Исследование образования очарованных мезонов и тау-лептонов в нейтринных взаимодействиях тема автореферата и диссертации по физике, 01.04.23 ВАК РФ

Введение . $

Глава

ЭКСПЕРИМЕНТАЛЬНЫЕ ДАННЫЕ .{О

Глава

ОБРАЗОВАНИЕ D*+(2010) -МЕЗОНОВ В И ^-ВЗАИМОДЕЙСТВИЯХ

2.1 Введение . .п

2.2 Метод отбора D -кандидатов ./5"

2.3 Образование D при промежуточных энергиях нейтрино .W i~t t

2.4 Образование D при высоких энергиях нейтрино .2о

2.5 Выводы

Глава

ИНКЛЮЗИВНОЕ И ДИФФРАКЦИОННОЕ ОБРАЗОВАНИЕ 2110) -МЕЗОНОВ . . . . " 3

3.2 Первое наблюдение нейтринорождения D^.3?

3.3 Инклюзивное образование D^ в >Ы-взаимодействиях

3.4 Отбор диффракционных событий . .В.

3.5 Диффракционный сигнал

3.6 Отражения от нестранных очарованных мезонов

3.7 Наклон t-распределения и оценка сечения процесса .6'

3.8 Выводы

Глава

НЕЙТРИНОРОЖДЕНИЕ ОРБИТАЛЬНО-ВОЗБУЖДЕННЫХ ОЧАРОВАННЫХ МЕЗОНОВ.Ю

4.1 Образование D^(2420) и D^(2460) .W

4.2 Образование D^(253 5) .%Ъ

4.3 Выводы

Глава

ПОСТАНОВКА ЭКСПЕРИМЕНТОВ ПО НЕЙТРИНОРОЖДЕНИЮ ТАУ-ЛЕПТОНОВ

5.1 Введение

5.2 Детектирование СС-взаимодействий прямых тау-нейтрино

5.3 Детектирование нейтринных осцилляций в эмульсионной камере с большой радиационной длиной

Развитие физики частиц в последние два десятилетия в значительной мере связано с экспериментальным обнаружением ряда новых фундаментальных состояний. Началом этого этапа стало открытие в 1974 г. J/f [1] -- связанного состояния очарованного кварка, предсказанного ранее в модели GIM [2], и его антикварка. Несколько позже были обнаружены псевдоскалярные D-мезоны, состоящие из очарованного кварка и легкого антикварка [3]. Наблюдение слабых распадов этих очарованных частиц подтвердило предсказанную в модели GIM схему кварковых поколений. Спектроскопия и распады очарованных D-мезонов служат важными источниками информации о динамике сильных взаимодействий.

Образование чарма в yN-взаимодействиях впервые наблюдалось в электронном опыте HPWF [4] в виде димюонных событий. Прямые наблюдения распадов очарованных частиц, образованных в нейтринных взаимодействиях в эмульсии [5], впервые позволили оценить их времена жизни по пробегу. Вскоре, однако, стало ясно, что из-за малости сечения взаимодействия нейтрино свойства очарованных частиц как таковых намного удобнее исследовать в фоторождении на нуклоне (с восстановлением распадной вершины в кремниевом детекторе) и в электрон-позитронных столкновениях, где были получены статистически обеспеченные и "чистые" сигналы от различных распадов чарма. При этом роль нейтринных опытов свелась к исследованию механизмов образования очарованных частиц в ^-взаимодействиях и к изучению свойств слабого адронного тока.

В отличие от очарованных адронов, обнаруженный почти одновременно тау-лептон [6] не был предсказан теоретически. До сих пор образование t наблюдалось лишь в электрон-позитронных столкновениях. Распадные свойства тау-лептона прекрасно согласуются с универсальной схемой трех лептонных поколений, которая подразумевает существование соответствующего нейтрино У^ . Прямое наблюдение нейтринорождения тау-лептона на нуклоне, У,N --> yf~X, 0 возможно в опытах с поглощением первичного пучка протонов в толстой мишени (beam dump). Детектирование СС-взаимодействий тау-нейтрино, в которых образуется тау-лептон, приобретает особую актуальность в связи с исследованиями осцилляционных переходов между нейтрино разных типов [7].

Из всех имеющихся данных по нейтринному рождению очарованных частиц, статистически обеспеченными можно считать только измерения выходов дилептонных событий (см., например, [8]). Однако, опираясь только на дилептонные данные, невозможно оценить даже полное сечение образования чарма, поскольку полулептонные о -f f + распадные доли низколежащих состоянии D , D , D и Л далеко не

5 и одинаковы. По существу, прямая информация о нейтринорождении этих низколежащих состояний ограничена данными единственного эксперимента Е531, в котором распады очарованных частиц детектировались в ядерной эмульсии, а средняя энергия СС-событий была близка к 50 ГэВ. Условия этого эксперимента позволяли надежно идентифицировать -мезоны [9], но состав заряженной компоненты чарма остался весьма неопределенным [10]. В частности, эти данf ные не позволяют выяснить, подавлено ли образование D^. по отношению к без чего интерпретация дилептонных данных остается неопределенной и должна основываться на модельных предположениях.

Имеющиеся данные об образовании векторных очарованных, мезонов в yN-взаимодействиях ограничиваются небольшими (порядка де

К+ о сяти событий) сигналами D (2 010) —> D п-ь в пузырьковых камерах и в эмульсии при средней энергии нейтрино около 40--50 ГэВ. Эти сигналы позволяют оценить выход D (2010) на СС-событие с неопределенностью порядка 50%. Нейтринное рождение странного векторного мезона D^. (2110) до настоящего времени не исследовалось. Этот процесс интересен тем, что может происходить не только за счет глубоконеупругого образования и последующей фрагментации с-кварка, но также за счет вектор-доминантного механизма [11]. При этом виртуальная система cs, образованная векторным током в Ка-биббо-разрешенном переходе W+ --> cs, испытывает упругое или неупругое рассеяние на нуклоне и "материализуется" в конечном состоянии в виде D^. (2110) . Этот механизм может эффективно увеличи л. вать выход Ds и, в простейшей форме, должен проявляться в виде диффракционного образования D на нуклоне [12, 13]. Аналогом последней реакции в секторе ud служит диффракционное рождение р (770) в yN-взаимодействиях [14, 15].

Для того, чтобы систематически и всесторонне исследовать нейтринорождение чарма, необходим трековый детектор с пространственным разрешением, позволяющим прямо наблюдать пробеги псевдоскалярных очарованных мезонов и Jit. Поскольку сечение взаимодействия нейтрино мало, таким детектором может служить либо большая пузырьковая камера с голографическим съемом (эта схема так и не была реализована), либо гибридный спектрометр с массивной мишенью из ядерной эмульсии. Действительно, лучшие на сегодня результаты по нейтринорождению очарованных частиц были получены в эмульсионном опыте Е531 на сравнительно небольшой статистике (немногим более 3000 СС-событий). В опытах на пузырьковых камерах были получены значительно большие по объему нейтринные образцы с трековой информацией (сотни тысяч СС-событий), но пространственное разрешение этих детекторов недостаточно для разделения первичной и распадной вершин. Это не позволяет в полном объеме исследовать образование очарованных частиц: при выделении сигналов от слабых распадов низколежащих состояний по массе распадной системы комбинаторный фон, как правило, оказывается слишком высоким.

Важное исключение составляют процессы образования и распада со специфической кинематикой, которая позволяет подавить комбинаторный фон до приемлемого уровня. Так, при поиске сильных и радиационных распадов векторных мезонов (например, D (2010) —> (1864) п+ и dT(2110) —> D^(1969) ft ) фон эффективно снижается малостью фазового объема и сравнительно высоким разрешением по разности масс, а в изучении диффракционного рождения чарма -малой множественностью частиц в конечном состоянии нейтринного "f Г) события. В свою очередь, выделение сигнала от D --> D п+ позволяет исследовать образование орбитально-возбужденных мезонов по их сильным распадам в D (2010).

Предмет диссертации составляют процессы образования очарованных мезонов и тау-лептонов в нейтринных взаимодействиях. Ней-тринорождение чарма исследуется по экспериментальным данным, полученным в нейтринных опытах на больших пузырьковых камерах. Для увеличения статистики мы, как правило, объединяем несколько наборов данных, полученных в сходных экспериментальных условиях. При этом процедура отбора событий-кандидатов по массе распадной системы должна учитывать различия в экспериментальных разрешениях, что достигается пособытийным вычислением ошибок в измерении инвариантной массы или разности масс. Анализ объединенных данных нескольких нейтринных экспериментов на пузырьковых камерах позволяет исследовать эффекты, которые недоступны для отдельных экспериментов в силу недостаточной статистики.

В первой главе кратко описаны анализируемые наборы данных, которые были получены в пяти нейтринных экспериментах. В проведении и обработке данных двух опытов на 15-футовой камере лабо-тории Ферми (Е180 и Е632) непосредственно участвовали физики из ИТЭФ. Обработанные данные нейтринных опытов на Большой Европейской Пузырьковой Камере в ЦЕРНе (WA59, WA21 и WA25) были предоставлены нам для физического анализа в рамках сотрудничества ИТЭФ-ИФВЭ-ЦЕРН.

Во второй главе обсуждается образование очарованных векторных мезонов D (2010) в yN и yN-взаимодействиях. В области промежуточных энергий нейтрино (порядка 50 ГэВ) полученные сигналы в несколько раз превышают все наблюдавшиеся ранее сигналы от нейтринного рождения D (2010). Это позволяет значительно точнее, чем прежде, оценить выход D (2010) на нейтринное событие, а также впервые исследовать динамику его образования. В области высоких энергий (порядка 150 ГэВ) образование D (2010) исследовано впервые- Обнаружен значительный рост относительного выхода этого очарованного мезона с увеличением энергии нейтрино.

В третьей главе представлены результаты по инклюзивному и диффракционному образованию очарованного странного векторного 0мезона D^ (2110) на нуклоне. Наше раннее наблюдение нейтринного frfрождения D^. (2110) позволило сделать одну из первых оценок массы этого состояния. Обнаружено, что в области промежуточных энергий

Kf- Xf образование D^. (2110) не подавлено по сравнению с D (2010) и носит "квазидиффракционный" характер. Впервые обнаружен и исследован процесс диффракционного образования D^ (2110) на нуклоне.

В четвертой главе исследуется образование орбитально-воз-бужденных (аксиально-векторных и тензорных) очарованных мезонов в нейтринных взаимодействиях. В распадном канале D п- нами не обнаружено значимых сигналов от образования нестранных состояний D^(2420) и D*°(2460), что позволяет установить верхние пределы на выходы этих мезонов. В то же время, нами впервые наблюдается нейтринорождение очарованного странного состояния D^(2535). Полученная оценка массы этого мезона хорошо согласуется с результатами других измерений и не уступает им в точности.

В пятой главе, материал которой не связан с анализом упомянутых выше данных, обсуждается нейтринорождение тау-лептонов. Рассчитаны ожидаемые потоки прямых тау-нейтрино, выходы тау-лептонов и топологии ^-событий в опытах с поглощением первичного пучка протонов. Предложена постановка эксперимента с детектированием 2* по пробегу в эмульсионной мишени, расположенной на малом расстоянии от поглотителя протонов. Основные черты этой схемы реализованы в эксперименте DONUT в лаборатории Ферми. Также предложена схема гибридного эмульсионного спектрометра с распределенной мишенью, способного детектировать СС-взаимодействия нейтрино всех типов. Оценена чувствительность этого детектора к осцилляционному переходу У —> Ху в нейтринном пучке, образоо ванном мюонным накопительным кольцом.

Основные результаты диссертации перечислены в Заключении. Эти результаты опубликованы в работах [21, 22, 25, 35, 36, 37, 38, 39, 40, 48, 55, 56, 59, 64, 65], а также докладывались на рабочем совещании по физике тау-лептона в Орсэ (1990 г), на кон ференции WEIN'92 в Дубне (1992 г), на конференциях по физике вы соких энергий в Марселе (1993 г) и в Брюсселе (1995 г) и на семинарах в ряде ведущих физических центров.

4.3 ВЫВОДЫ о

Наш поиск нейтринорождения Р-волновых состояний D (2420) и 0^(2460) по их распадам в D п- не дал положительного результата, и мы лишь получили ограничения на относительные выходы этих

Yf мезонов. Не более 18% всех D -мезонов, образованных в yN и ><Nвзаимодействиях с <Е > = 40—50 ГэВ, являются продуктами распада

0 4,0 о

D^ (2420) или D^(2460). В распадах Z --> сс соответствующая доля всех D -мезонов близка к 10% [51, 52]. Иными словами, в УЫ-взаимодействиях мы не наблюдаем аномально высокого вклада 0^(2420) и D^(2460) в образование чарма по сравнению с электрон-позитронными столкновениями в области Ъ°.

В то же время, мы наблюдаем нейтринорождение странного Р4 волнового мезона D^(2535) на уровне, близком к нашему верхнему пределу на выход нестранного мезона D^(2420) (см. выше). Отметим, что в распадах Ъ°—> сс измеренные выходы D^, [52] и D + [51] находятся в отношении Р(с —> D ) / Р(с —> D ) = 0.06+-0.02. Согласно нашим данным, в yN и уN-взаимодействиях в области энергий 40—50 ГэВ относительные выходы D близки к 1%. Поэтому вклад фрагментации с-кварка в выход D^(2535) на СС-событие не

Глава 5

ПОСТАНОВКА ЭКСПЕРИМЕНТОВ ПО НЕЙТРИНОРОЖДЕНИЮ ТАУ-ЛЕПЮНОВ

5.1 ВВЕДЕНИЕ

Распадные свойства тау-лептона, детально исследованные в электрон-позитронных столкновениях, прекрасно согласуются с универсальной схемой трех лептонных поколений и указывают на существование соответствующего нейтрино У^, отличного от У^ и У^ . Однако, прямым доказательством существования тау-нейтрино может быть только наблюдение его СС-взаимодействий в нейтринных опытах и, в частности, в экспериментах с полным поглощением протонного пучка [53]. Детектирование СС-взаимодействий тау-нейтрино приобретает особый интерес в связи с фундаментальной проблемой переходов на лету между нейтрино разных типов [7]. Недавние атмосферные данные [54] указывают на значительное исчезновение мюонных нейтрино, которое можно объяснить осцилляционным переходом с z -3-2 2. разностью квадратов масс Дш порядка 10 --10 эВ и с почти мак2 симальным эффективным смешиванием (sin 2© > 0.8). Эти данные плохо согласуются с гипотезой X --> У^ и указывают на доминирующую роль перехода У^ —> Уу •

В этой главе представлены результаты наших расчетов, связанных с детектированием СС-взаимодействий тау-нейтрино в различных экспериментальных условиях. Рассчитаны ожидаемые потоки прямых тау-нейтрино, выходы тау-лептонов и топологии ^-событий в опытах с поглощением первичного пучка протонов. Предложена постановка эксперимента по исследованию СС-взаимодействий прямых Ур в эмульсионном детекторе тау-лептонов, расположенном на малом расстоянии от поглотителя протонов. И наконец, предложена постановка эксперимента по детектированию осцилляционных переходов ^ и ^в-—3 гибридном эмульсионном спектрометре с распределенной мишенью, облучаемом нейтринным пучком от мюонного накопительного кольца. Разработанная нами процедура моделирования нейтринорождения и распада тау-лептона, которая учитывает влияние поляризации на распределения распадных частиц, описана в работе [55].

5.2 ДЕТЕКТИРОВАНИЕ СС-ВЗАИМОДЕЙСТВИЙ ПРЯМЫХ ТАУ-НЕЙТРИНО

В опытах с поглощением протонного пучка [53] основным источником прямых тау-нейтрино служат лептонные распады очарованных странных D^-мезонов, образованных в pN-стокновениях в толстой мишени с малой длиной взаимодействия:

D^ (1969) — > Г+-> fx.

При этом фоновый поток мюонных и электронных нейтрино подавляется тем, что большая часть вторичных пионов и каонов поглощается в мишени до распада.

С увеличением энергии Ер протонов, падающих на поглотитель,

-f увеличивается сечение образования D , сужается угловое распределение пучка У^ и возрастает его средняя энергия, что, в свою очередь, приводит к росту сечения взаимодействия I и к увеличеu нию пробега вторичного тау-лептона. В силу этих причин как абсолютный выход, так и эффективность регистрации тау-лептонов в реальном детекторе увеличиваются с ростом Ер. Ожидаемые потоки тау-нейтрино, выходы тау-лептонов и топологии "^-распадных событий для энергии первичного пучка Е^ = 3 ТэВ, которую планировалось достичь на ускорителе УНК в ИФВЭ, рассчитаны нами в работе [56]. В расчете потока у^ мы учитываем вклады всех основных распадных каналов "первичного" тау-лептона.

Неопределенность потока )L , в основном, связана с динамикой образования D^(1969) в pN-соударениях. Зависимость сечения этого процесса от Фейнмановской переменной X параметризуется в виде (1 - jxj)^, а от поперечного импульса -- в виде ехр(-ар^). В наших расчетах мы полагаем а = 1 ГэВ , что согласуется с большей частью данных по образованию очарованных мезонов в pN-взаимодей-ствиях в широком диапазоне энергий. Ожидаемый поток тау-нейтрино намного более чувствителен к параметру п, который, видимо, увеличивается с ростом энергии: согласно данным [57], n = 4.9+-0.5 и 8.6+-2.0 для Ер = 400 и 800 ГэВ, соответственно. Расчеты потока ^ и выхода Ц при Ер, = 3 ТэВ проводятся для двух значений па4 раметра Х-распределения D -мезонов: п = 5 и п = 10. Мы предполагаем, что при Ер = 3 ТэВ полное сечение рЫ-соударений и сечение образования чарма равны, соответственно, 50 мбн и 100 мкб, и что с-кварк фрагментирует в D^ с вероятностью 10%. Вероятность распада D^ в ГХ/ полагается равной 4%.

Оцененные выходы и средние энергии СС-взаимодействий прямых тау-нейтрино представлены в Табл. 3 для разных аксептансов детектора по углу вылета У^ (© < 0^) . Чувствительность предска4зания к Х-распределению D^-мезонов иллюстрируется тем, что при переходе от п = 5 к п = 10 расчетный выход событий уменьшается примерно втрое, а их средняя энергия — в полтора раза. Сильная зависимость потока У^ от угла вылета 0^ приводит к тому, что при увеличении углового аксептанса от 1 до 10 мрад число ^-событий на тонну детектора падает примерно на порядок. Приведенные ниже результаты получены для значения п = 10, которое можно считать более реалистическим для Ер = 3 ТэВ, и относятся к детектору с угловым аксептансом 0 = 2 мрад.

В эксперименте с поглотителем протонного пучка число фоновых взаимодействий мюонных и электронных нейтрино будет на 1--2 порядка превышать выход ^-событий. Поэтому эффективный отбор СС-взаимодействий невозможен без прямого наблюдения пробега Т в вершинном детекторе. В рассматриваемых условиях полный пробег в среднем близок к 8 мм, а поперечный пробег — к 17 0 мкм (детектировать Z по поперечному пробегу предлагалось в [58]). Сигнатурой тау-лептона служит излом или "трайдент" на заряженном треке вблизи первичной вершины. Средние углы изломов для основных од-нолучевых распадов , которые определяют угловое разрешение детектора, приведены в Табл. 4. Левая поляризация тау-лептона приводит к тому, что в лептонном и пионном распадах заряженная част

ЗАКЛЮЧЕНИЕ

В диссертации исследуются процессы образования очарованных частиц и тау-лептонов в нейтринных взаимодействиях. Нейтринорож-дение чарма анализируется по данным нейтринных экспериментов на больших пузырьковых камерах. Нейтринорождение Z исследуется на уровне расчетов, связанных с детектированием взаимодействий тау-нейтрино в различных экспериментальных условиях. Перечислим основные физические результаты, изложенные в диссертации и выносимые на защиту:

1. Измерены сечения и исследована динамика образования D (2010) в yW и ^-взаимодействиях со средними энергиями около 50 ГэВ. Неопределенность сечения рождения D в этой области энергии уменьшена более чем вдвое.

2. Впервые исследовано образование D (2010) в yN-взаимодействи-ях в области энергий нейтрино выше 100 ГэВ. Обнаружено значительное увеличение выхода D на нейтринное СС-событие с ростом энергии нейтрино.

3. Впервые наблюдалось нейтринорождение странного векторного меjff зона Dj(2110), что позволило сделать одну из самых ранних оценок его массы.

4. Исследовано образование D (2110) в yN-взаимодействиях со среО дней энергией около 4 0 ГэВ и получены указания на то, что в этой области энергий механизмы рождения векторных очарованных

-Xмезонов D (2110) и D (2010) различны.

5. Впервые наблюдалось диффракционное образование очарованных странных мезонов в yN и >Ы-взаимодействиях на нуклоне. Исследована форма t-распределения и измерено сечение процесса. т

6. Проведен поиск образования орбитально-возбужденных состояний D^(2420) и 0^(2460) в yN и yN-взаимодействиях. Установлены значимые верхние пределы на относительные выходы этих мезонов .

7. Впервые наблюдалось образование орбитально-возбужденного cs

-f мезона D (2535) в нейтринных взаимодействиях. Проведено измерение его массы, по точности сравнимое с мировыми данными, и оценено сечение рождения.

8. Рассчитаны ожидаемые потоки прямых тау-нейтрино, выходы тау-лептонов и топологии ^-распадных событий в опытах с поглощением протонного пучка. Предложена схема эксперимента с эмульсионным детектором тау-нейтрино, расположенным вблизи поглотителя протонного пучка с энергией 800 ГэВ, основные принципы которой были впоследствии реализованы в эксперименте D0NUT в лаборатории Ферми.

9. Предложена постановка эксперимента по исследованию осцилляци-онных переходов X —> "У^ и у —> %С в эмульсионном детектоis & L, ре с распределенной мишенью, облучаемом нейтринным пучком мю-онного ускорителя на большой эффективной базе. Проведено моделирование ^-событий в предложенном детекторе и оценена его чувствительность к нейтринным переходам в области Л in2*, на которую указывают данные атмосферных опытов.

Эти результаты опубликованы в пятнадцати работах, а также докладывались на ряде международных конференций и научных семинаров в ведущих физических центрах.

Я благодарю всех своих коллег по экспериментам Е18 0 и Е632 за многолетнюю совместную работу по обработке и осмыслению данных этих нейтринных опытов на 15-футовой пузырьковой камере. Я признателен коллегам из экспериментов WA59, WA21 и WA25 на камере ВЕВС за то, что они с энтузиазмом восприняли идею об объединении данных нескольких нейтринных опытов, предоставили нам свои ленты суммарных результатов и активно участвовали в физическом анализе объединенных данных. Я глубоко признателен всем своим российским и зарубежным соавторам и, в особенности, В.В. Аммосо-ву, В. Венусу, B.C. Веребрюсову, Дж. Гаю, Г. Джонсу, B.C. Кафта-нову, С.П. Кручинину, М.А. Кубанцеву, Дж. Лиссу, П. Маражу, И.В. Махлюевой, Д. Моррисону и М. Неве за их вклад в физические анализы, представленные в диссертации. Я также благодарю А.Г. Дол-голенко и С.В. Семенова за то, что они внимательно прочли рукопись и сделали ряд конструктивных замечаний и предложений.

1. J.J. Aubert et al., Phys. Rev. Lett. 33, 1404 (1974); J.E. Augustin et al., Phys. Rev. Lett. 33, 1406 (1974).

2. S.L. Glashow, J. Iliopoulos, and L. Maiani, Phys. Rev. D2, 1285 (1970).

3. G. Goldhaber et al., Phys. Rev. Lett. 37, 255 (1976); I. Peruzzi et al., Phys. Rev. Lett. 37, 569 (1976).

4. A. Benvenuti et al., Phys. Rev. Lett. 34, 419 (1975).

5. D. Allasia et al., Phys. Lett. 87B, 287 (1979);

6. N. Ushida et al., Phys. Rev. Lett. 45, 1049 (1980).

7. M.L. Perl et al., Phys. Rev. Lett. 35, 1489 (1975).

8. K. Zuber, "On the physics of massive neutrinos", Physics Reports 305, 295 (1998); J. Brunner, "Experimental results on neutrino masses and lepton mixing", Preprint CERN-PPE/ 97-38, Geneva, 1997.

9. A. Rabinovitz et al., Phys. Rev. Lett. 70, 134 (1993).

10. N. Ushida et al., Phys. Rev. Lett. 56, 1771 (1986).

11. N. Ushida et al., Phys. Rev. Lett. 56, 1767 (1986).

12. Б.А. Арбузов, С.С. Герштейн и В.Н. Фоломешкин, ЯФ21, 1322 (1975).

13. M.K. Gaillard, S.A. Jackson, and D.V. Nanopoulos, Nucl. Phys. B102, 326 (1976).

14. M.S. Chen, F.S. Henyey, and G.L. Kane, Nucl. Phys. B118, 354 (1977).

15. J. Bell et al., Phys. Rev. Lett. 40, 1226 (1978).

16. G.T. Jones et al., Z. Phys. C58, 375 (1993).

17. V.V. Ammosov et al., Nucl. Phys. B177, 365 (1981).

18. K. Varvell et al., Z. Phys. C36, 1 (1987).

19. G.T. Jones et al., Z. Phys. C51, 11 (1991).

20. D. Allasia et al., Z. Phys. C37, 527 (1988).

21. D. De Prospo et al., Phys. Rev. D50, 6691 (1994).

22. A.E. Asratyan, M. Aderholz, V.V. Ammosov et al., "Study of D and search for D ^production by neutrinos in BEBC",1. Z. Phys. C68, 43 (1995).

23. A.E. Asratyan, M. Aderholz, V.V. Ammosov et al., "Produc-x-ftion of D (2010) mesons by high-energy neutrinos from the Tevatron", Z. Phys. C76, 647 (1997).

24. J. Blietschau et al., Phys. Lett. 86B, 108 (1979).

25. G.T. Jones et al., Z. Phys. C36, 593 (1987).

26. A.E. Asratyan, V.I. Efremenko, A.V. Fedotov et al., "Study of charmed vector meson production by antineutrinos", Phys. Lett. 132B, 246 (1983).M

27. Particle Data Group, Eur. Phys. Journal C3, 1 (1998).

28. J. Adler et al., Phys. Rev. Lett. 64, 2615 (1990).

29. M. Aderholz et al., Phys. Lett. 173B, 211 (1986).

30. N. Ushida et al., Phys. Lett. 121B, 292 (1983); 206B, 380 (1988).

31. D. Buskulic et al., Z. Phys. C62, 1 (1994); P. Aubreu et al., Z. Phys. C59, 533 (1993).

32. J.C. Anjos et al., Phys. Rev. Lett. 62, 513 (1989).

33. M.P. Alvarez et al., Z. Phys. C60, 53 (1993).

34. N. Ushida et al., Phys. Lett. 121B, 287 (1983); 206B, 375 (1988).

35. V. Jain et al., Phys. Rev. D41, 2057 (1990).

36. A.E. Asratyan, A.V. Fedotov, P.A. Goritchev et al., "Study of charmed strange vector meson production by antineutri-nos", Preprint ITEP-99, Moscow, 1984.

37. A.E. Asratyan, A.V. Fedotov, P.A.Goritchev et al., "Charmed strange vector meson production in antineutrino-nucleon interactions", Phys. Lett. 156B, 441 (1985).

38. A.E. Asratyan, V.V. Ammosov, J.P. Baton et al., "Evidence1. X—for antineutrino production of D^, mesons", Preprint IIHE 89-06, Brussels, 1989.m

39. A.E. Asratyan, P. Marage, M. Neveu et al., "Production of jf—

40. D^ mesons in antineutrino-nucleus charged current interactions", Phys. Lett. 257B, 525 (1991).

41. A.E. Asratyan, P. Marage, M. Aderholz et al., "Diffractive production of charmed strange mesons by neutrinos and anti-neutrinos", Z. Phys. C58, 55 (1993).

42. H. Albrecht et al., Phys. Lett. 146B, 25 (1984).

43. D. Aston et al., Nucl. Phys. B209, 56 (1982).

44. U. Camerini et al., Phys. Rev. Lett. 35, 483 (1975).

45. P. Annis et al., Phys. Lett. 435B, 458 (1998).

46. T. Adams et al., Phys. Rev. D61, 092001 (2000).

47. H. Albrecht et al., Phys. Lett. 221B, 422 (1989); J.C. An-jos et al., Phys. Rev. Lett. 62, 1717 (1989).

48. H. Albrecht et al., Phys. Lett. 230B, 162 (1989); P. Avery et al., Phys. Rev. D41, 774 (1990).

49. A.E. Asratyan, M. Aderholz, V.V. Ammosov et al., "Observation of D ,(2535) meson $1

50. Z. Phys. C61, 563 (1994) .-tvation of D^(2535) meson production by neutrinos in BEBC",

51. А. Э. Асратян и др., Письма в ЖЭТФ 46, 54 (1987); А. Е. Asra-tyan et al., Z. Phys. C40, 483 (1988).

52. G. Myatt, CERN-EFCA/72-4, Vol. II, 117 (1972) .

53. K. Ackerstaff et al., Eur. Phys. J. CI, 439 (1998); P. Ab-reu et al., Preprint CERN-EP/99-67, May 1999.

54. K. Ackerstaff et al., Preprint CERN-PPE/97-035, April 1997.

55. M. Talebzadeh et al., Nucl. Phys. B291, 503 (1987); H. Grassier et al., Nucl. Phys. B273, 253 (1986); H. Abramovicz et al., Z. Phys. C13, 179 (1982).

56. Y. Fukuda et al., Phys. Lett. 443B, 9 (1998); 436B, 331998); Phys. Rev. Lett. 81, 1562 (1998); 82, 2644 (1999).

57. A.E. Asratyan, M.Ya. Balatz, D. Boehnlein et al., "Detecting the (quasi-)two-body decays of tau leptons in neutrino oscillation experiments", Nucl. Instr. Meth. A427, 4951999).

58. A.E. Asratyan, "Quest for tau neutrino at UNK: A Monte Carlo simulation", Proc. Workshop on Tau Lepton Physics, Or-say, September 1990 (Editions Frontieres, 1991), p. 541.

59. R. Ammar et al., Phys. Rev. Lett. 61, 2185 (1988).

60. K. Winter, Proc. Workshop on Tau Lepton Physics, Orsay, September 1990 (Editions Frontieres, 1991), p. 517.

61. A.E. Asratyan, P.A. Goritchev, and M.A. Kubantsev, "Collecting tau neutrinos near the proton dump: an outlook", Preprint ITEP-133, Moscow, 1984.

62. В. Lundberg et al., Fermilab Proposal P872, January 1994.

63. B. Lundberg, "Results from DONUT: first direct evidence of the tau neutrino", talk at the Fermilab W&C seminar, July 2000 (transparencies at http://fn872.fnal.gov/presentation/ complete/2000/wc2000.pdf).

64. E. Abies et al., Fermilab Proposal P875, February 1995; Y. Oyama et al., Preprint KEK 97-266, January 1998;

65. J.P. Revol et al., Preprint ICARUS-TM-97/01, March 1997.

66. S. Geer, Phys. Rev. D57, 6989 (1998); V. Barger et al., Phys. Rev. D61, 053004 (2000).

67. A.E. Asratyan, G.V. Davidenko, A.G. Dolgolenko et al.,

68. A detector for probing the ^ —> y^ transition over short and medium baselines", Preprint ITEP 1-99, Moscow, 1999.

69. A.E. Asratyan, G.V. Davidenko, A.G. Dolgolenko et al., "Emulsion chamber with big radiation length for detecting neutrino oscillations", Nucl. Instr. Meth. A450, 1 (2000).

70. A. Ereditato, K. Niwa, and P. Strolin, Preprint INFN/AE-97-06, Nagoya DAPNU-97-07, June 1997.

71. J. Altegoer et al., Nucl. Instr. Meth. A404, 96 (1998).

72. M.C. Gonzalez-Garcia et al. , Phys. Rev. D58, 033004 (1998).

73. F. Dydak et al., Phys. Lett. 134B, 281 (1984).

74. N. Ushida et al., Phys. Rev. Lett. 57, 2897 (1986).