Исследование возбужденного очарованного бариона Ас(2593)+ тема автореферата и диссертации по физике, 01.04.16 ВАК РФ

ИНСТИТУТ ТЕОРЕТИЧЕСКОЙ И ЭКСПЕРИМЕНТАЛЬНОЙ ФИЗИКИ

На правах рукописи

ОД

ЧИСТОВ Руслан Николаевич

Исследование возбужденного очарованного барнона Лс(2593)+

Специальность 01.04.16 - физика ядра и элементарных частиц

Автореферат диссертации на соискание ученой степени кандидата физико-математических наук

МОСКВА 1998

УДК 539.172

Работа выполнена в Государственном научном центре Российской Федерации -Институте теоретической и экспериментальной физики

Научный руководитель: доктор физико-математических наук,

член-корр. РАН М.В. Данилов(ИТЭФ).

Официальные оппоненты:

доктор физико-математических паук, профессор Е.М.Лейкив (НИИЯФ МГУ),

доктор физико-математических наук А.С.Белоусов(ФИРАН).

Ведущая организация: МИФИ, г.Москва.

Защита состоится 26 мая 1998 г.81230часов на заседании специализированного совета Д.034.01.01 по защите докторских диссертаций в ИТЭФ по адресу: г.Москва, 117259, Б.Черемушкинская ул., 25, конференц-зал института.

С диссертацией можно ознакомиться в библиотеке института. Автореферат разослан апреля 1998 г.

Ученый секретарь специализированного совета кандидат физ.-маг. наук

Общая характеристика работы

В диссертации проведено исследование свойств возбужденного очарованного ба-эиона Лс(2593)+1 , а также измерена огоносительиая вероятность распада D+ К°К°К+

Экспериментальные данные, использованные для анализа, получены на уста-ювке ARGUS, которая была расположена на е+е~ накопительном кольце DORIS II в научно-исследовательском центре DESY ( г.Гамбург, Германия ).

Актуальпость темы

В последпее время в связи с интенсивными исследованиями по физике тяжелых кварков для понимания КХД в области больших масс кварков появилась твердая тс-эретическая оспова. В первую очередь это Эффективная Теория Тяжелого Кварка HQET. Кроме того, развиты мощные методы рассчётов различных процессов, которые основаны на правилах сумм КХД. Существует также несколько классов моделей, описывающих основные свойства тяжелых адронов и, в частности, предсказывающих их массы. При проверке различных теорий и моделей экспериментальные данные по спектроскопии тяжелых барионов играют одну из решающих ролей. Особое место здесь занимают очарованные барионы как принадлежащие к области средних энергий и потому являющиеся наиболее доступными для изучения на современных ускорителях. В то время как теоретические предсказания масс основных состояний очарованных барионов были проверены на данных экспериментов MARK II, ARGUS, CLEO, Е687, ACCMOR, предсказания касающиеся возбуждённых барионов оставались долгое время без проверки. В 1993 году коллаборация ARGUS доложила об обнаружении нового очарованного бариона Ас(2625)+ который, как считается, является орбитально возбуждённым состоянием. Это открытие послужило толчком к дальнейшим поискам и исследованиям возбуждённых очарованных барионов. В данной работе предметом нашего исследования будет являться барион Лс(2593)+, который был открыт коллаборацией CLEO и существование которого было подтверждено группой ARGUS[1].

В то же время не всё ещё ясно со слабыми распадами очарованных мезонов. Так, несмотря на некоторый успех моделей при описании двухчастичных распадов D-

'Злесь и далее, говоря об определенном зарядовом состоянии ( реакции ), мы говорим и о зарядово-сопряженном состоянии ( реакции ).

мезонов, пока что ке удалось воспроизвести ряд немаловажных экспериментальных величин: r(D+)/r{DB),Br{D'' -> K+K-)/Bt(D° -> тг+тг"),Br(D° -+ фКа). Здесь в адронных распадах заметную роль играют эффекты сильного взаимодействия -что и затрудняет точный расчёт процессов. Поэтому для воссоздания когерентной картины слабых распадов D-мезонов необходим максимально полный набор экспериментальных данных. Интересными и важными с этой точки зрения являются редкие распады в конечное состояние с тремя каонами. Одним из таких распадов и является изучаемый в данной работе распад D+ —> К°К°К+. Изучение этого распада i данной работе объединено с исследованием Лс(2593)+-бариона общими критериями отбора и идентификации частиц.

Цель диссертации

Подтверждение существования Ас(2593)+-бариона, измерение его параметров у исследование резонансной структуры в распаде Лс(2593)+ —> Л^7г+7г~. Поиск и изучение редкого распада £>+ —> К°К°К'Т.

Научная новизна

Получено подтверждение существования возбужденного очарованного бариои; Лс(2593)+, восстанавливаемого в конечном состоянии Л+тг^тг-. Измерены параме тры Лс(2593)+-бариона, проведено исследование резонансной структуры в распад! Лс(2593)+ —> Л+7Г+7Г"". Проведен поиск редкого распада D+ К°К°К+, наблюдав шегося ранее только группой CLEO, и измерена относительная вероятность этой распада.

Вопросы, выносимые на защиту

1. Подтверждение существования Лс(2593)+-бариона.

2. Результаты измерения параметров Лс(2593)+-бариона: массы, естественной ши рины, а также разностей масс <5М=М(Лс(2625)+)-М(Лс(2593)+) и М(ЛС(2593)+) М(ЛС+).

3. Результаты измерения величины а{е+е~ Лс(2593)+Х) х Вг(Лс(2593)+ -Л+5г+тг_) х Вг(Л+ —> pK~iг+) во всём импульсном интервале рождающегося в е+бГ -аннигиляции при y/s = 10.4 ГэВ Лс(2593)+-бариона и в интервале п< нормированному импульсу хр\ хр > 0.7 .

4. Результат измерения доли всех Л+-барионов идущих из распада Лс(25.9.3)+ —> Л+Я-+7Г-.

5. Результат исследования резонансной структуры в распадах Лс(2593)+ —> \

6. Результат измерения относительной вероятности распада D+ —г К0К0КА.

Апробация работы и публикации

Основные результаты диссертации были опубликованы d работах [1, 2]. Материалы, изложенные в диссертации, докладывались автором на Международной сессии ОЯФ РАН в 1995 году и на семинарах сотрудничества ARGUS в ИТЭФ. Результаты работы были также представлены на международной конференции по физике высоких энергий (Глазго, 1994), международной конференции по рождению и распаду гиперонов, очарованных и прелестных адронов (Страсбург, 1995), международной конференции NAN'95 (Москва, 1995), международной конференции по физике высоких энергий (Варшава, 1996). Значение для относительной вероятности распада D+ —> К"К"К* вошло в "Данные о свойствах элементарных частиц", опубликованные группой Particle Data Group в 1996 году.

Структура диссертации

Диссертация состоит из введения, пяти глав и заключения. Бе объем 97 страниц, включая 14 таблиц и 19 рисунков. Список цитируемой литературы содержит 88 наименований.

Содержание диссертации

Во введении описывается актуальность проблемы, формулируется тема исследования, приводится план расположения материала.

■ В первой главе формулируются основные черты и особенности КХД, рассматривается классификация барионов, описывается спектроскопия очарованных бари-онов в рамках HQET, приводится экспериментальный обзор и наконец описываются основные теоретические подходы в спектроскопии барионов.

Квантовая хромодинамика(КХД) признаётся бесспорным кандидатом на роль теории описывающей процессы сильных взаимодействий адронов, их структуру и распад. При достаточно больших g2 эффективная константа связи КХД

- мала (кварки слабо взаимодействуют между собой) и для рассчетов физических процессов применима теория возмущений. Однако в области низких энергий (больших расстояний) кварки начинают сильно взаимодействовать, становятся существенными лишь бесцветные (адронные) степени свободы и теория возмущений перестает работать. Процессы в этой области энергий, как и явление конфайнмента, не удается пока точно рассчитать исходя из первых принципов КХД.

Являясь частицей с полуцелым спином (фермиопом), барион подчиняется статистике Ферми-Дирака и должен описываться антисимметричной полной волновой функцией. Очарованные барионы лучше всего классифицируются в рамках SU(4)

- мультиплетной симметрии: барионы с Jp = (|)+ входят в так называемый 20'-SU(4)-мультиплет, а 20-плет составляют барионы с / = (§)+- Каждый новый очарованный барион с новыми ^-числами будет входить в свой, более массивный Зи(4)-мульт1голет.

По своей внутренней структуре HQET является пределом КХД для с-, Ь- и t-кварков, когда mC(b,t) —> оо при фиксированной 4-скорости. Такой предел правомочен поскольку в действительности массы этих кварков много больше шкалы КХД Лкхд- В очарованных и прелестных адронах ЛКХд играет роль характерного импульса системы легких кварков (легкой системы), что позволяет, перейдя в систему отсчета тяжелого кварка, рассматривать динамику легкой системы независимо от аромата и спина последнего. Поэтому говорят, что тяжелый кварк в эффективном лагранжиане HQET является источником симметрии (HQS) по своему спину и аромату SU(2)flavor х SU{2)ipin.

Следствиями такой симметрии для спектроскопии тяжелых барионов являются [3]: 1) возможность классифицировать адронные состояния по полному спину si и четности 7Tj легкой системы, причем для каждого sf имеем дублет состояний с квантовыми числами sj = (s; ± ; 2) спектры адронных систем разных ароматов идентичны между собой; 3) для данного аромата вырожденные состояния с полным спином s r должны иметь одинаковые полные ширины. Отсюда, и в соответствии с кварковой моделью, для Aq (изоспин 0) в низшем состоянии мы имеем sj' = 0+ и для £q (изоспин 1) sj' — 1+, причем у обоих барионов Jp = (j)+ из-за разного сложения si со спином sq = (|)+ тяжелого Q-кварка. Для дублета возбужденных барионов Ас в котором легкая система обладает спин-четностью sf' = 1" квантовые числа Jr

будут и (|)~. Исходя пз HQS, разница масс между орбитально возбужденными £>■¿(2460)° и Z>t(2420)° должна совпадать с разницей масс. Ас(§~) и

М(П'2(2460)°) - M(Di(2420)°) = М(ЛС(^)) - М{КС{\~)).

Далее, в секторе странных барнонов Л(1405) и Л(1520) являются аналогами Лс(|~) и Лс(|~). Поэтому можно ожидать выполнения соотношения

М(Л(1405)) - М(Л(1520)) _ тс

м(лс(П)-м(лс(П)

Отметим также, что исходя из квантовых чисел и сохранения полного углового момента и чётности, распады Лс(|~) £С7Г и Ле(|~) Гс7г будут происходить в D-н S- волне соответственно. Поэтому экспериментальный анализ таких распадов мог бы помочь в идентификации исходных возбуждённых состояний Лс-баркона.

Итак, HQET, не привлекая дополнительных модельных представлений о меж-кварковых потенциалах, дает нам ясную почву для понимания спектроскопии тяжелых барионов основываясь только на очевидном разложении КХД по обратным степеням массы тяжелого кварка.

До 1993 года, когда группой ARGUS было доложено об обнаружении нового очарованного бариона Лс(2625)+[4], экспериментальные данные были лишь о всех низших слабо-распадающихся состояниях Л+, Е°'+(изоспин ±), a также о сильно-распадающемся состоянии £°'+,++(изоспик 1)- Вклад коллаборации ARGUS на этом этапе трудно переоценить. После обнаружения возбуждённого бариона Лс(2625)+ экспериментальные исследования очарованных барионов обрели новую силу. Сразу вслед за группой ARGUS [18], труппы CLEO и Е687 подтвердили его существование и доложили ещё об одном возбуждённом барионе Лс(2593)+. В таблице 1 сделана попытка более подробно подытожить наши сегодняшние сведения об очарованных возбуждённых барионах. В таблицу 1 для Лс(2593)+-бариона включены также результаты данной работы, которые подробно обсуждаются в четвёртой главе.

В то время как на низших состояниях различные теоретические модели, пред-сказываущие массы барионов, были давно проверены и уточнены, в этих моделях большинство предсказаний - предсказаний масс возбужденных состояний - оставались без какой-либо экспериментальной проверки.

Варион Jp Масса, [МэВ/с2] AM, [МзВ/с2] Г, [МэВ] Распад

Ас(2593)+ Иг 2594.6 ± 0.9 ± 0.4 ARGUS'97 309.7 ± 0.9 ± 0.4 ARGUS'97 г, Q+2.9+1.8 —2.1—1.4 ARGUS'97 (Л+7Г+7Г-)„Г

2593.6 ±1.0 PDG'96 308-6 ±08 PDG'96 о л+1.4+2.0 л-э-1.2-1.0 PDG'96

Лс(2625)+ (§)- 2626.4 ±0.9 341.5 ± 0.8 < 1.9@90%CL (Л+Х+7Г-)„Г Е++ТГ-

ЕГ++ (§)+ 234.5 ±1.1 ±1.0 17.9±Ц ± 4,0 Л+7Г+

Т.'" (|)+ 232.6 ±1.0 ±1.0 13.0i|;J ± 4.0 Л+тг"

=»+ wc (|)+ 174.3 ±0.5 ±1.0 < 3.№90%CL

Ес (2645)" (|)+ 2643.8 ± 1.8 178.2 ±0.5 ±1.0 < 5.5@90%CL

п<+ wc 107.8 ± 1.7 ±2.5 3+7

='0 с 107.0 ±1.4 ±2.5

■Z+ -Cl 349.4 ± 0.7 ± 1.0 < 2.4@90%CL Ес(2645)°тг+

Таблица 1: Современные сведения об очарованных возбуждённых барионах.

В 1975 году, вскоре после открытия с-кварка, вышла статья Де Руджулы, Джорджи и Глешоу - "Массы адронов в калибровочной теории"[5]. В этой ставшей уже классической работе, авторы для вычислений масс адронов предположили, что: 1) конфайнмент кварков на больших расстояниях обусловлен дальнодействующим спин-независимым взаимодействием, 2) свойство асимптотической свободы кварков на малых расстояниях можно описать взаимодействием кулоновского вида и 3) точечное взаимодействие между кварками обусловлено одноглюонным обменом. Для расчётов масс очарованных барионов масса с-кварка была вычислена из расчётной формулы для масс мезонов и экспериментальной массы .1/ф. Масса и-, с1- кварков были оценены из величины магнитного момента протона, а масса э-кварка - из соотношения = 0.622.

Более реалистичный с теоретической точки зрения подход к расчётам масс барионов был предпринят Капстиком и Изгуром[6]. Авторы предлагали описывать межкварковый потенциал на основе релятивистской кварковой модели с хромодипа-микой. Вместе с массами кварков число параметров модели стадо равным 15. Большинство параметров было фиксировано из мезонного сектора модели, остальные же

были модифицированы для лучшего согласия предсказаний с экспериментальными массами лёгких барионов. В таблице 2 приведены предсказания потенциальных моделей для масс (МэВ/с2) некоторых очарованных возбуждённых барионов.

ллап Ас«!)-) хлап Е«((|Г)

Де Руджула, Джорджи, Глешоу [5] 2420

Копли, Изгур, Карл(7] 2510 2590 2510 2760 2770

Капстик, Изгур[6] 2630 2640 2495 2765 2770

Кальман, Тран[8] 2653 2669 2556 2844 2845

Эксперимент (см. таблицу 1) 2593.6 ± 1.0[9] 2594.6 ±0.9 ±0.4 (ЛЯСи8'97}[1) 2626.4 ±0.9 к 2518.5

Таблица 2: Таблица предсказаний потенциальных моделей для масс (МэВ/с2) некоторых очарованных возбуждённых барионов.

Другим направлением в теории барионов, которое продолжает развиваться и в наши дни, является концепция барионов как солитонов возникающих в результате коллективных возбуждений мезониых полей. Эта концепция появилась в начале 60-ых годов в работах английского физика Т.Х.Р. Скирма. Несколько лет идеи Скирма оставались без особого внимания. Только в конце 70-ых в связи с работами т'Хоофта (в которых было доказано что в пределе большого числа цветов Л^ —> оо КХД эквивалентна эффективной теории слабо взаимодействующих мезонных полей) этот "новый" взгляд на бариоаы получил обоснование и дальнейшее развитие как чисто теоретического, так и прикладного, модельного характера. В частности, Виттен[10] показал что в эффективной мезонной теории с константой мезон-мезонного взаимодействия га 1/Лс наряду с самими мезонами есть и нетривиальные частицеподобные объекты - солитоны, масса которых пропорциональна обратной константе связи в теории 1/(1 ¡N0) — и которые можно отождествить с обычными барионами.

Современное описание тяжелых барионов в рамках данной концепции[11, 12, 13] заключается в том, что 5(7(2) солитон Скирма, захватывая в своё поле К-, Б-, или В-мезон, образует с ним связанное состояние. В результате у 5С/(2)-солитона появляется странность ( очарование и т.д.). Предсказания для возбуждённых барионов приведены в таблице 3.

МП)-) £с((|)+) £с({|)-)

М.Ро, Д.О.Риска, Н.Н.Скоккола[11] 254 359 266

М.Харада, А.Камар, Ф.Саншшо, Й.Шехтср и Г.Вейгель[12] 342 221 460 583

Й.Ох, Б.-Й.Парк[13] 279 2568 306 2595 210 2499 415 2704 471 2760

Эксперимент (см. таблицу 1) 308.6 ±0.8[9] 309.7 ± 0.9 ± 0.4 (ARGUS'97)[1] 341.5 ±0.8 г» 233.5

Таблица 3: Таблица предсказаний для разности масс (МэВ/с2) между Ас(2593)+, Ас(2625)+, Е* и Л+ в моделях барионов как связанных состояний SU(2)-солитона и мезона несущего соответствующее ароматное квантовое число.

Вторая глава посвящена обзору экспериментальной ситуации с распадами D-мезонов в конечное состояние с тремя Л"-мезонами и краткому описанию теоретических подходов к расчетам вероятностей таких распадов.

Существует несколько известных на сегодняшний день мод распадов D- мезонов с тремя К-мезояами в конечном состоянии[9]. Среди них наибольший теоретический интерес вызвали распады D0 -> (К+К_К0)ПОТ1_^ и D0 -> фК°[ф -> К~К+). Первоначально, факт наблюдения группой ARGUS последнего распада послужил сильным доводом в пользу существования механизма W-обмена. Однако позже было отмечено, что взаимодействие в конечном состоянии также может обленить измеренную относительную вероятность распада D0 -> фКа. Сегодня эта величина составляет (0.86 ± 0.10)% [9]. ARGUS впервые наблюдал еще два распада Б°-мезона в конечное состояние с тремя К-мезонами: D° K°KjK? и D0 -> (К+К-К°)„0Г1_#. Недавно

группа Е687 объявила о первом наблюдении распада D" —> К+К~ Имеется

еще указание группы ACCMOR на существование распада D0 —> К4К~К°7г°. Все эти редкие распады интересны и тем, что в них подхватывается ss - пара и, по-видимому, в отличие от большинства распадов D- мезонов, они являются трехчастичными.

Единственным известным распадом такого рода в системе D+-Me30H0B является распад D+ —v К°К°К+, впервые наблюдавшийся группой CLEO [9], а затем, подтверждённый группой ARGUS [2].

Существующие теоретические модели надёжно предсказывают относительные вероятности только двухчастичных адронных распадов D-мезонов. Среди них следует отметить модель Бауэра, Щтэха и Bnp6ana(BSW)[14] и модель Камаль, Верма и Синха[15]. Первая - базируется на предположении о факторизации амплитуд распадов D мезонов. А в модели Камаль, Верма и Синха используется подход, основанный на 3и(3)-симметрии и взаимодействии в конечном состояния.

В последнее время появились теоретические расчёты относительных вероятностей распадов D+ -> К°К°К+ и D0 -+ (К+К-К0)^,^. В работе(16] авторы используют U(4)l х U{4)д- симметрию между четырьмя кварками u,d,s и с. Другой подход, предпринятый Да-Ксин Жангом[17], основан на активно развиваемой в последнее время киральной пертурбативной теории для адронов, содержащих тяжёлый кварк (НСНРТ).

В третьей главе дано подробное описание установки ARGUS(pnc. 1), условий триггера и системы моделирования исследуемых процессов методом Монте-Карло. Экспериментальные данные, на основе которых проведен анализ, были получены на детекторе ARGUS - 4тг магнитном спектрометре, расположенном на накопительном е+е" кольце DORIS II в БЕЗУ(Гамбург, Германия).

Основными компонентами детектора являлись.

• Магнитная система детектора: соленоид, мини-бета-квадруполи и компенсационные катушки. Соленоид создавал во внутренней части установки поле ~ 0.8 Тл.

• Вершинная дрейфовая камера помещалась между основной дрейфовой камерой и трубой ускорительного кольца, а в другом направлении - между двумя компенсирующими катушками. Ее длина равна 1 м, внешний и внутренний дпа-

ARGUS

I

Рис. 1: Схема детектора ARGUS: 1 - мюонные камеры; 2 - ливневые счетчики; 3 временипролетные счетчики; 4 - большая дрейфовая камера; 5 - вершинная камера; б - ярмо магнита; 7 - катушка соленоида; 8 - компенсационные катушки; 9 - мини-бета-квадруполи.

метры - 28 см и 10 см соответственно, 594 сигнальных и 1412 потенциальных проволочек образуют шестиугольную сотовую картину. Все проволочки параллельны оси пучков, так что стереоугол равен 0, и измерения z-коордипаты здесь не происходит. Вершинная дрейфовая камера позволяет определить вершину е+е~- взаимодействия с точностью ~ 95 мкм.

Большая дрейфовая камера представляла собой цилиндр длиной 2 м с внутренним и внешним диаметрами 30 и 172 см соответственно. 5940 сигнальных проволочек и 24588 потенциальных образуют квадратные ячейки размером 18.0 х 18.8 мм2. Камера служила для определения положения треков заряженных частиц и их идентификации, измеряя их импульсы и удельные потери энергии в газе. Информация с большой и вершинной дрейфовых камер позволяет получить разрешение по импульсу:

с(рг)

Рт

= ^0.012 + (0.006рг[ГэВ/с])2 .

Временипролетная система - ТОГ - состояла из 160 сцинтилляционных счетчиков и позволяла определять скорость заряженных частиц по измерению времени пролета частицы от вершины до счетчика. Разрешение ТОР 220 пкс. Совместно с измерением импульса в дрейфовой камере ТОР дает возможность идентифицировать частицы. Система ТОР, кроме измерения времени пролета, являлась одним из основных компонентов системы быстрого триггера.

Электромагнитный калориметр типа "сэндвич" состоял из 1760 счетчиков. Калориметр располагался внутри магнита, что позволяло регистрировать фотоны с энергией вплоть до 50 МэВ. Энергетическое разрешение калориметра параметризовано двумя формулами:

а(Е)

Е а{Е)

Е

баррель

„ 0.0652 0.0722 +

Е[ГэВ] '

торцы

0.075* И"0762

£[ГэВ]

для бокивой поверхности и торцевых областей соответственно.

• Мюонную систему составляли три слоя пропорциональных камер, окружающих установку и служащих для идентификации мюонов. Внутренний слой -внутри магнита и регистрировал мюоны с импульсом р > 700 МэВ/с; два других слоя - за ярмом магнита, с порогом 1100 МэВ/с.

Детектор ARGUS имел двухуровневый триггер, на первом уровне которого примерно за 300 не осуществлялся поиск кандидата в "хорошее" событие. Если этот триггер срабатывал, включался триггер второго уровня, осуществлявший быстрый поиск треков и принимавший окончательное решение.

В данной работе при изучении распадов Лс(2593)+ —> Л^7г+7Г~(А^ —► ...) и /)+ К°К0К^ использовались только заряженные частицы, которые очень хорошо восстанавливались в детекторе ARGUS. Здесь очень важна правильная идентификация заряженных треков. Трек может быть образован прохождением яг, К, р, е, ¡i или дейтоном. Идентификация осуществляется с помощью информации об удельных ионизационных потерях энергии - dE/dx, которые измеряются в основной дрейфовой камере, и по времени пролета, измеряемому системой TOF. Удельные ионизационные потери заряженной частицы в данном веществе полностью определяются ее скоростью. Поэтому, зная dE/dx, можно найти скорость, а зная еще импульс частицы по искривлению трека в магнитном поле, можно посчитать ее массу. Поскольку измерения dE/dx и времени пролета независимы, то для данной гипотезы i можно определить общий х? как х? = Xi{dE/dx) + xï{TOF). Такой X; соответствует для гауссовой величины вероятности Lj = схр (—х*/2). Если считать, что зарегистрированный трек обязательно является треком какой-то заряженной частицы, и этой частицей может быть только одна из 5-ти: тг, К, р, е, /j, то сумма всех L, должна быть нормирована на 1. На практике для того, чтобы включить еще дополнительную информацию о том, какие частицы рождаются чаще, а какие реже, при нормировании Li вводятся различные веса для каждой из гипотез г. Их выбирают как средние вероятности w' рождения частицы г в детекторе (пренебрегая, вообще говоря, зависимостью этой вероятности от измеренного импульса). Таким образом, в качестве

итоговой вероятности для гипотезы г принимают величину

_ wiLi

~ EkWkLk'

Обычно (и в данном анализе также) предполагают, что все гипотезы равновероятны,

кроме гипотезы 7г, которая встречается примерно в 5 раз чаще, чем остальные, так что шт : wK : vip : w' : vi* = 5 : 1 : 1 : 1 : 1.

Разрешение и эффективность детектора при исследовании конкретных физических процессов рассчитывалось путём детального моделирования всех компонент детектора.

В четвертой главе подробно описывается процедура отбора событий с очарованным барионом Л.+ а также процедура восстановления очарованного возбужденного бариона Лс(2593)+ в канале распада на Л+7г+7г~.

Данные, используемые при анализе в настоящей работе, были набраны в интервалах энергий T(1 S)-, Т(25)- я Т(45)-резонансов, и в ближайшем от них континууме. Интегральный набор используемых данных соответствует средней энергии в системе ценра масс 10.4 ГэВ и общей светимости 476 пбн-1.

Возбужденный очарованный барион Лс(2593)+ восстанавливался в канале его распада на Л+7г+7г_. Л^-барион восстанавливался по каналам Л+ —> рК~1г+, рК°, рК°тг+тг~, Л°тг+ и Л°7г+7г+7г". Эти каналы исследовались несколькими экспериментами, в том числе группой ARGUS, и считаются надежно установленными [9].

Требовалось чтобы для всех частиц, летящих из первичной вершины, выполнялось ограничение на полярный угол Icos б| < 0.92, что определяется геометрическими размерами вакуумной трубы, в которой происходит столкновение е+ и е~ пучков. Заряженные треки идентифицировались по методу изложенному выше, где вероятности для р—, К— и 7Г-гипотез были больше 15%, 5%и1% соответственно. В качестве кандидатов в A°(K¡¡) брались пары р7г~(7г+7Г_), образующие вторичную вершину и имеющие инвариантную массу в пределах ±10(±30) МэВ/с2 от табличной массы Л°(Х°). Кроме того, для A°(Kf)-кандидатов требовалось, чтобы coso > 0.995(0.9), где а - это угол между восстановленным импульсом Л°(К°) и вектором, соединяющим первичную вершину со вторичной. Последнее требование позволяет существенно снизить фон от случайных вторичных вершин ртг~(?г+7г-)1 в то время как почти все A0(i"fj )-частицы, возникающие в изучаемых реакциях, должны удовлетворять указанному требованию.

Далее, все комбинации с инвариантной массой в пределах ±25 МэВ/с2 (для мод распадов рК~п+, рК°тг+тг~ и Л°7Г+тГя-+), ±30 МэВ/с2 (даярК°) и ±40 МэВ/с2 (для Л°7г'г) объявлялись кандидатами в . Далее, для дальнейшего улучшения разрсше-

ния по импульсу, комбинации-кандидаты в Л^ подвергались операции фитировапия в табличную массу Л+-бариона.

Для окончательного восстановления цепочки распада Лс(2593)+ —>■ Л+7г+7г_, в каждом из отобранных событий кандидаты в Л+ комбинировались со всеми парами 7г+7г~ в этом событии. Для подавления комбинаторного фона, мы использовали тот факт, что импульсный спектр очарованных адронов, рождаемых в е+е~ аннигиляции, значительно жестче импульсного спектра упомянутого фона. Поэтому, для улучшения отнощения сигнала к фону, на величину нормированного импульса хр каждой отобранной комбинации Л+7г+тг~ накладывалось ограничение хр > 0.7,

где хр = р!р макс. и Риакс. — \[ ^пучка — гп(Л+тг-<-7г-)2.

Распределение по инвариантной массе всех отобранных комбинаций Л+7г+тг~ представлено на рис. 2 точками с ошибками. Правый пик на этом распределении соответствует обнаруженному ранее очарованному возбужденному бариону Лс(2625)+ [18]. Гистограмма на рисунке 2 представляет собой распределение по инвариантной массе всех комбинаций Л+-гг+7г~, в которых для Лс' берется комбинация рК~7г+( или рК° и т.д. ) из контрольных интервалов слева и справа.

Пик на массе 2593 МэВ/с2 в спектре инвариантных масс Л+7Г+7Г+ (рис. 2) описывался сверткой функции Брейт-Вигнера для нерелятивистского случая с функцией Гаусса разрешения детектора. Параметр сг функции Гаусса был найден по методу Монте Карло равным <7—1.8 МэВ/с2. Пик же на массе 2625 МэВ/с2, соответствующий Лс(2625)+ бариону, описывался одной функцией Гаусса с параметром <т=3.0 МэВ/с2. Фон на рисунке 2 был параметризован полиномом 2-ой степени помноженным на пороговый фактор для трехчастичного распада.

Фитировапие дало 18.8 ± 5.9 и 51.3 ± 8.2 событий для Лс(2593)+- и Лс(2625)+-барионов соответственно. Также были получены массы М(ЛС(2625)+) и М(ЛС(2593)+), разности масс Ш=М(Лс(2625)+)-М(Лс(2593)+) и М(Лс(2593)+)-М(Л+) и естественная ширина Г(Ле(2593)+). При этом величина М(Лс(2593)+)-М(Л+) получается при фи-тировании спектра разности масс М(Л+тг+тг~)-М(Л+), где соответсвующая комбинация-кандидат в Л+ уже не подвергается фитированию в табличную массу Л+. Параметры Лс(2593)+-бариопа найденные из фитирования приведены в Таблице 4.

Систематические ошибки измерений, приведенных в Таблице 4, были получены путем варьирования накладываемых ограничений и варьирования параметров фи-

М(Л+7Г+7Г) [ГэВ/с2]

Рпс. 2: Распределение по инвариантной массе Л+7г+7г_. Гистограмма представляет собой то же распределение, но с комбинациями для Л*, взятыми из контрольных интервалов.

тирующей функции. Дополнительная систематическая ошибка 0.4 МэВ/с2 возникает от ошибки в табличной массе Л*. Параметры Лс(2593)+-бариона полученные в данной работе, хорошо согласуются с результатами экспериментов CLEO и Е687.

Ас(2593)+ параметр, [МэВ/с2] ARGUS'97 (данная работа) CLEO[9] Е687 [9]

М(Л-+) - М(Л+) su 2594.6 ±0.9 ±0.4 309.7 ±0.9 ±0.4 32.4 ± 1.0 ±0.7 307.5 ±0.4 ±1.0 34.7 ±0.5 ±1.2 309.2 ±0.7 ±0.3

г(л;+) [Мэв] 9 q+2.9+1.8 о q+1.4+2.0

Таблица 4: Параметры Лс(2593)+-бариона, измеренные в данной работе. Приведены также результаты экспериментов CLEO п Е687.

Особый интерес представляет изучение импульсного спектра рождаемого в е^е" ашшгиляции Ас(2593)+-бариона. По тому, насколько этот спектр окажется жестче

по сравнению с хорошо изученным импульсным спектром основного состояния Л+, можно судить о том, рождается ли изучаемый барион прямо из континуума или же он является продуктом распада другого бариона.

Импульсный спектр изучался по распределению по нормированному импульсу хр. Прежде всего, пр-спектр, начиная с хр = 0.5, был разделен на 5 интервалов. В каждом из этих интервалов распределение по инвариантной массе Л+7г+тг~ фити-ровалось той же функцией что и основное распределение с ограничением хр > 0.7. но массы М(ЛС(2593)+) и М(АС(2625)+) и ширина Г(ЛС(2593)+) фиксировались равными найденным из фига распределения с хр > 0.7, а гауссовское разрешение для обоих пиков фиксировалось в каждом из пяти интервалов по хр равным найденному из Монте Карло. В каждом интервале по х„, для найденных чисел событий вводилась поправка на эффективность восстановления Лс(2593)+. Эффективность восстановления Лс(2593)+находилась по формуле

' Вг(А+ -> рК-ж+)'

В этой формуле суммирование проводится по всем пяти каналам А+. Символом т/, обозначается эффективность восстановления соответствующего канала распада

Л+-+ X;.

На рисунке 3 представлен хр -спектр, поправленный на определенную выше эффективность. При фитировании ггр-спектра использовалась функция фрагментации Петерсона:

л ^

л.

Л.р

Кривая на рисунке 3 представляет результат фитирования экспериментальных точек функцией (1). Функция нормировалась так, что результатами фитирования были параметр е и число N<¡,„1. Лс(2593)+-баринов, рожденных в е+е~ аннигиляции при = 10.4 ГэВ. При фитировании были получены следующие результаты: е = 0.0691|]дз и = 117.71^619. Далее, сечение находилось по формуле :

Ь ■ а(е+е~ -> Лс(2593)+Л') • Яг(Ле(2593)+ Л+тг+тГ) • 5г(Л+ -> рК'и") = Г*фях.,

ОС Хр_1[1 —-— —^—]-2. (1)

ах0 х0 1 Хр

где Ь есть интегральная светимость, Кфих, - число Лс(2593)+-барионов, полученное при фитировании экспериментального хр-спектра.

Отсюда получаем

ст(е+е_ -У Лс(2593)+Х) • Вг(Лг(2593)+ Л+тг+тг") • Вг(Л+ -> рА'-тг+)

= (0-251олз ± 0.13) пбн.

Здесь стоит отметить тот факт, что измеренное сечение рождения Лс(2593)+- ба-риона во всем диапазоне по ^обладает неоределенностью, связанной с модельной экстраполяцией экспериментального спектра при хр> 0.5 в область 0 <хт< 0.5. Модельно-пезависимым числом здесь является сечение в интервале хр> 0.7. Для его получения были взяты резултаты фита на рис. 2. Затем, сечение считалось с учетом эффективности VxP>o.7 = 28.3 ± 2.0% :

сг(Лс(2593)+|хр > 0.7) • Вг(ЛД2593)+ -» Л+тг+тг") ■ £г(Л+ рК~х+)

= (0.14 ±0.04 ±0.03) пбн.

Величина <т(Лс(2593)+) • 5г(Лс(2593)+ Л+тг+7г-)/<7(Л+) получена равной (2.ltf° ± 1.1)%. В Таблице 5 сравниваются сечения измеренпые в этой работе с измерениями группы CLEO. Приведенные систематические ошибки включают неопределенность от варьирования параметров фитирующей функции в каждом из хр-интервалов, а также ошибки в значении эффективности и в отношении М- Результаты

группы CLEO согласуются с полученными в данной работе в пределах ошибок. При этом в данной работе получено и свободное от ошибок экстраполяции в точку хр— О сечение в интервале хр> 0.7.

Сечение рождения Лс(2593)+ хВг(Лс(2593)+ Л+тг+тг-) ARGUS'97 y/s = 10.4 ГэВ CLEO[?] ^/s =10.52-10.58 ГэВ

ег^о.7 • -Вг(Л+ ->pAT-jr+) а ■ Вг(Л+ рК~7г+) Ф(К) (0.14 ±0.04 ±0.03) пбн (0.25Îg;S ± 0-13) пбн (2.1if;?±l.l)% (1.44 ±0.24 ±0.30)%

Таблица 5: Результаты по измерению сечения рождения Лс(2593)+- баряона, полученные в данной работе. Также приведены измерения эксперимента CLEO.

Рис. 3: Экспериментальный Хр спектр Лс(2593)+- барионов, рожденных в е+е~ аннигиляции при \/Ъ — 10.4 ГэВ. Кривая представляет результат фитировапия экспериментальных точек функцией фрагментации Петерсона (1).

Экспериментальное измерение резонансной структуры в распаде

Лс(2593)+ Л+тг+тГ (2)

может играть важную роль в идентификации Лс(2593)+как состояния с определенными квантовыми числами Зр.

Конечное состояние в распаде (3) может быть получено в результате либо прямого 3-частичного распада

Лс(2593)+->(Л+7г+7г-)нери, (3)

либо распада

Лс(2593)+ Е°(++)тг+(-), (4)

за которым следует —> . С экспериментальной точки зрения резонанс-

ная структура в распаде (4) может проявить себя в виде пиков в распределении по инвариантной массе Л^тт4. Пик на массе бариона будет соответствовать распаду Лс(2593)+ -» а распад Лс(2593)+ -» Е^тг1- тоже даст пик но уже в результате

кинематического отражения. Дело в том, что в распаде Лс(2593)+ —» Е®7г"г(Е^"г7т~)

величина энерговыдсления всего Q г=2.9(2.1) МзВ. Отсюда следует во-первых, что разрешение по инвариантной массе комбинации Л+7г+ из цепочки распадов

Лс(2593)+ ->■ £°тг+, -> Л+тГ (5)

должно определяться только разрешением по импульсу мягкого 7г+-мезона и потому быть очень хорошим, а во-вторых, отражение от должно иметь массу близкую к M(Л*) + Л/(зг+). Действительно, из моделирования по методу Монте Карло распадов (5) было получено что в спектре М(Л+7г+) отражение от распада (6) описывается гауссовской функцией с центральным значением М= 2427.6 МэВ/с2 и разрешением а = 1.0 МэВ/с2. Там же было получено разрешение для сигнала а = 1.7 МэВ/с2.

Чтобы получить распределение по инвариантной массе Л+7Г+ только для распадов (3) неоходимо было отделить события с Лс(2593)+от фоновых событий в распределении на рисунке 2. Для этого кинематически доступный интервал по инвариантной массе Л+7г+ в распаде (3) был разделен па бины шириной 2 МэВ/с2. Теперь, когда известны параметры Лс(2593)+-бариона(см. таблицу 4), в целях увеличения статистики ограничение на хтможяо было ослабить и сделать хр> 0.5. Далее, в каждом бине по массе Л+тг+ мы проводили фитирование спектра М(Л^7г+7г~). Здесь, как и при фи-тировании в бинах по ij,b предыдущем разделе, параметры Лс(2593)+фиксировались найденным из фита распределения на рисунке 2 (детекторное разрешение по массе Лс(2593)+при хр> 0.5 составляло 1.9 МэВ/с2).

На рисунке 4 точки с несимметричными ошибками представляют результат фи-тирования. Остановимся подробно на описании процедуры получения этих данных.

В этом месте анализа фитирование проводилось с помощью программы MINOS из пакета MINUIT, позволяющей получить не только число восстановленных (с симметричными ошибками) Лс(2593)+в данном бине по М(Л+7г+), но и зависимость максимизируемой при фитировании функции правдоподобия от числа восстановленных Лг(2593)+-барионов, Такое число, отвечающее максимальному значению функции правдоподобия, откладывалось в соответствующем бпне по М(Л+7г+). Верхняя и нижняя ошибки определялись при этом по изменению функции правдоподобия на еденицу. В результате, в распределении по М(Л+тг+) были обнаружены два сигнала и на массах 2453 МэВ/с2 и 2428 МэВ/с2 соответственно. Поскольку по построению все точки на рисунке 4 соответствуют событиям с Л,.(2593)+, то ипналь-

Рис. 4: Спектр инвариантных масс из распадов Лс(2593)+ —)■ Л^ тг^тг . Кривая на рисунке показывает результат фитирования.

Вклады в распад АКСШ'97[1] СЬЕО[9] Е687 [9]

Лс(2593)+ Л+тг+тГ (данная работа)

0.29 ±0.10 ±0.11 0.42 ± 0.09 ± 0.09

0.37 ±0.12 ±0.13 0.36 ±0.09 ±0.09

0.661^1 ±0.07 > 0.51 @ 90% УД

/иерез. 0.34^;Ц±0.07

Вклады в распад А1ЮиЗ'ЭЗ[18] СЬЕО[9] Е687 [9]

Лс(2625)+ -»■ Л+тг+я-

/е» < 0.07 @ 90%УД

< 0.08 @ 90%УД

0.46 ± 0.14 < 0.36 @ 90% УД

/нерез. 0.54 ±0.14

Таблица 6: Результаты измерения резонансной структуры в распаде Л+(2593) —> Л^7г+7г~ выполненные в данной работе и других экперимептах.

пые пики, а также события под и между ними свидетельствуют о распадах (5) и (4). Далее, распределение по Л+7г+ фитировалось двумя гауссопскими функциями для описания сигналов и пороговым фактором для описания нерезонансного вклада. Здесь при фнтировании и учитывались зависимости, даваемые полученными функциями правдоподобия в каждой точке этого распределения. Сделоно это было следующим образом. Мы использовали пакет программ MINUIT, с помощью которого по данному распределению (точки с ошибками) производилась минимизация функции х2- При этом, чтобы учесть несимметричньге( негауссовские) вероятности при отклонении от точки-цетрального значения, функция х2 была "переписана руками":

3£>(а)=-2|П(Пед(а))]1 (6)

i

где индекс i означает номер бина на рисунке 4, а есть набор параметров фитирующей функции (нормированные на общий интеграл событий на рпсуике 4 резонансные и нерезонансный вклады), fi есть зпачение функции-кривой на рисунке 4, а Г.г есть полученные ранее(см. выше) функции правдоподобия. Результаты этого раздела анализа собраны в таблицу 6. Там также представлены данные экспериментов ARGUS, CLEO и Е687 для изучаемого бариона и Ас(2625)+. Из таблицы 6 видно, что результаты всех трёх экспериментальных групп хорошо согласуются друг с другом.

В заключении этой главы приводится обсуждение основных результатов анализа. Из данного анализа и результатов групп CLEO и Е687(см. таблицы 4 и 6 ) следует, что теперь три группы ARGUS, CLEO и Е687 наблюдают два статистистически значимых сигнала в спектре инвариантных масс А+7Г+7Г-. При этом оба сигнала находятся довольно близко от трёхчастичного порога. Это означает, что наблюдаемые барионные состояния скорее всего являются изоспиновыми синглетами (1=0).

Теоретические расчёты масс возбуждённых очарованных барионов(см. таблицы 2, 3) Ас((|)_), Ас((|)~) и SC((|)_),S<;((|)_) указывают на то, что массы первых двух находятся вблизи масс наблюдаемых в данной работе состояний. И напротив, массы Ес((^)-),£с((|)~) барионов предсказываются лежащими более чем на 200-300 МэВ/с2 выше масс наблюдаемых состояний. Также, в пользу того что состояния А+(2593) и А+(2625) являются "сильно возбуждёнными"(т.е. например орбитальные возбуждения А£), указывает экспериментально измеренный импульсный спектр рождаемых в е+е~~ аннигиляции Л+(2593)- и Л+(2625)-барионов. А именно, для них

импульсный спектр был найден очень жёстким по сравнению с импульсными спектрами всех остальных нестранных очарованных барионов, что означает рождение Л+(2593) и Л+(2625) напрямую из е+е~ -> сс континуума, а не вследствие распадов каких-либо других очарованных бариовов.

Далее, проведённое в данной работе исследование резонансной структкры в распаде Л+(2593) —> Л+7г+эт~, также как результаты групп CLEO и Е687 по этому распаду наряду с предыдущими результатами групп ARGUS, CLEO и Е687 по резонансному анализу распада Л+(2625) -> Л+7г+7г~(ом. таблицу 6), указывает на то, что распад в конечное состояние ЕсТГ* является доминирующим( подавленным ) для Л+(2593)( Л+(2625) ). Это не противоречит приписыванию этим барионам квантовых чисел Jp — (|)~ и (|)_, поскольку соответствующие распады происходят в S- и D-волне.

Итак, в данной работе получено подтверждение существования нового возбуждённого бариона А+(2593), проведено его исследование и измерены его параметры.

Пятая глава посвящена измерению относительной вероятности распада D+ - >

В данной части работы мы использовали те же данные, что и при анализе в предыдущей главе. Изучаемый распад D^-мезона восстанавливался в конечном состоянии KjKjK"1". Для отбора таких событий были применены следующие критерии. Ограничение на величину вероятности для гипотез всех заряженных частиц : lh > 1%. Kj-мезоны реконструировались по их каналу распада в 7Г+тг~, где инвариантная масса двух тг-мезонов ограничивалась диапозоном ±30 МэВ/с2 от табличной массы К$. Также требовалось чтобы К® происходил из вторичной вершины, причем косинус угла между вектором импульса системы ir+7r~ и радиус-вектором первичная вершина-вершина распада К° должен быть больше 0.9. хр-спектр очарованных мезонов ( где xp(D) — p(D)/pMajcc. (D)) из континуума жестче по сравнению с комбинаторным фоном. Поэтому, для каждой комбинации KjjK^K"1" накладывалось ограничение на хр (хр > 0.5,0.6).

В Таблице 7 представлены результаты моделирования событий е+е_ —> D+X, D+ -K2KjK+ по методу Монте Карло.

Для корректного вычисления относительной вероятности распада необходимо выбрать оптимальное ограничение на хр. Ограничение на нормированный импульс хр

оптимизировалось по величине отношения сигнала к корню квадратному из оценки фона под этим сигналом. При этом фон брался из данных, а сигнал из Монте Карло. Оценка фона под сигналом и данные Монте Карло помещены в таблицу 8. Последующий анализ проводился уже только для оптимизированного значения хр > 0.5.

Ограничение на Хр Разрешение по массе (сг) Эффективность восстановления в данной Хр области

>0.5 (5.17 ±0.19) МэВ/е2 (16.9 ±0.7)%

>0.6 (5.26 ±0.27) МэВ/с2 (18.8 ±1.0)%

Таблица 7: Данные, полученные из моделирования событий е+е~ —► П+Х, -> К®К°К+ по методу Монте Карло.

Ограничение на хр Число событий в сигнале D+ из Monte Carlo Оценка фона из данных Отпошение s 7Ф

> 0.5 492 36 82

>0.6 355 30 65

Таблица 8: Данные для нахождения оптимального ограничения по хр.

Ограничение на хр Число событий в сигнале

> 0.5 39.2 ±8.8

> 0.6 28.5 ±7.2

Таблица 9: Результаты фитирования спектров инвариантных масс КдК"К+.

Распределения по инвариантной массе были профитированны суммой двух функций сигнал+фон. Сигнал апроксимировался функцией Гаусса с фиксированной а найденной из Monte Carlo и отпущенными амплитудой и центральным значением. Для описания фона использовался полином третьей степени с отпущенными четырьмя свободными параметрами. Результаты фита для двух хр помещены в та-

блицу 9. В обоих случаях масса согласуется с табличной массой Б"1". Фит для хр >0.5 представлен на рисунке 5.

1.8 1.9

M(KgKgK+)

2.1

[ГэВ/с2]

Рис. 5: Фит распределения по инвариантной массе K°KjK+ при хр > 0.5.

При нормировке изучаемого канала распада использовался хорошо известный канал D+ —» К~7Г+7Г+. Современное значение Z?r(D+ —> К~тг+7г+), приводимое PDG'96, составляет (9.1 rb 0.6)%. На рисунке 6(данные ARGUS) (спектр в каждом бине поправлен на свою эффективность) область справа от вертикальпой черты (хр > 0.5) - та область в которой подсчитывалось полное число В+-ыезонов по этому нормировочному каналу из работы[19], где используемая статистика была L = 184.8 пбн-1.

Нормировка на полную используемую в данной работе статистику L = 476 пбн"1 и v's = 10.4 ГзВ дает число NsopM. = N(D+ -* К-тг+тг+1 хр > 0.5) = 13887.8 ± 1066.4. Вычисление относительной вероятности распада проводилось по формуле

Br(D+ ->• К-тг+тг4) • Ыф"т(К°К;К+)

Br(D+ ->К°К°К+) :

(е • [Вг(К° -> К») • Вг{К« 7Г+7Г-)]2 • NKopM.) '

(7)

где е есть эффективность восстановления К2К°К+ в области хр > 0.5 из Монте Карло и М1юр„. есть полное число 0+-мезонов, распавшихся по каналу К~7Г+7Г+, и

dN dx„

Рис. б: Xp-спектр Б+-мезонов в е+е~ сс континууме по данным группы ARGUS. D+ восстанавливался в канале распада на К~тг+п+. Спектр в каждом бине поправлен на свою эффективность.

посчитанное в той же ауобласти. Подстановка в эту формулу следующих чисел; Нфит _ 39_2 ± 8.8, е = 0.169 ± 0.007, N„opM. = 13887.8 ± 1066.4, Вт(D+ -»■ К-тг+тг+) = (8.0 ±0.8)% (значение из PDG'92), Вг(К° К») = 0.5,Вг(К$ тг+тГ) = 0.686 приводит к результату Br(D+ -)• К°К°К+) = (1.13 ± 0.25 ± 0.16), что окончательно после округлений даёт величину Вт{D+ К°К°К+) = (1.1 ± 0.3 ± 0.2)% [2]. Из формулы (7) и приведённых выше чисел легко также получить отношение Br(D+ —> K°K°K+)/5r(D+ -» K"7r+7r+) = 0.14±0.03±0.02. Систематическая ошибка включает ошибку в эффективности, ошибки от нормировки а также неопределенность связанную с параметризацией сигнала и фона. В таблице 10 собраны источники систематической ошибки и показан процентный вклад каждой из них.

Приведём величину Br{D+ -+ К°К°К+), пересчитанную на обновлённое значение относительной вероятности распада D+ по нормировочному канату, взятому из PDG'96 (5r(D+ К-7Г+7Г+) = (9.1 ±0.6)%): ¿?r(D+ -> К°К°К+) = (1.3±0.3±0.2)%. Приведённое значение является итоговым результатом анализа данной главы. Этот результат сравнивается в таблице 11 с полученной группой CLEO величиной для Br(D+ -> К°К°К+), в которой также произведена нормировка на обновлённое значение Br(D+ К~тг+я-+). В таблице 11 представлено также теоретическое предска-

Вклад от Доля

варьирования параметров фита 7.0%

ошибки в -ЙЛюры.канал 9.4%

ошибки в числе

по норм, каналу 7.7%

ошибки в эффективности 4.5%

Таблица 10: Источники систематической ошибки в величине Вт{D+ —» К°К°К+). зание для Br{D+ -» К°К°К+).

Распад ARGUS CLEO PDG'96 [9] HCHPT[17j

D+ К°К°К+ (1.3 ±0.3 ±0.2)% (3.09 ±0.64)% (1.8 ± 0.8)% 1.1 х 10~3

Таблица 11: Относительная вероятность распада D+ —» К°К°К+: теоретические предсказания и экспериментальные измерения групп ARGUS и CLEO. Приведённые результаты, по сравнению с опубликованными [2], пересчитаны па новое значение Br(Z>+ К-ТГ+П+) = (9.1 ± 0.6)%[9].

В заключении приведены основные результаты диссертадии.

1. Разработаны методы отбора событий, содержащих распады Лс(2593)+ —> Л+тг+тг где в свою очередь Л+ распадается по каналам рК~п+, рКJ, рК°ж+тт~, Л°тг+,

А°7г+7г+7г_.

2. Подтверждено существование Лс(2593)+-бариона.

3. По методу Монте Карло была определена эффективность регистрации и разрешение по массе для событий с распадами Лс(2593)+ -> Л+7г+тг-.

4. Проведено измерение параметров Лс(2593)+-бариона: массы, естественной ширины, а также разностей масс<5М=М(Лс(2625)+)-М(Лс(2593)+) и М(ЛС(2593)+)-М(Л+).

5. Подробно исследован спектр фрагментации рождающегося в е+е~ аннигиляции Лс(2593)+-бариона и измерено его сечение рождения во всём импульсном интервале и в интервале, по сканированному импульсу хр: хр > 0.7. Из данных измерений получена доля Л^-барионов идущих из распада Лс(2593)'1" —» Л+;г+7г~.

6. Для выделения резонансной структуры в распадах Лс(2593)+ —»■ Д+7Г+7Г~ был разработан метод статистического анализа заключающийся в выделении в спектре инвариантных масс Л„7Г+ числа восстановленных Лс(2593)+-барионов.

7. Измерены доли резонансных ЛД2593)+ —у £с1г:1: и нерезонансных ЛД2593)+ —у (Л^я,+7г_)Яер(5,. распадов. Результаты анализа не противоречат гипотезе о том, что исследуемый бариоп обладает спин-чётностью

8. Разработан метод отбора событий, содержащих распады £>+ -> К°К°К+. Также был подробно изучен нормировочный канал --> А тг+тт+.

9. По методу Монте Карло были определены эффективности регистрации и разрешения по массе для изучавшегося —у К°КаК+ и нормировочного —у Й"""7г+7г+ распада.

10. Измерена относительная вероятностьизучавшегося распада: Вг(И+ —У К°К°К+).

Основные измерения, сделанные в работе, собраны в Таблицу 12.

Литература

[1] H.Albrecht,..., R.Chistov el al, ARGUS Collaboration, Phys.Lett. B402 (1997) 207; Preprint DESY-97-008 (1997).

[2] H.Albrecht, ... , R.Chistov ei al, ARGUS Collaboration, Z.Phys. C64 (1994) 375; Preprint DESY 94-052,1994.

[3] N.Isgur, M.B.Wise, Phys.Rev.Lett. 66 (1991) 1130.

[4] Michael V. Danilov (Moscow, ITEP) RECENT TAU LEPTON AND CHARM RESULTS FROM ARGUS AND CLEO, Invited talk at 7th Les Rencontres de Physique de la Vallee d'Aoste: Results and Perspectives in Particle Physics, La Thuile, Italy, 7-13 Mat 1993. Published in La Thuile Rencontres 1993:191-206; ITEP-93-38, Mar 1993.

[5] A.De Rujula, H.Georgi, and S.L.Glashow, Phys.Rev. D12 (1975) 147.

[6] S.Capstick and N.Isgur, Phys.Rev. D34 (1986) 2809.

[7j L.A.Copley, N.Isgur, G.Carl, Phys.Rev. D20 (1979) 768.

[8] C.S.Kalman, B.TYan, Nuovo Cimento 102A (1989) 835.

[9] Particle Data Group, Review of Particle Properties, Phys.Rev. D54 (1996) 1.

[10] E.Witten, Nucl.Phys. B160 (1979) 57.

[11] M.Rho, D.O.Riska, N.N.Scoccola, Phys.Lett. B251 (1990) 597.

[12] M. Harada, A. Qamar, F. Sannino, J. Schechter, H. Weigel, Nucl.Phys. A625 (1997) 789; hep-ph/9703234.

[13] Y.Oh, B.-Y.Park, Phys.Rev. D53 (1996) 1605; hep-ph/9510268.

[14] M.Bauer, B.Stech and M.Wirbel, Z.Phys. C34 (1887) 103.

[15] A.N.Kama], R.C.Verma and N.Sinha, Phys. Rev. D43 (1991) 843.

[16] F.J.Botella, S.Noguera and J.Portoles, Phys.Lett. B360 (1995) 101.

[17] Da-Xin Zhang, Phys.Lett. B382 (1996) 369; hep-ph/9606205.

[18] H.Albrecht et al. (ARGUS Collaboration), Phys.Lett. B317 (1993) 227.

[19] H.Albreht et al. (ARGUS Collaboration), Z.Phys. C52 (1991) 353.

Параметр Лс(2593)+ бариона Значение

М(ЛС(2593)+) 2594.6 ± 0.9 ± 0.4 [МэВ/с2]

М(ЛС(2625)+) - М(ЛС(2593)+) 32.4 ±1.0 ±0.7 [МэВ/с2]

М(ЛС(2593)+) - М(Л+) 309.7 ±0.9 ±0.4 [МэВ/с2]

Г(ЛС(2593)+) в (Мэв]

Сечение рождения Лс(2593)+

<Тх„>0.7 ■ Вг(Ас(2593)+ Л+7Г+7Г-)

хВг(А+ pK~iг4) (0.14 ±0.04 ±0.03) пбн

(т • Вг(Ас(2593)+ -> Л+7Г+1Г")

хВг(А+ рК~7г+) (0.25ig;?| ± 0.13) пбн

сг ■ J?r(Ac(2593)'1" -> Л+от+7Г-)/сг(Л+) (2.1±f;? ± 1.1)%

Вклады в распад Лс(2593)+ Л^тг+7г-

fsg 0.29 ±0.10 ±0.11

0.37 ±0.12 ±0.13

0.66±g;il ± 0.07

/нерез. 0.34ig;}| ± 0.07

Br(D+ -)• К°К°К+) (1.3 ±0.3 ±0.2)%

Таблица 12: Основные результаты, полученные в работе.