Исследование структурных фунций К-мезона и характеристики адронных струй в областях фрагментации при высоких энергиях тема автореферата и диссертации по физике, 01.04.16 ВАК РФ

¡ЪЕДИНЕННЫЙ ИНСТИТУТ ЯДЕРНЫХ ИССЛЕДОВАНИЙ

1-97-291

На правах рукописи ' УДК 539.172

БАДАЛЯН .

Надежда Николаевна '

СЛЕДОВАНИЕ СТРУКТУРНЫХ ФУНКЦИЙ К-МЕЗОНА И ХАРАКТЕРИСТИК АДРОННЫХ СТРУЙ В ОБЛАСТЯХ ФРАГМЕНТАЦИИ ПРИ ВЫСОКИХ ЭНЕРГИЯХ

Специальность: 01.04.16 — физика ядра и элементарных частиц

Автореферат диссертации на соискание ученой степени кандидата физико-математических наук

Дубна 1997

Работа выполнена в Лаборатории высоких энергий Объединенног - института ядерных исследований.

Научный руководитель: доктор физико - математических наук, Кузнецов

профессор Анатолий Алексееви1

Официальные оппоненты:

доктор физико - математических наук, " Дремин

профессор Игорь Михайлович

доктор физико - математических наук, Панебратцев -

старший научный сотрудник Юрий Александров!:

Ведущее научно - исследовательское учреждение: Научно - исследовательский институт ядерной физики Московского государственного университета, г. Москва

Защита диссертации состоится . 1997 года

в 4 (? — часов на заседании диссертационного совета Д-047.01.02 в Лаборатории высоких энергий Объединенного института ядерны? исследований по адресу:

141980, г. Дубна Московской области, ЛВЭ ОИЯИ. С диссертацией можно ознакомиться в библиотеке ЛВЭ .ОИЛИ. •Автореферат разослан 1997 г.

Ученый секретарь диссертационного совета ¿-сьъе^? М. Ф. Лихачев

Общая характеристика работы

туальность проблемы определяется тем, что структурные фун-ш или функции распределения кварков и глюонов в адронах явля-ся одной из основных величин, которые определяют сечение взаимо-хтвпя между адронами, и в частности сечение рождения адронов, тонных пар Дрелла - Яна, прямых фотонов и струй. Основным ис-шиком экспериментальной информации относительно расиределе-I кварков и глюонов в адронах является глубоко - неупругое рассея-5 лептонов на нуклонах, а также жесткие адронные взаимодействия бразованием лептонных пар большой массы, прямых фотонов, \У и юзонов и адронов с тяжелыми кварками.

Разработка других, косвенных способов получения информации о акциях распределения партонов в адронах является важной и ак-шьной задачей в случаях, когда прямое экспериментальное помете таких распределений затруднено или практически невозможно, заботе предложен способ получения информации о функциях расселения морских странных партонов в К±- мезонах из анализа слюзивных спектров адронов с малыми поперечными импульсами бласти фрагментации К±- мезонов в К±р~ взаимодействиях при зоких энергиях.

Как известно, кварки и глюоны не являются наблюдаемыми объек-ш. Проявлениями кварков и глюонов во взаимодействии между леп-1ами, адронами и ядрами являются адронные струи. Поиск адрон-х: струй в многочастичных конечных состояниях взаимодействия кду частицами и ядрами и их реконструкция является актуальной сновной проблемой анализа экспериментальных данных с большой зжественностыо частиц в конечном состоянии. Для выделения ад-гаых струй применяются различные алгоритмы по их поиску. В сертационной работе предложен новый В- алгоритм по выделению юнных струй, в котором использована величина Ьц., т.е. квадрат ¡ности 4-х скоростей прекластеров г и к, как мера близости прекла-ров в 4-х мерном пространстве скоростей.

В диссертационной работе преследовались две цели. Первая цель тояла в описании инклюзивных спектров лидирующих адронов и юнансов в К^р- взаимодействиях при высоких энергиях на основе омбинационного механизма образования частиц и в извлечении ин-)мации о структурных функциях К±~ мезонов из такого описания.

Вторая цель заключалась в разработке нового алгоритма по поиск} реконструкции адронных струй во взаимодействиях между частица] и ядрами, в выделении адронных струй в 7Г~р- и п~С- взаимодействи при 40ГэВ/с и в исследовании их свойств.

Научная новизна определяется тем, что рассмотренный в Д1 сертационной работе подход позволяет получать новую информац! относительно функций распределения странных морских партоног К±- мезонах, а также о вероятностях рождения мезонов из различи] мультиплетов, и в частности, о вероятности подавления рождения те зорных мезонов по отношению к векторным мезонам, о независимое вероятности рождения мезона от значения суммарного спина квар! антикварковой пары, которая образует мезон, а также об увеличен относительного вклада в инклюзивный спектр от прямого рожден частиц с уменьшением массы частицы.

Предложен новый В- алгоритм по поиску и реконструкции адрс ных струй во взаимодействиях между частицами и ядрами. Стрз выделенные на основе В- алгоритма, разделены как в пространст скоростей, так и в фазовом пространстве как самих струй, так и т стиц, входящих в эти струи.

Практическая ценность работы заключается в том, что р; смотренный в диссертационной работе способ исследования структз ных функций К*— мезонов может быть применен к различным ад}: нам (я-- мезонам, нуклонам и др.), а также к адронной компоненте <j тонов для получения новой информации о функциях распределения ш тонов в них. Такой способ исследования структурных функций буд очень ценным в случаях, когда прямое экспериментальное измерев структурных функций затруднено или практически невозможно.

Предложенный новый В- алгоритм по поиску и реконструкции < ронных струй может быть применен при анализах экспериментальн: данных по рождению струй с большими поперечными импульсами, i лучаемых на установках CDF и DO.

Апробация работы. Основные результаты работы доклады) лись на сессиях отделения ядерной физики АН СССР(1986, 1987, И гг.), на международных конференциях, на семинарах ЕрФИ и НЭ1 ЛВЭ.

Структура диссертации. Диссертация состоит из введения, 1 тырех глав, заключения и списка литературы. Текст изложен на ] страницах, включал 4 таблицы и 34 рисунка.

Автор защищает следующие положения:

• Описаны инклюзивные спектры как мезонов, так и мезонных ре-зонансов из различных мультиплетов в области фрагментации К±- мезонов в К*р- взаимодействиях при высоких энергиях в рамках многопартонной рекомбинационной модели образования адронов.

► Для х- распределения странных морских партонов в К- мезоне получено б'5(:г) ~ (1 - х)"', где п„ = 4.8 ± 1.0, а для фактора пода-вленостп странных морских кварков в К- мезоне по отношению к нестранным найдено значение = 0.42 ± 0.02.

» Для фактора подавлености рождения мезонов из мультшгаета с Р- волной по отношению к мезонам из мультхшлета с волной получено значение а = 0.28 ± 0.02. Показано, что вероятность рождения мезона не зависит от суммарного спина 5 кварк - ан-тикварковой пары в мезоне. Показано, что с уменьшением массы рожденного мезона относительный вклад в инклюзивный спектр от прямого рождения увеличивается.

» Предложен новый В- алгоритм для поиска и реконструкции ад-ронных струй в многочастичных конечных состояниях взаимодействия между пептонами, адронами и ядрами. Выделены спек-таторные адронные струи в тг~р- и тг~С- взаимодействиях при 40 ГэВ/с и исследованы их свойства.

» Показало, что струи из однострунных и двухструйных событий, выделенные В- алгоритмом, универсальны и при = 10 отличаются менее чем на (10 - 15)%. Найдено, что выделенные В-алгоритмом струи в тг~р- взаимодействиях обладают свойством лидирования, т.е. их свойства определяются кварковым составом фрагментирующего в струю адрона.

Краткое содержание работы

введении обосновывается актуальность проделанных исследова-

[, сформулированы цели диссертационной работы, научная новизна

рактическая ценность полученных результатов, приведено краткое

ержание диссертации.

В первой главе приводится краткое описание многопартонной р комбинационной модели (МРМ) для описания инклюзивных спектр« адронов с малыми поперечными импульсами в областях фрагментащ взаимодействующих адронов в адрон - адронных взаимодействиях щ высоких энергиях. Вводятся основные определения и переменные н обходимые для изложения следующих глав диссертации, а также осн вные идеи и подходы современного представления о механизме обр зования частиц в областях фрагментации взаимодействующих адр нов. Приводится описание модели продольного фазового объема Куч - Вайскопфа, которая позволяет параметризовать функции распред лсния валентных кварков и морских партонов в различных адрона Для тг~ и К - мезонов основным источником информации относителы функций распределения кварк - партонов в них являются процессы р ждения лептонных пар Дрелла - Яна в irN- и KN- взаимодействия соответственно. На основе экспериментальных данных по процессе рождения лептонных пар Дрелла - Яна построены функции рекомб нации составляющих кварков или валонов в конечный адрон на осно; многопартонных распределений Кути - Вайскопфа. При этом не вв дится никаких новых параметров для определения формы рехомбин ционных функций для различных адронов. Приведены выражения д; инклюзивных спектров прямых адронов с малыми поперечными ш пульсами рт, т.е. адронов, рожденных не от распадов адронных рез нансов, а непосредственно вследствие рекомбинации кварков и ант кварков, в области фрагментации начального адрона. При этом, зав спмость инклюзивных спектров от переменной х = р\\/р, где р - и; пульс начального адрона, а рц- продольная составляющая импулы рожденного адрона в с.ц.м. адрон - адронного взаимодействия, полн стью определяется функциями распределения кварк - партонов в н чальном и конечном адронах.

Вторая глава диссертации посвящена анализу инклюзивных сие тров образования мезонов и мезонных резонансов из различных мул типлетов в области фрагментации Kh мезонов в К±р впаимоде ствиях при высоких энергиях и оценке параметров структурных фу кций Л'*- мезонов [1, 2, 3, 4]. В ¡замках многопартонной рекомбин ционной модели (МРМ) инвариантное инклюзивное сечение [3, 4]

}{х) = _L f Е (Ра ¿pi. ~ JL^l (

Ртах dxdpyi ^Х

ямого рождения мезона М в области фрагментации К*- мезонов г\±р взаимодействиях при высоких энергиях определяется выраже-ем:

В выражении (2) Р^/Д.»:ь-^'г; И) определяет распределение двух ва-юв и \ ~2 в начальном А - мезоне (одетые или составляющие кварки, горые рскомбинируют в конечный мезон М) с продольными импуль-,га Г| и х-2 + х2 = .г), соответственно. Продольный импульс .Г) юна складывается из щюдольных пмпульов валентного кварка (тпкварка) q¡ н произвольного числа морских партонов начального мезона, которые переходят в конечный мезон М = (пли

(¡•¿)) с вероятностью И* (0 < И" < 1), а продольный импульса х2 юна 12, кото])ЫЙ образуется в результате эволюции морского лнти-1]жа (кварка) (]-2 равняется продольному импульсу этого антнкварка арка). Функция ( г 1 т-»'а) определяет распределение двух валонов родольныып нмпульсамп ;Г| и которые образуются в результате4 люцнп мо!)ского кварка (антнкварка) <[\ и антиква1жа (кварка) (]■> гального К- мезона с продольными импульсами х/ и х■>■ гоответ-1енно. Пц(.г\/.г,.(''¿/.г) - рекомбинацпонная функция, которая опре-яет вероятность рекомбинации валонов I ] п У2 с продольными пм-[ьсамн Х| и х-2, соответственно, в конечный мезон М = (Г^) г ^дольным импульсом х.

Фнт11])оваш1еинклюзивныхспект])ов ад])онныхрезонансов (А'*(892). 9 и /у".](1430)) в А"1*1/) взаимодействиях при высоких энергиях (Ед- > ^эВ) в областях фрагментации А* мезонов на основе выражений полученных в рамках стандартной модели Кути Ванскопфа. по-ляет определять па])амет])Ы ])асп1)еделенпя валентных кварков в А* оне. При этом для величины 7, определяющей нормировку кварк юнного моря А" мезона и, следовательно, поведение функции рас-деления валентных кварков прп л: ~ 1, получено ■) = 1.03 ± 0.09. Зля получения информации относительно распределения морских рков в К мезоне необходимо использовать модифицированную мо-ь Кути Вайскопфа. В рамках модифицированной модели Кути к копфа исходные распределения для нестранного и странного квар-

х

(2)

ков имеют вид и соответственно, а исходные распределения дл морских партонов определяются выражениями:

Sa(x) = даРа(х) , Ра(х) = (1 - xf* (i

где а = и, П. d.d. s,s,G обозначают тип морских партонов, д„ и к„ параметры, которые определяют долю продольного импульса партоя сорта а в начальном К- мезоне, 7 = 5«• Отметим, что в рамка стандартной модели Кути - Вайскопфа ка = 0 для всех а, т.е. Ра(х) = ' Для странного моря К- мезона имеем: <7^/7 < 1 [2, 3]. В этом случа-для целочисленных значений ks = 0,1,2 и т.д. в рамках модифицир< ванной модели Кути - Вайскопфа для инклюзивных спектров прямо фрагментации f(x) (2) получены аналитические выражения [4].

Приведен анализ инклюзивных спектров адронных резонансов (р ip. Л'*(892), и Л'^МЗО)) в области фрагментации К- мезонов в А"^. взаимодейстиях при высоких энергиях (Е^ > ЗОГэВ) с целью onpi деления значения параметра кя. В спектрах К*(892) учтен вклад о распадов Л'$(1430) - Л'*(892)тг и A'i(1400) /у*(892)тг.

Результаты фита для значений = 0,1,2,3 и 4 представлены таблице 1. Из таблицы 1 следует, что наилучшее описание данны по инклюзивным спектрам адронных резонансов получается при ks -3 ± 1. Следовательно, для распределения странных морских кварко в К- мезоне находим ss(x) ~ (1 -х)"1, где ns = 4.7 ± 1.1. Правил кваркового счета дают значение ns = 5.

Рассмотрим второй множитель подинтегрального выражения (2), именно функцию рекомбинации кварка (антикварка) (¡\ и антикварк (кварка) (¡'¿ъ конечный мезон M(q\q2). Функцию RM{z\,z2) можно вь: разить через функцию распределения валонов GM(zu z2) в мезоне А следующим соотношением [4]:

RM(z ! ,z2) = A(J,L,S; M)GM{zï ,z2) (4

Коэффициент A(J,L,S\M) характеризует вероятность рекомбинг ции кварк - антикварковой пары {(¡\q-i) (или двух валонов \\ и V2) мезон M с массой M (и мезон, и его масса обозначены через M), npi надлежащий к мультиплету с квантовыми числами J, L и S, где J спин мезона, L орбитальный момент, и S- суммарный спин кварк антикварковой пары ((Небольшой вклад в инклюзивные спектры пионов и каонов, кроме npj мого рождения этих частиц (по формуле (2)), дают распады адронны

онансов ип различных мультиплетов. Для того чтобы определить : вклады в спектры псевдоскалярных мезонов (пионов и каонов) не-одимо знать коэффициенты А(/,Х,5;М) для различных мезонов, ¡иснмость коэффициента А (.7, Ь, 5; М) от спина 3 может быть опре-ена через фактор (2.7 + 1). Тогда Л(7,Ь,5;М) = (2/+ 1)5(1,, 5; М), величина В(Ь,5\М) не зависит от значения спина <7. 3 диссертационной работе рассмотрены только 5- волновые (Ь = я Р- волновые (Ь = 1) мезонные мультпплеты, так как имеется юсительно полная информация об инклюзивных спектрах мезонов этих мультиплетов. Для коэффициента подавления а рекомбинации рка и антикварка в Р- волновое состояние по сравнению с реком-ацией в 5- волновое состояние находим а = Вт/Ву = 3А?/5Ау = 5 ± 0.02 (здесь и ниже АР = Л(0,0,0;М), А3 = А(0,1,1;М), Ау = ,0,1 ;М), Ав = А( 1,1,0;М), Ал = А(1,1,1;М), Ат = А(2,1,1;М) оответственно Вр = В(0,0;М) и т.д.). Результаты фита, пред-вленные в таблице 1 показывают, что значение параметра а — \ ± 0.02 практически нечувствительно к значениям параметров ке

уГассы резонансов, которые были введены в фит для получения ре-ьтатов, представленных в таблице 1 не сильно отличаются друг от га (0.77ГэВ < М < 1.43Гэв). Следовательно, возможная зависишь коэффициентов А(«7, £,5;М) от значений масс резонансов мог менять значения параметров, приведенных в таблице 1, незна-■ельно. По этой причине, полученные значения для параметров а = ВР/Ву — 3Ар/Ау, которые определяют относительные веро-ости рождения различных мезонных мультиплетов типичны для сдения частиц с массой порядка М ~ 1ГэВ.

Гаким образом, для относительного выхода частиц, принадлежащих личным мультиплетам, имеем: А$/Ар = а/3 = 0.28 ± 0.02, Ау/АР = = 3, Ав/Ар = 3а = 0.84 ± 0.06 Аа/Ар = За/? = 0.84 ± 0.06 АТ/АР = I = 1.4 ± 0.1 при а = 0.28 ± 0.02 и ¡3 = 1.

1ля описания инклюзивных спектров пионов (М = 0.14 ГэВ) и као-(М = 0.49ГэВ) необходимо учесть зависимость А(3,Ь,3\М) от На рис. 1 и 2 представлены инклюзивные спектры пионов и каонов -±р- взаимодействиях (в области фрагментации каона) при высоких ргиях (ЕК > 30ГэВ). В спектрах пионов учтены вклады от следу-их двухчастичных распадов: р —» 7гтг, К*(892) -» 7ГК, /2 (1270) -» 7Г7Г, 1320) -» 7гр, Ь\(1235) «1(1270) тгр, (1400) -» тгК*(892)

и Л'<](1430) 7гК а в спектрах каонов - вклады от Л'*(892) -> К 1430) -> Л'тг, Л'!(1280) Кр . При определение вклада прямого р ждения пионов и каонов для отношением Вр/Ву получено 5 ± 0.5 д: пионов и 3 ±0.5 для каонов.

Таким образом, вероятности рождения различных мезонов из 5-Р- волновых мультиплетов определяются эмпирической формулой:

где G(0) = 1 и С(1) = а = 0.28 ±0.02, соответственно, для S- волновь и Р- волновых мультиплетов, а для функции F(M) имеем F(MT) (5 ±0.05)F(M0), F{MK) = (3 ± 0.05)F(M0) и F(M0) = 0.29 ±0.02 щ М0 ~1ГэВ.

Для процессов К±р Л^Х (рис. 2), кроме прямого рождения с ч: слом общих валентных кварков Nv — 1 и Ny = 0 и вкладов от расиадс мезонных резонансов, был также посчитан вклад от процесса дифра ционной диссоциации. В рамках МРМ переход двух валентных кварке из начального каона в конечный К- мезон (процесс с Ny = 2) соог ветствует процессу дифракционной диссоциации; при этом значеш параметра Wq характеризует долю импульса морских партонов н; чального каона привнесенную в конечный К- мезон. При значена WD = 0.8 (для этого значения параметра WD представлена кривая к рис. 2) имеем: сг^»///— 0.11, которая согласуется с экспериментал] ными данными.

Третья глава диссертационной работы посвящена анализу многош онных конечных состояний, образованных в процессе взаимодействи 7г~— мезонов с протоном и ядром углерода на основе различных бина] ных алгоритмов для выделения адронных струй [5]. Экспериментал] ные данные получены с помощью 2-м ПК ОИЯИ, облученной пучко ж~- мезонов с импульсом 40ГэВ/с: на ускорителе ИФВЭ.

Предложен новый В- алгоритм по поиску и реконструкции адро! ных струй. В качестве метрики, определяющей близость пар прекл; стеров, были использованы лоренц инвариантные величины blf., кот( рые определяются как квадрат разности 4-х скоростей прекластеро i и к:

На рис. 3 представлены поведения числа 0, 1, 2, 3 и т.д. струйных ее бытии (далее в тексте струйные события) в 7Г~р- и 7г~С~ взаимоде!

A(J,L,S\M) = (2J + 1 )G(L)F(M),

(

гппях. реконструированных с помощью В алгоритма, в зависимости г Ьп„ параметра обрезания алгоритма.

Предложены критерии для определения параметра обрезания xcut шарного алгоритма, одновременное выполнение которых гарантн-ует разделяемость струи как в пространстве скоростей, так и в фа-шом пространство частиц, образующих струи.

Критерий А : ^ < (0.01 - 0.03), (7)

i,e N-1 и N:\ число событий с двумя п тремя струями, соответственно, рптерпй А является простым отражением того факта, что во взаи-одойствиях, где не ожидается третья жесткая струя, число трех-груйных событий не должно быть больше статистически ожидаемого она. что для нашего случая, тг~р- взаимодействия при 40Гэв/с. со-гавляет (1 3) %.

Критерии Б : > 1 (8)

Критерий Б требует, чтобы расстояние Ьц^ между струями П (струя области фрагментации 7Г-- мезона) и L (струя в области фрагмента-ни протона) было больше суммарного размера обеих струп Ьц и /;/, то означает рапделенность двух струй в пространство скоростей.

Требование одновременного выполнения обоих критериев А и Б ает следующие результаты: для алгоритма JADE ни при каких зна-еннях параметра т2сЫ критерии А и Б но могут быть удовлетворены дновроменно, а для В алгоритма находим: Ьщ — Ю - 20.

Таким образом, в рамках алгоритма JADE не могут быть полусны струн, разделенные как в пространстве скоростей, так и в фа-овом пространстве. В отлично от этого, В - алгоритм при значениях арамотра bcut ~ 10 - 20 позволяет выделить две спектаторныо струп, оторые хорошо разделены как в пространстве скоростей, так и в фа-овом пространстве -к* - мезонов, образующих эти струн (см. рис. 4). 5 четвертой главе на основе В алгоритма выделены смешанные дронные струи, состоящие из заряженных л мезонов и протонов тг~р- н тг"С взаимодействиях при импульсе л- мезона ЮГэВ/е областях фрагментации взаимодействующих частиц н исследованы х свойства [6]. Покапано, что включение в анализ по поиску струй ротонной компоненты струн совместно с 7Г± мезонной компонея-ой улучшает характеристики, выделяемых епоктаторных струй, т.е.

приближает их к значениям ожидаемым в рамках кварк - партонно структуры адронов; при этом значение параметра обрезания алгс ритма bcut практически не меняется, и остается в пределах 10 < Ьси/ ■ 20.

В таблице 2 представлены характе2)истики RuL струй в одноструг ных и двухструнных событиях, а также значения Nj числа одностру;: ных (j = 1) и двухструнных (j = 2) событий, при значении Ьги1 = 10 7г~р- взаимодействиях. Nj - множественность частиц в струе (/ = 1 или L), Qj и rrij - заряд и масса струи, соответствено, Рт и ,rF - пс перечный импульс и доля продольного импульса струи в системе цен тра масс взаимодействия, соответственно. Размер струи в 4 :

мерном пространстве скоростей определяется величиной bj, кот ору f можно интерпретировать, как диаметр струи. Величину Ь^ можно ira терпретировать как радиус струи в пространстве скоростей, т.к. Ь является расстоянием между частицей и центром струи, усредненные по всем частицам, входящим в струю.

В однострунных событиях множественность частиц как в Rly та] и в Li струе равна Njt ~ 4.2 и более чем на единицу больше соответ етвующего значения в двухструнных событиях, Nj2 ~ 3.0. Более того такие характеристики как масса струи mj и его размер bj (или Ьк) i одноструйных также больше, чем в двухструйных событиях.

Тем не менее, в отличие от множественности частиц в струе, ег< массы и размера, основные кинематические характеристики Rui струй, такие как поперечный импульс Рт, доля продольного импульег х¡?, и угол вылета 0j струи в одноструйных и двухструйных событиях довольно близки друг к другу и отличаются не более чем нг (10 - 15)% при значение bcut = 10. Данное обстоятельство указывает по-видимому на то, что однострунные события это такие события, i которых вторая спектаторная струя состоит из нейтральных частиц г не более чем из одной заряженной частицы (я^- мезона или протона)

Сравнения характеристик R и L струй из одноструйных и двухструйных событий между собой, т.е. R\ с и R<i с L2 показывает, чте значения таких характеристик как множественность частиц в струе, размер струи и его поперечный импульс одинаковы, в то время как значение заряда, массы струи и переменной xF заметно различны для R и L струй. Распределения последних величин несут на себе отпечаток кварковой структуры фрагментирующей в R или L струю частиц, т.е. пучковой частицы и мишени. При Ьси¡ = 10 для R струи

•ласть фрагментации пучкового 7Г~- мезона) имеем Qlti — -0.41 и = -0.34, в то время как для L струи (область фрагментации про-ia) имеем QLl = 0.19 и Qi2 = 0.21. Исходя из кваркового состава - мезона и протона можно определить средний заряд кварка в об-тях фрагментации 7г~- мезона и протона Qu = (Qü + Qd)/2 = -0.5 'l — (2 Qu + Qd)/3 = 1/3, где Qq заряд кварка (антикварка) q. Отме-i, что без учета протонной компоненты струи значения Qi2 значи-ьно меньше: QLi ~ 0 и 0.1 при bcut = 10 и 20, соответственно. 3 распределениях по массе RuL струй заметна определенная струк-а, различная в областях фрагментации мезона (R струя) п про-а (L струя). Данная структура становится более определенной, если вести разделение струй по значениям электрического заряда. На . 5 представлены распределения по массе RuL струй с различными гениями электрического заряда из однострунных и двухструйных событий, выделенных на основе В- алгоритма при значении па-етра bcut = Ю.

"равнение результатов, представленных на рис. 5, с аналогичными ,'льтатами, но без учета протонной компоненты, показывают, что очение в анализ протонной компоненты струи практически не вли-на распределение по массе R струй при значениях заряда QR = 1 и ±2, а также на распределение по массе L струи при значение гда Ql = -2. В распределениях по массе L струй при значениях [да Ql = 0, ±1 и +2 наблюдаются существенные отличия с учетом з учета протонной компоненты струп.

ти отличия связаны с областью масс А резонанса при Ql =0 (Д° и Ql — 2 (Д++ и с областью масс Д*(1600) резонанса при

= ±1 (Д*+ —> рк+тг~ и Д*~ -> ртт~ж~). На рис. 6 представлено сум-юе распределение по массе L струй с зарядами Ql = 0 и 2, и с зием, что в струе только две частицы: одна из которых - про-а другая - тг±- мезон. В распределении, представленном на рис. 6, иы все L струи, удовлетворяющие выше перечисленным условиям цгоструйных и двухструйных событий в я-~р- взаимодействиях, ленных при значении bcut = 6. Там же представлены результаты [рования этого распределения формулой Брейта - Вигнера. эказано, что все структуры на рис. 5 за исключением структур гастях Д и Д*(1600) резонансов, не являются физическими, и их тение о бусловлено В- алгоритмом по выделению струй. Что же ка-:я особенностей при QL = 0 и 2 в области масс Д(1232) резонанса,

и при Ql = ±1 в области масс Д*(1600) резонанса, то помимо вклад обусловленного В- алгоритмом, можно ожидать и заметное усилен] вкладов от самих этих резонансов по отношению к фону.

В заключении сформулированы основные результаты диссерт ционной работы.

1. Описаны инклюзивные спектры как мезонов, так и мезонных р зонансов из различных мультиплетов в области фрагментащ К±- мезонов в К±р- взаимодействиях при высоких энергиях рамках многопартонной рекомбинационной модели образован! адронов. При описании х- зависимости инклюзивных спектр! используется информация только о функциях распределения в лентных кварков и морских партонов в К* - мезонах, а для отн сительного выхода мезонов из различных мультиплетов получе] эмпирическая формула.

2. Определены параметры распределения странных морских кварк и антикварков в К- мезоне по инклюзивным спектрам мезонн* резонансов в мягких I^p- взаимодействиях. Для х- распреде* ния странных морских партонов получено ss(x) ~ (1 - х)п>, г п$ = 4.8 ±1.0, а для фактора подавленостп странных морских па тонов в К- мезоне по отношению к нестранным морским парт нам найдено значение Xs = 0.42 ±0.02.

3. Получено эмпирическое выражение для рождения мезонов из ра личных мультиплетов:

A(J,L,S;M) = (2J +1 )G(L)F(M),

где G{0) = 1 и G(l) = а — 0.28 ± 0.02 - фактор подавленостп ь. понов из мультиплета с Г - волной по отношению к мезонам мультиплета с S- волной. Показано, что эта вероятность не зав сит от суммарного спина S кварк - антикварковой пары в мезо! Для функции F(M ) при значениях масс тт- и К мезонов пол чено F{M7!) = (5 ± 0.5)F(M0), F{MK) = (3 ±0.5)F(M0) и F(M0) 0.29±0.02 при М0 ~ 1 ГэВ. Показано, что с уменьшением массы жденного мезона относительный вклад в инклюзивный спектр прямого рождения увеличивается т.к. AP{M7S)/AV(M0) = 1.7 ±0 Ар(Мк)/AV(M0) = 1 ± 0.2 и Ар/Ау = 1/3 при одинаковых зшг ниях масс псевдоскалярного и векторного мезонов.

1. Предложен новый В- алгоритм для поиска и реконструкции ад-ронных струй в многочастичных конечных взаимодействия между лептонами, адронами и ядрами. В качестве меры близости между прекластерами г и к использованы величины т.е. расстояние между прекластерами ? и к в 4-х мерном пространство скоростей. На основе анализа данных по тг~р- и тт~С~ взаимодействиям при 40ГэВ/с, сформулированы критерии для определения значения параметра обрезания Ьг„1 бинарного В- «алгоритма, одновременное выполнение которых гарантирует разделяемость струн как в пространстве скоростей, так и в фазовом пространстве частиц, образующих струи. Показано что включение в анализ по поиску струй протонной компоненты струи совместно с тг^ мезонной компонентой улучшает характеристики выделяемых спектатор-ных струи, т.е. приближает их к значениям, ожидаемым в рамках кварк партонных представлений о структуре адронов. При этом значение параметра обрезания алгоритма Ьп11 практически не меняется, и остается в пределах 10 < Ьси{ < 20.

Выделены две спектаторные пли мягкие Ли Ь струп, состоящие из тг* мезонов и протонов (смешанные струп), в тг~р и тг~С взаимодействиях и исследованы их свойства. Характеристики Я{Ь) струй в однострунных и двухструнных событиях отличаются менее чем на (10-15)% при Ьси1 = 10, т.е. однострунные события это события, где вторая "невидимая" струя состоит из центральных частиц п не более чем из одной заряженной частицы (л-* мезона или протона).

>. Найдено, что выделенные В алгоритмом струи в тт~1> взаимодействиях обладают свойством лидирования. В областях фрагментации 7Г~ - мезона и протона, размеры струн в пространстве скоростей, их поперечные импульсы и множественность частиц в них одинаковы, в то время как заряды струп, распределения по доли продольного импульса и по массе струи зависят от кваркового состава фрагментирующего в струю адрона. В распределениях по массе струй обнаружены структуры, связанные с фрагментирую-щим в струю адроном. В области фрагментации протона в распределении по массе Ь струй с зарядом (,)/ = 0 и +2 обнаружены максимумы, которые вероятно связаны с А" (рп") и Д++ (])7Г+ ) ре-зонансами, соответственно, а при = ±1 обнаружены макси-

мумы, которые, возможно, связаны с А*(1600) резонансом: пр Ql = +1 состояние Д*+(1600) -> (р7г+7г_), а при QL = -1 coctoî ние Д*"(1600) (рж~1г").

7. Показано, что выше приведенные особенности, т.е. свойства ли дирования и резонансная внутренняя структура струй, обнарз живаются только у струй, выделенных В- алгоритмом. Струг выделенные JADE- алгоритмом, не обладают ни одним из эти свойств.

Литература

[1] H. Н. Бадалян, Р. Г. Бадалян, Г. Р. Гулканян. Инклюзивные спектр! адронных резонансов в рамках многопартонной рекомбинационно] модели. Фрагментация пиона и каона: Ядерная Физика, 1987, т.47 вып. 6(12), с.1759.

[2] H. Н. Бадалян, Р. Г. Бадалян, Г. Р. Гулканян. Оценка параметро; структурных функций К~ мезона: Ядерная Физика, 1988, т.48, вып 5(11), с.1374.

[3] N. N. Badalian, R. G. Badalian, H. R. Gulkanyan. Estimation of pa rameters of K- meson structure functions: Z. Phys., 1989, C42, p.69.

[4] N. N. Badalian, R. G. Badalian. Détermination of meson resonano contributions to pion and kaon inclusive spectra: Z. Phys. C48, 1990 p.587.

[5] H. H. Бадалян и др. Исследование алгоритмов реконструкции адрон ных струй в 7г~р- и ж~С~ взаимодействиях при 40 ГэВ/с: Кратки! сообщения ОИЯИ, 1996, 1[75]-96, с.27.

[6] H. Н. Бадалян, Р. Г. Бадалян, А. А. Кузнецов. Свойства адрон ных струй в 7т~р- и 7Г~С~ взаимодействиях при 40 ГэВ/с: Преприн: ОИЯИ Р1-97-288, Дубна, 1997. Направлено в журнал Ядерная Фи зика.

Рукопись поступила в издательский отдел 25 сентября 1997 года.

ks 0 1 2 3 4

Clc. 0 ± 0.31 0 ± 0.13 0 ± 0.14 0 ± 0.09 0 ± 0.09

К 0.22 ± 0.01 0.28 ± 0.01 0.35 ± 0.02 0.42 ± 0.02 0.50 ± 0.03

WN 0 ± 0.08 0 ± 0.09 0 ± 0.09 0 ± 0.09 0 ± 0.09

Ws 0.13 ± 0.04 0.16 ± 0.03 0.18 ± 0.03 0.20 ± 0.03 0.22 ± 0.03

1 1.27 ± 0.08 1.30 ± 0.08 1.32 ± 0.08 1.34 ± 0.08 1.36 ± 0.09

Ар 0.19 ± 0.04 0.19 ± 0.04 0.19 ± 0.04 0.19 ± 0.04 0.19 ± 0.04

а = ЗАт/ЬАу 0.28 ± 0.02 0.28 ± 0.02 0.28 ± 0.02 0.27 ± 0.02 0.27 ± 0.02

ß = Ay Ii АР 1.6G ± 0.42 1.74 ± 0.45 1.72 ± 0.46 1.74 ± 0.47 1.78 ± 0.49

x2/ndf 2.21 2.01 1.91 1.89 1.91

"аблица 1. Значения параметров, определяющих структурные фун-I К- мезона, и вероятности рождения мезонных мультиплетов при [ичных значениях к8.

''cut = 10 тт р- взаимодействия, 40ГэВ/с, 16811 событий

15834 события с iV(T±jP) > 2, 14904 события с N*i > 2

Величина (размерность) 2-струйные события тг^-меооны 2-струйные события 7г±-мео. и протоны 1-струйные события 7Г±-мео. и протоны

£2-струя Л2-струя £2-струя Л 2-струя Zi-струя Л]-струя

Nj 2.9 2.8 3.0 2.9 4.3 4.2

Qj 0.00 -0.30 0.21 -0.34 0.19 -0.41

bj 5.9 5.6 5.9 5.7 9.2 8.9

h 2.2 2.1 2.2 2.1 3.3 3.2

mj(ГэВ) 0.73 0.68 0.99 0.71 1.7 1.3

Рт (ГэВ) 0.71 0.72 0.66 0.69 0.62 0.59

XW) -0.24 0.33 -0.42 0.34 -0.40 0.33

9j (град.) 47 35 38 33 33 32

А (град.) 12 4.3 неопределено

Ьяь 23 24

nRL(ГэВ) 3.1 3.8

Nj 1724 2016 3911 5501

аблица 2. Характеристики струй из одноструйных и двухструй-событий в 7Г~р- взаимодействиях при значении параметра bcut = {ля L ст])уй вместо значения угла t)L приведены значения 180o-i?/,.

Рисунок 1. Инклюзивные спектры 7г- мезонов в области фрагме,] тации К- мезона: -> тг+: О - ЮОГэВ/с, • - 175ГэВ/с; К~ -*ж~:

100ГэВ/с, - 17БГэВ/с, + - 58ГэВ/с. Штриховая кривая - спект прямой фрагментации каона К~ -> 7Г±, штрих - пунктирная крив; - вклад от распадов: /?(770) -+ жж (кривая 1), Л'*(892) жК (кршз; 2), /2(1270) - жж (кривая 3), а2(1320) тгр (кривая 4), 6,(1235) -> тг (кривая 5), а,(1270) жр (кривая б), /<7(1400) -» жК*(Ш) (кривая ' Л"5(1430) ж К (кривая 8).

I

10'

10е

1-1-1-1-1-1-1-1-г

¿Ж

А.

\ /

X / \

\

-и-1 ' ' ' '_1_

.3

.7

.9 X

Рисунок 2. Инклюзивный спектр К мезонов в области фрагменты каона: А+ - А"+: о - ЮОГзВ/с, ® 175ГэВ/с: А" А": Л ООГзВ/с, ▲ 175ГзВ/с, + 58ГпВ/с. Штриховая кривая спектр ямой фрагментации каона А'± -+ А_±, штрих пунктн1)ная кривая 1ад от распадов А"*(892) -» Ктт (вклады от распадов А'.](1430) --> Агг ЛГ](1280) Кр менее 10%), шт]шх штрих пунктирная кривая зклад от процесса А_± -» А-± с участием двух валентных кварков гального каона (вклад от диффракцпонной днссоцпащш).

beut

beut

Рисунок 3. Зависимость числа 3- струйных событий от величинь параметра обрезания Ьси1 для ж~р- и тг~С- взаимодействий. Крива; 1 - число бесструйных событий, 2 - число одноструйных событий, I число двухструйных событий, 4 - число 3-х струйных событий, 5 -число 4-х струйных событий, 6 - число событий с пятью пионным1 струями в конечном состоянии.

п"р, 40 ГэВ/с (Ы2 = 689 соб., Ьси(=20)

1

о

-0.5 -1 -1.5

~2

-2

О Уст

250 200 150 100 50 О

О Уст

Рисунок 4. Распределения ж*- мезонов, входящих в правую (В) пи левую (Ь) струи в двухструнных событиях, выделенных В алго-итмом при значении параметра обрезания Ьг„1 - 20, в системе центра асе: 7г~р взаимодействия.

тГр, 40 ГэВ/с (bcut=10, 13444 струй)

200 : Л QL = 0 400 1. QR = 0

♦ ♦♦♦ 200 - .

0 1 1 v г-*« .^.Л-!' .tli. 1 i_;_LJ_ 0 - t* 1 l L-^-T^y-J. -i , 1 , ,i , ,

01234 01234

40 fj- Д 20

п

QL = -1

о Е , , W'VV'Kav^W,'»

100

Qr =

♦ ♦

.Л . f^vrr-v^s-.,..!-,-

01234 01234

50 О

QL = +1

Л H*\f L~

60 40 20

QR = +1

f t

01234 01234

50 0

ET

QL = -2

ill.ll . i.. t -' ■ t

200 100

Qr= -2

V»4**f ri—'

01234 01234

50 0

t Л

QL = +2

i fr*« - --■ -i -1

0 12 3 4

ML (ГэВ/с2)

50 25 0

4 t

Qr = +2

T +

I I I Чкт^**«*-»- i*-^ fL -I I J I-

12 3 4

MR (ГэВ/с2)

Рисунок 5. Суммарные распределения по массе смешанных R и . струй с различными значениями электрического заряда из одностру£ ных и двухструйных событий в 7Г~р- взаимодействиях. Струи выде лены В алгоритмом при значении параметра обрезания bcut — 10 состоят из тт±" мезонов и протонов. Значения зарядов струй прив< дены на соответствующих рисунках.

7Т~р, 40 ГэВ/с (bcut=6, 5503 L - струй)

Рисунок 6. Суммарное распределение по массе L струй с зарядами = 0 и +2, состоящих из одного протона и одного заряженного ж±-юна из однострунных и двухструнных событии в 7г~р- взаимодей-пях. Струи выделены В- алгоритмом при значении параметра об-анпя bcut = 6. Представлены, также, результаты фита по резо-ссной формуле Брейта - Вигнера. Параметры Pi и Р2 - масса и рйна резонанса в ГэВ-ах, соответственно, а Р3 - нормировочный житель.. Ширина бина в гистограмме равна 40МэВ.