Измерение поляризации А-гиперонов, рожденных на ядрах нейтронами с импульсами от 4 до 10 ГэВ/с тема автореферата и диссертации по физике, 01.04.16 ВАК РФ
|
Остапчук, Андрей Яковлевич
АВТОР
|
||||
|
кандидата физико-математических наук
УЧЕНАЯ СТЕПЕНЬ
|
||||
|
Москва
МЕСТО ЗАЩИТЫ
|
||||
|
1998
ГОД ЗАЩИТЫ
|
|
01.04.16
КОД ВАК РФ
|
||
|
|
||||
ИНС^ГГУТо^ЕОРЕТИ11ЕСК0Й И ЭКСПЕРИМЕНТАЛЬНОЙ ФИЗИКИ
^ На правах рукописи
Со ^
с
Остапчук Андрей Яковлевич
Измерение поляризации А-гиперонов, рожденных на ядрах нейтронами с импульсами от 4 до 10 ГэВ/с
Специальность 01.04.16 - физика ядра и элементарных частиц
Автореферат диссертации на соискание ученой степени кандидата физико-математических наук
Москва 1998
УДК 539.1
Работа выполнена в Государственном научном центре Российской Федерации -Институт Теоретической и Экспериментальной Физики
Научный руководитель: доктор физико-математических наук
[ М.Е.Вишневский].
Официальные оппоненты: доктор физико-математических наук
М.Г. Горнов (МИФИ), доктор физико-математических наук ОБ. Кербиков (ИТЭФ).
Ведущая организация: ЛВЭ ОИЯИ .
Защита состоится 2 июня 1998 года вДЗЗйасов на заседании диссертационного совета Д.034.01.01 до присуждению ученых степеней доктора наук в Государственном научном центре РФ Институт Теоретической и Экспериментальной Физики по адресу: г. Москва, 117259, Б. Черемушкинская, 25, конференц-зал института.
С диссертацией можно ознакомиться в библиотеке института.
Автореферат разослан ^ - ^ . ■ « . 1998 г.
Ученый секретарь диссертационного совета кандидат физико-математических наук
Ю.В. Терехов
1 Общая характеристика работы.
Первое указание на важную роль спиновых эффектов в рождении частиц при высоких энергиях было получено в 1976 г., когда была обнаружена значительная поляризация Л-гиперонов, рожденных в инклюзивной реакции рВе —> Л -Ь X при энергии протонов 300 ГэВ. До этого считалось, что в инклюзивных реакциях с рождением многих частиц эффекты поляризации не должны наблюдаться. В последующих экспериментах поляризация А исследовалась в различных адрон-нуклонных, адрон-ядерных и ядро-ядерных взаимодействиях в широком диапазоне энергий. Изучение этого явления -прекрасный метод для определения механизма рождения и поляризация адронов, использующий странный кварк в качестве " меченой" частицы. Однако, несмотря на интенсивные двадцатилетние исследования, до сих пор отсутствует серьезное понимание динамической прпроды этих важных явлений. Попытки оценить спиновые эффекты в адронных процессах в рамках пертурбативяой КХД дают значения поляризации на порядок величины меньше экспериментально наблюдаемых. С другой стороны, простые полуклассические модели поляризация кварков, построенные по аналогии с КЭД и объясняющие, по крайней мере качественно, наблюдаемые значения поляризации, могут дать лишь некоторые наметки для будущей динамической теории мягких процессов, по-видимому, непертурбативной КХД. Можно надеяться, что новые экспериментальные данные, вместе с уже накопленным материалом, верифицируют существующие модели и помогут в формировании непертурбативной теории КХД.
Настоящая работа основана на проведенном в ИТЭФ при участии автора эксперименте на установке КАОН по измерению поляризации Л-гиперонов, рожденных пей-тронами на ядрах углерода и свинца.
Актуальность.
Единственный эксперимент по измерению поляризации Л-гиперонов в реакциях, инициированных нейтронами со средним импульсом 40 ГзВ/с, указывает на значительную во абсолютной величине поляризацию. Проведение эксперимента по измерению поляризации Л, рождепных нейтронами с импульсами 4 до 10 ГэВ/с, позволяет получить данные в области, связывающей область классических спиновых эффектов при рассеянии частиц с эффектами поляризации при высоких энергиях.
Цели исследования.
• Экспериментальное изучение реакции пЛ -> АХ° на углеродной и свинцовой мишенях, измерение величины поляризации Л-гиперонов.
• Исследование зависимости поляризации от величины поперечного импульса Л-гпперона.
• Оценка Л-зависимости величины поляризации. Научная новизна.
• Впервые измерена поляризация Л-гиперонов, рожденных нейтронами на ядрах углерода и свинца, при импульсе нейтронов ог 4 до 10 ГэВ/с. Измеренные значения поляризации согласуются по знаку и величине с дапнымп, полученными на ускорителе ИФВЭ для нейтронов со средним импульсом 40 ГэВ/с.
• Примененный при статистическом анализе данных гибридный метод Монте-Карло позволяет избежать использования моделыю-зависимых предположений и, тем самым, уменьшить величину систематической ошибки эксперимента.
Практическая и научная ценность диссертации.
Тема диссертационной работы связана с выполнением плановых научно - исследовательских работ на ускорителе ИТЭФ. Новые экспериментальные данные, полученные в настоящей работе, являются существенными для понимания механизма рождения и поляризации адронов.
Апробация.
Основные данные и результаты, изложенные в диссертации, обсуждались на семинарах ИТЭФ и были представлены на сессии Отделения ядерной физики АН СССР. Материалы диссертации обсуждались на собрании научных сотрудников лаборатории.
Структура и объем диссертации.
Диссертация состоит из 4 глав, введения и заключения и списка литературы. Диссертация содержит 41 рисунок, 8 таблиц и список литературы 59 пунктов.
На защиту выносится.
В процессе методических разработок и физических исследований выполнены работы и получены следующие результаты, составляющие основное содержание диссертации и вынесенные на защиту:
• Выбрана система отбора событий для выделения распадов Л рк~ с высокой эффективностью.
• Созданы программы математической обработки для поиска событий с вершиной из двух заряженных частиц.
• Написаны программы статистического анализа данных, использующие гибридный метод Монте-Карло.
• Выполнен эксперимент по измерению поляризации Л-гиперонов, рожденных нейтронами с импульсами от 4 до 10 ГзВ/с на ядрах углерода и свинца.
2 Содержание работы.
Во введении дастся краткий обзор современного состояния проблемы, показана актуальность настоящего эксперимента. Там же кратко изложено содержание остальных глав.
Глава 1. Поляризация К-гиперонов: теоретическое и экспериментальное состояние
В первой главе вводятся основные обозначения и излагаются основы метода определения поляризации Л-гиперонов.
Нарушение Р-четности в слабых распадах Л открывает возможность суперпозиции Б- и Р-волн в конечном состоянии, что приводит к асимметрии распределения распад-ных частиц. Поляризация Л-гиперонов определяется по асимметрии углового распределения протонов в распаде Л -* ртг~. В системе покоя гиперона она описывается выражением:
П(со50) = (1 + аРсозв), (1)
где в - угол между импульсом протона, Рр, и нормалью к плоскости рождения, н = Рп х РЛ, Р - поляризация Л-гилерона, а - распадный параметр. Экспериментальное значение а = 0,642 ± 0,013.
Существовало общее представление, что двух-частичные спиновые эффекты не должны играть заметную роль при высоких энергиях, т.к. в сечение рождения частиц при этом дает вклад множество конечных состояний, и когерентная интерференция амплитуд маловероятна. Обнаружение значительной поперечной поляризации Л-гиперонов в инклюзивных адрон-нуклонных и нуклон-ядерных взаимодействиях, стимулировало интенсивные теоретические и экспериментальные исследования, направленные на объяснение природы этого явления.
Попытки оценить спиновые эффекты в адронных процессах в рамках пертурбатив-ной КХД дают значения поляризации на порядок величины меньше экспериментально наблюдаемых. В первой главе дается краткий обзор основных полуклассических моделей поляризации кварков, построенных по аналогии с КЭД и объясняющих, по крайней мере качественно, наблюдаемые значения поляризации:
• в лундовской модели яв-пара рождается путем тунпелирования через классически запрещенную область в цветовом поле;
• в модели партонной рекомбинации ДеГранда-Мьеттинена поляризация - результат томасовской прецессии в процессе кварковой рекомбинации;
• в подходе Шведа, не требующем нового механизма рождения частиц, поляризация медленных э-кварков возникает благодаря рассеянию во внешнем глюонном поле;
• в модели Ефремова поляризация возникает при интерференции амплитуд одно-и двух-глюонного обмена.
В этой же главе описаны экспериментальные методы применяемые при исследовании поляризации Л-гиперонов и приведено их сравнение с методикой, использованной в данном эксперименте. Основной собенностью методики, примененной в нашем эксперименте, было то что электронный спектрометр располагался под нулевым углом по отношению к интенсивному нейтронному пучку, падавшему на толстую ядерную мишень.
Применение счетчика антисовпадений, помещенного непосредственно после мишени, позволило подавить большинство фоновых нейтрон-ядерных взаимодействий в мишени. Благодаря этому обстоятельству, регистрация Л-гиперонов, вылетающих под малыми углами по отношению к направлению пучка, не вызвало специальных трудностей. Не менее важно то, что нулевой угол между осью спектрометра и направлением пучка обеспечивал симметричную по фазовому объему эффективность регистрации распадов Л рж~, что помогало избежать систематических ошибок измерения поляризации.
Далее в первой главе дается краткий обзор накопленного к настоящему моменту экспериментального материала по измерению поляризации Л-гиперонов, рожденных в адронных реакциях. Общие выводы, которые можно извлечь из исследования поляризации Л- гиперонов в широком диапазоне энергий, поперечных импульсов рг, значений фейнмановской переменной хр и масс мишени, можно суммировать следующим образом:
• все лидирующие Л-гипероны обладают поперечной поляризацией, величина которой не зависит от энергии налетающей частицы;
• при рь < 1 ГэВ/с величина поляризации зависит как от хр, так и от р1, при Р1 > 1 ГэВ/с она зависит только от хр]
• поляризация слабо зависит от массы мишени, она становится меньше для более тяжелых ядер;
• не лидирующие Л-гипероны не поляризованы.
Глава 2. Магнитный спектрометр КА ОН - прибор для измерения поляризации Л-гиперонов
Эксперимент выполнен на протонном синхротроне ИТЭФ с помощью магнитного спектрометра КАОН с проволочными искровыми камерами и годоскопической системой сцинтилляционных счетчиков. Нейтральнй пучок выводился под углом 3,5° к внутреннему пучку протонов. Заряженные частицы выводились из пучка отклоняющими магнитами, для поглощения 7-квантов на пути пучка помещался свинцовый фильтр толщиной 6 ст. Система коллиматоров в защите ограничивала размер пучка телесным углом 2,2 • 10~5ср, так что на выходе из коллиматора лучок имел равномерное распределение на площади 14 х 18 ст2- Интенсивность нейтронов в пучке составляла 1 • 107, /(""-мезонов- 5 -104 на 5 • 10й протонов в импульсе ускорителя. Относительное мониторирование интенсивности пучка выполнялось двумя мониторами.
Схема спектрометра приведена на Рис.1.
Магнит спектрометра находился на расстоянии 37 т от мишени ускорителя. Светосила прибора определялась размерами межполюсного зазора, равными 50 ст по высоте, 180 ст поперек и 100 ст вдоль пучка. Размеры искровых камер и годоскопов сцинтилляционных счетчиков соответсвовали зазору магнита.
Мишень располагалась в пучке после сцинтилляционного счетчика А1 и непосредственно перед счетчиком А2. Поперечные размеры мишени (20 х 20 ст2) и счетчика А1 (20 х 20 ст2) были больше поперечного сечения пучка (14 х 18 ст2), а размеры счетчика А1 (30 х 30 ст2) были существенно больше размеров мишени. Счетчики А1 и А2 были включены на антисовпадение с остальными счетчиками годоскопов Г1 -
Рис. 1: Схема спектрометра КАОН.
Г5. Счетчик .41 исключал события инициированные оставшимися в пучке заряженными частицами, а роль счетчика А2 заключалась в исключении событий с рождением на мишени заряженных частиц. Таким образом, установкой могли регистрироваться события с рождением Л-гиперонов только в сопровождении нейтральных частиц.
Рожденные в мишени А-гипероны регистрировались спектрометром по их распаду Л ртг~ на базе длиной 100 ста между счетчиком антисовпадений /12 и годоскопом Г1. Для уменьшения числа взаимодействий нейтронов пучка с веществом на распад-иой базе Л-гиперонов, распадный объем был заполнен гелием под давлением немного превышающим нормальное атмосферное давление.
Отбор событий осуществлялся годоскопами сцинтилляционных счетчиков. Годо-скоп Г1 содержал 12 вертикально расположенных счетчиков длиной 50 ст и шириной 10 ст, а остальные годоскопы - по 18 вертикальных счетчиков размерами 100 х 10 ст?.
Траектории заряженных частиц регистрировались группами проволочных искровых камер (ИК) с памятью на ферритовых кольцах. Передняя группа К1 состояла из шести двухкоординатных модулей, в которых проволочки были расположены вдоль У- и 7,-координат и двух двухкоординатных модулей с направлением проволочек под углом 45° но отношению к проволочкам прямых модулей. Размеры рабочей области ИК передней группы составляли 50 х 120 ст2.
Группа ИК за магнитом (К2 и КЗ) также состояла из шести двухкоординатных -прямых модулей и двух 45-градусных модулей. Рабочие размеры ИК за магнитом равны 100 х 180 ст2. Рабочие проволочки в ИК расположены с шагом 1 тт, что позволяет получить точность определения координаты частицы ^ 0,4тт. Общее число проволочек в ИК превышала 32 000.
Для регистрации распадов А -» рл~ существенна высокая эффективность ИК, рав-
номерная по всей площади камеры. Для уменьшения числа фоновых пробоев важно также и малое время памяти ИК, поскольку камеры перегружены заряженными частицами от взаимодействий нейтронов с мишныо. Необходимая эффективность и время памяти ИК были достигнуты благодаря использованию дополнительного внутреннего электрода в ИК.
Информация о координатах пробоев в искровых камерах, показания мониторных схем, информация о номерах счетчиков, сработавших от частиц данного события - вся эта информация с помощью системы передачи данных передаввалась в ЭВМ Р1010 и записывалась на магнитную ленту. В промежутках между импульсами ускорителя в ЭВМ выводились калибровочная и контрольная информация д ля постоянной проверки работоспособности всех составляющих установки.
Дальнейшая обработка записанных на магнитную ленту событий происходила в режиме оффнлайп. В первичной обработке искались двухлучевые события с одной положительной и одной отрицательной частицами в общей вершине.
Вначале программа находила по пробоям в ИК прямые траектории отдельно по У и Z - проекциям в камерах до и после магнита. Затем по пробоям в камерах с проволочками, натянутыми под 45" к горизонтальной плоскости, производилась связка проекций треков в пространстве. Полученные таким образом связанные отрезки траекторий сшивались через область магнитного поля, при этом определялся импульс частицы. Найденные траектории сводились в одну из вершин, если минимальное расстояние между ними было меньше заданной величины.
Эффективность поиска двухлучевых вершин контролировалась с помощью ряда параметров, а именно: по отклонениям пробоев в ИК от выбранной траектории, по дисперсии траектории, проведенной через магнитное поле, по кратчайшему расстоянию между траекториями при сведении их в точку вершины, по дисперсии событий с двух-лучевой вилкой.
Из распределений по отклонению искр от траектории частиц было видно, что 90% искр находились в пределах ±1,3 тт от проведенной траектории. Выбранная при обработке ширина дорожки, равная 5 тт, не ограничивала числа траеторий.
Сходимость траекторий в вершину контролировалась по кратчайшему расстоянию между ними в пространстве. В среднем, величина невязки траекторий в вершине события была менее 1 тт, события с невязкой более 4 тт исключались, а для событий с меньшей невязкой траетории сводились в точку с минимизацией отклонений всех траекторий от пробоев в ИК.
Дисперсия для событий с двухлучевой вершиной составляла, в среднем, 0,5 -1 тт2, события с величиной дисперсии более 2 тт2 исключались.
На этапе подготовки эксперимента по измерению поляризации Л-гиперонов были проведены расчеты методом Монте-Карло для определения оптимальных значений для напряженности магнитного поля, размера распадного объема, оптимального включения счетчиков спектрометра в систему отбора событий, требований к логике отбора. Для определения параметров установки, оптимальных для регистрации распадов Л —> рж~, была выбрана следующая стратегия. Величина магнитного поля спектрометра выбиралась так, чтобы при распаде Л-гиперона, летящего вдоль оси спектрометра, отбирались частицы, траектории которых в проекции на медианную плоскость пересекались бы за магнитом в области годоскопов Г4 - Го. Выбранное значение напряженности магнитного поля 0,2 Т обеспечивало необходимую для этого величину интеграла напряженности магнитного J В(II по оси спектрометра. С учетом этого счетчики годоскопов
ГЗ - Г5 включались в совпадения, задавая скрещивающиеся направления положительно и отрицательно заряженных частиц. Роль годоскопов Г1 и Г2, расположенных перед магнитом, заключалась в выделении событий с двумя заряженными частицами.
Был также проведен расчет по оптимизации длины расиадного объема. При этом отбирались события, когда обе распадные частицы достигали счетчиков годоскопа Г5 и, следовательно, могли быть зарегистрированы искровыми камерами. Число дошедших до годоскопа Г5 частиц увеличивается с увеличением длины распадной области, насыщаясь при значении длины приблизительно 1 м. Была выбрана длина 100 см, так как при большей длине точность определения координат вершины распада падает.
Перед проведением экспозиций по измерению поляризации Л-гипернов были проделаны экспозиции с искровыми камерами для определения характеристик спектрометра. Чтобы определить разрешающую способность установки в измерении массы и направления импульса распавшейся частицы, необходимо использовать процесс, где в конечном состоянии находятся только заряженные частицы с известной массой и определенным направлением суммарного импульса, что упрощает задачу регистрации и вычисления массы. Этим условиям удовлетворяет распад Кд —> 7г+7Г~.
Как известно, ^|-мезоны, рожденные в веществе при когерентной регенерации К\-мезонов, имеют очень узкое угловое распределение 10~7) вокруг напавления импульса налетающих Й^-мезонов. Поскольку ширина углового распределения ЛТ^-мезонов много меньше углового разрешения спектрометра, изучение распределения зарегистрированных ЛГ|-мезонов позволяет определить точность восстановления направления распавшейся частицы. Распределение по восстановленной массе в случае распада -> 7г+7г~ дает информацию о точности измерения массы спектрометром. Знание этих характеристик необходимо при оценке разрешающей способности спектрометра к распаду Л -> ртг~.
Для регенерации К°-мезонов медная пластина размером 12x20 х 20 сто3 была размещена в нашем нейтральном пучке на расстоянии 90 см перед передним блоком искровых камер. Для запуска установки требовалось срабатывание по одной схеме "линия" с каждой стороны спектрометра. Экспозиции проводились при значении поля в центре магнита 0,2 Т, равным полю при проведении экспозиций по измерению поляризации Л. Обработка экспозиций проводилась по программе восстановления двухлучевых событий, где определялись векторы импульсов частиц и координаты точки распада. Результаты последующего анализа дали следующие результаты. Пик в районе Мко описывается нормальным распределением с а и — 9,5МэВ/с2. Распределение событий, отобранных по в интервале 488МэВ/с2 < М„ж < 508МэВ/с2, имеют пик от когерентно регенерированных АГ°-мезонов. Полуширина этого пяка равна <5р^ = 50(МэВ/с)2.
Основной вклад в величины и <5р| в нашем случае дает многократное рассеяние частиц в веществе спектрометра. При этом сгд/ и 5р} должны быть обратно пропорциональны величине магнитного поля. Это подтверждается данными ам и 5р1, измеренными при полях 0,ЗТ и 0,5Т. При поле 0,ЗТ им = 6,8МэВ/с2 и Ьр\ = 35(МэВ/с)2, при поле 0,5Т ам = 4МэВ/с2 и 6р\ = 20(МэВ/с)2.
Результаты экспозиций, проведенных с инвертированным направлением магнитного поля, совпадают с результатами, представленными выше, из чего можно заключить, что карта магнитного поля и программы проводки не вносят асимметрии в определение экспериментальных параметров.
Глава 3. Метод и программы статистического анализа
Основным методом статистической обработки при определении поляризации был выбран т.н. "гибридный" метод Монте-Карло. Этот метод объединяет в себе принципы метода максимального правдоподобия и стандартного метода Монте-Карло. Его основная идея - симулировать только те параметры экспериментальных событий, которые влияют на физический результат (в данном случае - параметр совв), значения же остальных параметров брать из самих экспериментальных данных.
В стандартном методе Монте-Карло для выделения из экспериментального распределения сомножителя П(совО), несущего информацию о величине поляризации Р, необходимо сгенерировать статистическую совокупность (выборку) событий, имеющих функцию распределения, максимальным образом совпадающую с экспериментальной. Для этого было бы необходимо, в нашем случае, заложить в программу генерации событий спектр нейтронов на мишени и динамику образования Л-гиперонов в реакции п—А —> Л+Л'0, т.е. использовать теоретические модели или параметризации известных экспериментальных данных. В обоих случаях это может внести в результат измерения поляризации систематическую ошибку ввиду неизбежной неполной адекватности модели реальным условиям нашего эксперимента.
Метод максимального правдоподобия, который также применяется в экспериментах по измерению поляризации Л-гиперонов, использует эффективность регистрации вычисленную для каждого индивидуального события. В этом случае исключается необходимость привлечения информации о первичном спектре нейтронов или о динамике процесса рождения Л-гиперонов.
Однако метод Монте-Карло (как стандартный, так и гибридный) имеет то преимущество перед методом максимального правдоподобия, что величина \2 отклонения разыгранных событий от экспериментальных данных непосредственно характеризует адекватность численной модели эксперимента.
Это послужило причиной того, что для анализа данных нами был выбран гибридный метод Монте-Карло, который объединяет преимущества метода максимального правдоподобия и стандартного метода Монте-Карло, а именно: позволяет избежать введения модельно-зависимых распределений и требует меньшего количества розыгрышей при той же статистической точности, что и стандартный метод, а также содержит внутреннюю характеристику адекватности симулированной статистики реальным условиям эксперимента.
Опишем конкретную реализацию гибридного метода Монте-Карло, которая была применена при обработке данного эксперимента.
Распределение зарегистрированных распадов Л рж~ по переменным фазового объема можно представить следующим образом:
¿ЛГ
Здесь
• х - набор переменных: (хА, уА, гл, Р^, Ф), где Хл,Ул,-гл - координаты точки распада, и р£,ру,р£ - компоненты импульса Л-гиперона, а ф - азимутальный угол вылета протона в системе покоя гиперона;
• 9 - угол между импульсом протона и нормалью к плоскости рождения в системе покоя Л-гиперопа;
• - распределение по координатам точки распада и импульсу;
• е(соаО,х) - вероятность прохождения обеих распадных частиц через установку и удовлетворения ими условиям триггера;
• П(еоз0) = (1 + аРсовО) - распределение протоков распада по созв;
• N0 - нормировочный множитель.
Для каждого реального зарегистрированного события распада Л -> 7г~р, характе-ризущегося кинематическими параметрами (со.зОг,хг), проводится розыгрыш распадов Л —► ж'р с параметрами хт и равномерным по созО распределением. Для каждого разыгранного распада определяется проходят ли распадные частицы через установку и удовлетворены ли при этом триггерные условия. Розыгрыш идет до тех пор, пока число прошедших фиктивных событий для дапиого одного реального не достигнет фиксированного числа М (М должпо быть много больше единицы с тем, чтобы статистическая ошибка результата, вызванная ограниченностью разыгранной статистики, была прене-брежима мала по сравнению с экспериментальной статистической ошибкой).
В результате такого монтекарловского расчета генерируется статистическая выборка, имеющая следующий вид:
{созв)\ х1), (созву,х\),..., (созв)м, х1т) (соз#}\ х2т), (сояву,х2г),..., (соэб}м, X?)
(3)
где N - полное число реальных событий. Число фиктивных событий равно N х М.
Искомая величина поляризации Р определяется путем сравнения этой сгенерированной выборки с распределением экспериментальных событий, при этом применяется итеративная процедура, описанная ниже.
Если приписать фиктивному событию (У) вес
Л (сов® ' {>
то полученная статистика взвешенных фиктивных событий будет иметь следующее распределение:
^У/ _ е(соэ9/,хг) Г ¿К П^сояв/')с1согд (5\
<козВ]<1 хг f е(д, хт)Нд ] с1созОгс1хг Щсо.чвт) г ' Подставляя в это выражение распределение ¿Мт/с1совОг<1хг (2), получим dNj _ е{со8в],хт) / . . .П(с<и0/)
¿совв. =
¿созв/<1хг f У г ' П(сов0г)
= N0А(хг)е(соз9/, хт)Щсов9¡),
т.е. то же распределение, что и для реальных событий. Тем самым показано, что при правильном выборе весовой функции № (т.е. когда выбранное значение параметра поляризации Р совпадает с истинной поляризацией А - гиперонов) распределения фиктивных и реальных событий совпадают.
Величина х2> характеризующая близость этих двух распределений, строится следующим образом. Если разбить полную область изменения — 1 < cos9 < 1 на L одинаковых интервалов 1= 1,..., L, то для величины х2 мы получим следующее выражение:
, _ zLmo - ivno)2
* ~~ Nr(i) ' W
где Nr(l) - число реальных событий в интервале I, и N¡(1) - число монге-карловских событий в ¿-ном интервале, причем величины N'¡(1) нормированы так, чтобы полное число взвешенных фиктивных событий равнялось полному числу реальных событий:
^ЙШ!^0' (7)
где iVf(i) - ненормированное число фиктивных событий в ¡-ном интервале.
Вид знаменателя выражения (6) учитывает то обстоятельство, что было сгенерировано гораздо большее число фиктивных событий, чем было зарегистрировано реальных, поэтому вклад монте-карловских событий в ошибку пренебрежим.
Для определения значения поляризации Р необходимо представить величину х2, характеризующую отклонение статистики взвешенных фиктивных событий от статистики реальных событий, как аналитическую функцию Р и найти минимум этой функции. Для этого разложим весовую функцию n(cos0;)/II(cos6r) в ряд по параметру аР:
l + lrZft) = (1 + aPcotef)^ - aPcos9r + (aPfcosX + ...) =
ОО
1 + £(-аР)"см»-Ч(«»вг - cos6f). (8)
n=l
Используя это разложение, число взвешенных фиктивных событий в итервале I, N¡{1), может быть выражено следующим образом:
W) = Ё(-«*ТС.(0 . (9)
п=0
где
ci = Ei. (">)
и
C'l = 52 сo3n-x8i{cosffr - cosisf). (11)
fit
Суммирование в этих выражениях вдет, разумеется, по тем фиктивным событиям, которые принадлежат i-ному интервалу.
Благодаря разложению (8), мы представили величины N¡{1) как аналитические функции Р(9). Затем, используя уравнения (7) и (6), мы получаем аналитическую зависимость величины х2 от величины параметра Р. Задача нахождения поляризации Р сводится к минимизации функции одного переменного х2{Р)-
Алгоритм определения поляризации с использованием гибридного метода Монте-Карло таков.
• На первом этапе генерируется статистика монте-карловских событий (4). Мы выбрали значение М — 40 фиктивным событиям на одно реальное. Это значение, во-первых, удовлетворяет условию М » 1 и, во-вторых, позволяет провести генерацию монте-карловской статистики за приемлемое процессорное время. Нами также была проведена обработка эксперимента с использованием половины сгенерированной статистики (М ~ 20). Полученные значения поляризации не отличались от значений полученных при использовании всей статистики фиктивных событий, что свидетельствует о достаточности размера сгенерированной нами статистики.
• Полная область изменения —1 < соз9 < 1 разбивалась на Ь = 20 одинаковым интервалам, и затем для каждого интервала I = 1,2, ..,20, в соответствии с формулами (10), (11), вычислялись суммы Сп(1), п — 0,1,.., 5. Опять, как и в случае с размером разыгранной статистики, было установлено, что дальнейшее увеличение числа разбиений £ или числа членов разложения в ряд Тейлора не влияет на окончательный результат.
• Определялись числа N^1), количества реальных событий попавших в каждый интервал I = 1,2,.., 20.
• На заключительном этапе проводилась численная минимизация функции х2(Р), которая выражается через параметры С„(0 и А г (О посредством уравнений (б), (7) и (9). Для этой цели мы использовали итеративный метод Ньютона, который, как известно, заключается в вычислении точки пересечения с осью абсцисс линии, касательной к графику функции в точке предыдущей итерации, и использовании этой точки пересечения в качестве начальной точки следующей итерации. Среднее число необходимых итераций, после которого результат минимизации переставал меняться, равнялось в нашем случае пяти.
Глава 4- Результаты эксперимента по измерению поляризации А-гиперонов
В данпом эксперименте исследовалась поляризация Л-гиперонов, рожденных в реакции
п + А-^Л + Х0, (12)
где Х° - нейтральные частицы. Экспозиции проводились с двумя мишенями: из углерода толщиной 12 ста и свинца толщиной 3 ст, которые в процессе измерений периодически сменяли друг друга.
Кроме того была проведена экспозиция с углеродной мишенью при выключенном счетчике антисовпадений А2, в этом случае разрешалось рождение Л-гиперонов вместе с заряженными частицами. Количество зарегистрированных Л-гиперонов в расчете на один нейтрон пучка было приблизительно в 9 раз больше, чем соответствующее значение для экспозиций с включенным счетчиком антисовпадений А2. Этот фактор совпадает с расчетным отношением полуияклюзивных сечений рождения Л-гиперонов в процессе
пЧ-А-> Л-+ Хл, (13)
где Хс1> - заряженные частицы, и в процессе (12). При расчете данных сечений была использована каскадная модель нуклон-ядерных взаимодействий, а также учитывалась
эффективность регистрации данных процессов спектрометром КАОН. Данные измерения и расчеты подтверждают, что в нашем эксперименте действительно регистрировались Л-гипероны, рожденные только в сопровождении нейтральных частиц.
Всего в эксперименте было записано на ленту 2,3-106 событий. При первичной обработке отбирались события с двумя заряженными частицами разных знаков, исходящие из общей вершины. Таких событий было найдено 274 тысячи. Их распределение по координате вершины представлено на Рис.2.
Рис. 2. Распределение всех зарегистрированных событий по х-координате вершипы.
На гистограмме выделяются пики в областях xv ~ -320 ст и г„ ~ —210 cm, которые отвечают вершинам взаимодействия нейтронов с веществом, соответственно, до и после распадной базы. Эти события были исключены из числа кандидатов при последующем выделении событий распада Л рк~.
На Рис.3 показано распределение всех первичных событий по инвариантной массе двух частиц, когда положительной частице приписывалась масса протона, а отрицательной - масса тг--мезона. Отчетливо виден пик в области значения массы Мт ~ 1115 МэВ/с, правда, при довольно заметном уровне фона.
Распределения по инвариантной массе двух заряженных частиц, рассчитанной в предположении распада на протон и 7г~-мезон, для событий, отобранных по координате вершины внутри расладного объема
-314 ст <х„ < -216 ст, (14)
и удовлетворяющих условиям триггера показаны на Рис.4 и Рис.5 для событий на углеродной и свинцовой мишенях, соответственно. Приведены также результаты фитти-рования данных распределений распределением Гаусса: пики имеют средние значения, совпадающие в пределах статистических ошибок с табличным значением массы Л-гиперона, и одинаковые ширины од — =Ь2, 7 МэВ/с2.
2
О
¿10000
20000
1000 1200 1400 1600 1800 2000 М„ (МеУ/сг)
Рис. 3. Распределение зарегистрированных событий по инвариантпой массе двух частиц М„ .
У 4000
;зооо
гооо -
юоо -
| ЕИг1ез_24430
ЧМ 1Э79- > 45 Сопйаи 2906.
1116.
2.694
О 1 '
1090 1100 1110 1120 1130 1140 М„ (МеУ/с2)
Рис. 4. Распределение по инвариантной массе Мр1Г для отобранных событий п + С ■> Л+Х -+р7г + Х .
Рис. 5. Распределение по инвариантной массе Мдля отобранных событий тг + РЬ —> Л + Х -»рт + Х .
Исходя из этих результатов, события-кандидаты в Л-гипероны отбирались в интервале
1109 МэВ/с2 < Мрж- < 1123 МэВ/с2, (15)
соответствующем 5(Гд-
Общее число отобранных таким образом событий составило 24271. Из них 21265 -для углеродной, и 3006 - для свинцовой мишени.
Анализ массового распределения для событий на углеродной мишени, представленного на Рис.4, позволяет сделать вывод, что количество фоновых событий под пиком не превышает 1000, что составляет 5% от общего числа событий в интервале масс (15). Такова же и доля фоновых событий для статистики, набранной на свинцовой мишени. Основную часть фона составляют случаи взаимодействия нейтронов с гелием в распадном объеме.
Заметим, что существует кинематическая область, в которой распады Л —> ртг~ и Л'° —> 7г+7г~ не могут быть отделены друг от друга. Однако, выбор величины магнитного поля, способ включения счетчиков в триггер и зависимость эффективности от угла вылета нейтральной частицы приводили к тому, что эффективность регистрации А'°-мезонов была значительно мспьше, чем Л-гиперонов. В распределении цо Мпж для событий, удовлетворяющих условиям триггера, пик в области масс К°-мезона практически не наблюдается.
На основании этого можно заключить, что в подавляющем большинстве фоновые события представляли собой события неупругого взаимодействия нейтронов пучка с ядрами гелия в распадном объеме.
На Рис.6 и Рис.7 представлены распределения экспериментальных событий по полному импульсу Л-гиперонов для углеродной и свинцовой мишеней, соответственно. Оба распределения имеют одинаковый вид и характеризуются следующими параме-
трами: минимальное значение Рд1' равно 2,0 ГэВ/с, максимальное значение Рд0< равно 9,0 ГэВ/с, и среднее по распределению значение Р{01 равно 4,9 ГэВ/с.
Рис. 6. Распределение по полному импульсу Рд°! для событий п + С -> Л + .
Распределения зарегистрированных Л-гиперонов по поперечному по отношению к направлению налетающего нейтрона импульсу приведены на Рис.8 и Рис.9. Опять, как и в случае распределений по полному импульсу, распределения для обеих мишеней имеют очень близкую форму: они идут до максимального значения Рдг ¡¿1,0 ГэВ/с, при средпем значении поперечного импульса ~ 0,4 ГэВ/с.
При определении зависимости поляризации от поперечного импульса полная область изменения параметра Рдг была разбита на пять интервалов:
0,1 ГэВ/с < Р{г < 0,3 ГэВ/с, (16)
0,3 ГэВ/с < Р(г < 0,4 ГэВ/с, (17)
0,4 ГэВ/с < Р£ < 0,5 ГэВ/с, (18)
0,5 ГэВ/с < Р% < 0,6 ГэВ/с, (19)
0,6 ГэВ/с < Р£ < 1,0 ГэВ/с. (20)
Описанный в Главе 3 гибридный метод Монте-Карло был применен для определения экспериментальных значений поляризации Л-гиперонов, рожденных на углеродной и свинцовой мишенях. Определялись значения поляризации Р отдельно для каждого интервала поперечных импульсов (16) - (20), а также поляризация Л-гиперонов, средняя по всей экспериментальной статистике. Зависимости поляризации Р от поперечного импульса < Рд > показаны на Рис.10 и Рис.11 для углеродной и свинцовой мишеней.
При верификации и выявлении возможных систематических ошибок данный метод был использован для определения поляризации монтекарловской статистики событий распада Л ртг~ разыгранных в соответствии с законом распределения (1) с заранее
Рис. 7. Распределение по полному импульсу Рд0( для событий п РЬ —> Л 4- А*0 .
Рис. 8. Распределение по поперечному импульсу Рдг для событий п + С —? А + Л*° .
Рис. 9. Распределение по поперечному импульсу Рдг для событий п + РЬ —> Л + X" .
0.2
3 о
о
-0.2 -
I 1 ' 1 I
' ' I
1 I ■ 1 1 * ■ ' | I 1 ■ ■ I ■ '
0.2 0.4 0.6 0 8 1 р, (СеУ/с)
Рис. 10. Зависимость плляризапии Р от поперечного импульса Л для реакции п + С А + Х .
0.2 0.4 0.6 0.8 1
P. (GeV/c)
0
Рис. 11. Зависимость плляризации Р от поперечного импульса А для реакции п + РЬ —> А + Х .
заданными значениями параметра поляризации Ртс. Нами были выбраны следующие значения параметра Рт<, : 0,0; ± 0,1; ± 0,2; ± 0,3. В качестве импульсного спектра рас-падных Л-гиперонов нами использовался экспериментальный спектр Л-частиц. Для каждого значения поляризации Ptnc было разыграно 106 распадов Л - У pir~. При средней эффективности спектрометра ~ 2% около 20 тысяч прошедших все отборы монте-карловских событий были записаны для каждого значения Ртс, что равно приблизительно полному размеру экспериментальной статистики. Сравнение восстановленной величины поляризации Ргес с величиной заложенной в распределение моптскарловских событий Ртс позволяет сделать вывод, что гибридный метод Монте-Карло, примененный нами для восстановления значения поляризации, не привносит в это значение никакой систематической ошибки сравнимой по величине со статистической ошибкой.
Стандартным методом оценки систематической ошибки является разбиение по определенному принципу всей статистики зарегистрированных событий на подмножества, в каждом из которых интересующий нас физический параметр имеет a priori одно и то же значение, и сравнение между собой измеренных в различных; подмножествах значений этого параметра.
Мы исследовали устойчивость определенных нами значений поляризации для трех принципов разделения экспериментальной статистики.
Полное количество 21265 зарегистрированных событий распада. пС —> А -> рг,~ может быть разделено на две приблизительно равные части по следующему критерию:
-314 cm <xv < -290 cm (21)
или
-290 сот < < -216 ст. (22)
Подобная процедура была проведена с экспериментальной статистикой разделенной
на две части условиями
Рд"' < 5 ГэВ/с (23)
или
> 5 ГэВ/с. (24)
Нами также было проведено разделение экспериментальной статистики по величине совв : (1) | совв |< 0,4; (2) | совв |> 0,4.
Восстановленные значения поляризации согласуются друг с другом в пределах статистических ошибок для всех трех способов разделения полной статистики.
Проведенный анализ позволяет сделать вывод, что при измерении поляризации Л-гиперонов величина систематической ошибки эксперимента была пренебрежимо мала по сравнению со статистической ошибкой.
Обычно теоретические предсказания относятся к прямому рождению Л-гиперонов. Однако в нашем эксперименте, как и в большинстве других, не выделялись Л-гипероны, возникшие в распаде 2° —» Лу. Отношение сечений образования Е- и Л-гиперонов известно из экспериментов по Л^-рассеянию. Для нашей области импульсов нейтронов оно равно:
т = а{рр-*£.°Х)/*(рр->\Х)=0,А0±0,03. (25)
Исходя из этого, при определении поляризации непосредственно рожденных Л-гиперонов Р*г наблюдаемые значения поляризации Рд* должны быть пересчитаны в соответствии с формулой:
^ = ■(/>;*'-г-/уз). (26)
т + 1
Экспериментальные значения поляризации Е- и Л-гиперонов, рожденных в NN-взаимодействиях, равны и противоположны по знаку:
РЕ ~ (27)
Подставляя (27) в (26), получаем следующее выражение, связывающее поляризацию прямых Л-гиперонов с наблюдаемой поляризацией:
рлг = гЙ:-рлЬ5 (28)
1 3
или, с учетом (25),
Р£т =1,25- РдЬ®. (29)
Особенностью нашего эксперимента было наличие счетчика антисовпадений, который исключал из триггера события с заряженными частицами из мишени. Таким образом, распады Е° —> Ку с последующей конверсией 7-кванта в веществе мишени были подавлены.
Аналитические расчеты дают следующие значения вероятности их конверсии
Рг£„„ =0,265 (30)
= 0.823 (31)
в углеродной и свинцовой мишенях, соответственно.
Для того чтобы учесть этот фактор, в формуле (28) вместо экспериментального значения г (25) следует использовать эффективный параметр ге//:
ге//=г-(1-Ргс0П„). (32)
Итак, чтобы получить поляризацию прямых Л-гиперонов, измеренные значения поляризации, должны быть увеличены по абсолютной величине в соответствии с формулой
?ат = ■ (33)
1 + зг«Я
Подставляя в (33) значения (25),(30) и (31), получим выражения
Р(*(С) = 1,18-Р£"(С) (34)
и
Р£Г{РЬ) = 1,05 - Р1ь'{РЬ) (35)
для реакций пС Л А'0 и пРЬ -> АХ°, соответственно.
Существует единственный эксперимент по измерению поляризации Л-гиперонов, рожденных в пС-взаимодействиях при энергии около 40 ГэВ (Алеев А.Н. и др., ЯФ,37(1983), 1479).
Сравнение этих данных с поляризацией, наблюдаемой в нашем эксперименте, приведено па Рис.12.
0.2
-0.4-
-0.6
1 1 ' I 1 1 1 I 1 ' 1 I 1 1 1 I
I ... I
_1_|_1—I_I_I,
О 0.2 0.4 0.6 0.8 1
р, №/с)
5
Рис. 12. Зависимость от поперечного импульса поляризации Л-гиперонов, рожденных в тгС-взаимодействиях. Точки: • - данные настоящей работы; о - данные при 40 ГэВ.
Заметим, что эти данные относились к наблюдаемой, не поправленной на эффект от распадов Ау, поляризации Л.
Результаты двух существующих к данному моменту измерений поляризации Л-гиперонов, рожденных в нейтрон-углеродных взаимодействиях, находятся в согласии друг с другом в пределах экспериментальных ошибок. Наблюдается некоторое увеличение по абсолютной величине поляризации, измеренной в нашем эксперименте, по
сравнению с данными при 40 ГэВ (не превышающее, вместе с тем, величины ошибок). Частично это может быть объяснено тем, что непрямое рождение Л-гипсроиов (через распад Е° —> Л7), приводящее к уменьшению наблюдаемой поляризации, играло в нашем случае меньшую роль.
Другое возможное объяснение - более значительная роль диффракционных процессов в нашем эксперименте (меньшие значения энергии, меньшие множественности вторичных частиц, запрет заряженных вторичных частиц).
Результаты измерения поляризации Л-гиперонов, полученные нами на углеродной и свинцовой мишениях, не противоречат, в пределах экспериментальных ошибок, А-зависимости, которая наблюдалась в реакции пА —» АХ при энергии нейтронов около 40 ГэВ.
Измеренная нами величина поляризации Л-гиперонов, рожденных нейтронами на ядрах углерода и свинца, находится (с учетом экспериментальных ошибок) в удовлетворительном согласии с предсказаниями полуклассических моделей. Можно надеяться, что наши данные, вместе с уже накопленным экспериментальным материалом, помогут в понимании динамической природы этих важных явлений.
3 Основные результаты диссертации.
В процессе методических разработок и физических исследований выполнены работы и получены следующие результаты, составляющие основное содержание диссертации и вынесенные на защиту.
• Выбрана система отбора событий для выделения распадов Л рк~ с высокой эффективностью на фоне большого числа нейтронных взаимодействий.
• Созданы программы математической обработки для поиска событий с вершиной из двух заряженных частиц.
• Написаны программы статистического анализа данных, использующие гибридный метод Монте-Карло.
• Выполнен эксперимент по измерению поляризации Л-гиперонов, рожденных нейтронами с импульсами от 4 до 10 ГэВ/с на ядрах углерода и свинца.
Полученные данные привели к следующим выводам.
• Характеристики системы отбора событий позволяют с высокой эффективностью выделять распады Л —► рг~.
• Примененный метод статистического анализа данных дает возможность избежать появления систематических ошибок, вызванных неполной адекватностью модели эксперимента.
• Основываясь на 21265 событиях распада Л —> ртг с углеродной мишенью и 3006 событиях распада со свиндовой мишенью, получены следующие, результаты.
(а) Поляризация Л-гиперонов отрицательна и растет но абсолютной величине с ростом поперечного импульса, достигая при < >= 0,68 ГэВ/с значения —0,39 ± 0,08 на углеродной и значения -0,43 ± 0,20 на свинцовой мишенях. При малых поперечных импульсах поляризация обращается в нуль.
(б) В пределах экспериментальных погрешностей не наблюдается зависимости поляризации от атомного номера ядра мишени.
4 Публикации.
Вишневский М.Е., ..., Остаячук А.Я., и др.,
Поляризация А-гиперонов в пС- и пРЬ-взаи.модействпях при начальном импульсе от 4
до 10 ГэВ/с, ЯФ,57(1994),1
Алексеев А.Н., ..., Остапчук А.Я., и др.,
Измерение поляризации Л-гиперонов рожденных нейтронами с импульсом от 4 до 10 ГэВ/с на ядрах углерода, Препринт ИТЭФ-23(1988)
Подписано к печати 24.04.98 Формат 60x90 1/16 Офсетн.печ. Усл.-печ.л.1,5. Тираж 100 экз. Заказ 451.
Отпечатано В ИТЭФ, 117259, Москва, Б.Черемушкинская, 25
л . / /7 ^ > 5
/ $ ,
ГОСУДАРСТВЕННЫЙ НАУЧНЫЙ ЦЕНТР РОССИЙСКОЙ ФЕДЕРАЦИИ -ИНСТИТУТ ТЕОРЕТИЧЕСКОЙ И ЭКСПЕРИМЕНТАЛЬНОЙ ФИЗИКИ
На правах рукописи
ОСТАПЧУК Андрей Яковлевич
Измерение поляризации А-гиперонов, рожденных на ядрах нейтронами с импульсами от 4 до 10 ГэВ/с
Специальность 01.04.16 - физика ядра и элементарных частиц Диссертация на соискание ученой степени кандидата физико-математических наук
Научный руководитель: доктор физико-математических наук, главный научный сотрудник
М.Е.Вишневский
МОСКВА 1998
Оглавление
1 Поляризация Л-гиперонов: теоретическое и экспериментальное состояние 8
1.1 Поляризация Л-гиперонов..........................................8
1.2 Теоретические модели..............................................11
1.2.1 Лундовская модель.............................11
1.2.2 Модель ДеГранда-Мьеттинена............................13
1.2.3 Модель рассеяния в-кварка ................................14
1.2.4 811(6) модель..................................................15
1.3 Экспериментальные методы........................................17
1.3.1 Детекторы....................................................17
1.3.2 Методы обработки..........................................20
1.4 Экспериментальные результаты ..................................24
1.4.1 Нуклон-нуклонные взаимодействия .....................24
1.4.2 Нуклон-ядерные взаимодействия..........................30
2 Магнитный спектрометр КАОН - прибор для измерения поляризации Л-гиперонов 35
2.1 Общее описание установки..........................................35
2.1.1 Пучок, магнит, счетчики....................................35
2.1.2 Искровые камеры............................................37
2.1.3 Система передачи данных в ЭВМ и контроль работы установки с помощью ЭВМ.............................38
2.1.4 Программы первичной обработки событий..............38
2.2 Оптимизация условий проведения эксперимента по измерению поляризации Л-гиперонов. Система отбора событий..............40
2.3 Определение разрешающей способности спектрометра в измерении массы и поперечной составляющей импульса распадающейся частицы........................................................44
3 Метод и программы статистического анализа 46
3.1 Гибридный метод Монте-Карло....................................47
3.2 Способы оценки систематической ошибки эксперимента .... 54
4 Результаты эксперимента по измерению поляризации Л-гиперонов 55
4.1 Условия измерений..................................................55
4.2 Выделение событий распада Л —> ртт~..............................55
4.3 Оценка фона..........................................................60
4.4 Характеристики отобранных событий распада Л —» ... 63
4.5 Экспериментальные значения поляризации Л-гиперонов .... 69
4.6 Оценка систематической ошибки эксперимента..................72
4.6.1 Обработка статистики фиктивных событий с заранее заданной поляризацией......................................72
4.6.2 Определение поляризации различных выборок из статистики реальных событий..................................73
4.7 Обсуждение полученных результатов ............................76
Введение
Первое указание на важную роль спиновых эффектов в рождении частиц при высоких энергиях было получено в экспериментальной работе [1], в которой была обнаружена значительная поляризация Л-гиперонов, рожденных в инклюзивной реакции рВе —> Л + X при энергии протонов 300 ГэВ. До этого считалось, что в инклюзивных реакциях с рождением многих частиц эффекты поляризации не должны наблюдаться.
В последующих экспериментах поляризация Л исследовалась в различных адрон-нуклонных, адрон-ядерных и ядро-ядерных взаимодействиях в широком диапазоне энергий. Изучение этого явления - прекрасный метод для определения механизма рождения и поляризации адронов, использующий странный кварк в качестве "меченой" частицы.
Однако, несмотря на интенсивные двадцатилетние исследования, до сих пор отсутствует серьезное понимание динамической природы этих важных явлений. Попытки оценить спиновые эффекты в адронных процессах в рамках пертурбативной КХД дают значения поляризации на порядок величины меньше экспериментально наблюдаемых.
С другой стороны, простые полуклассические модели поляризации кварков, построенные по аналогии с КЭД и объясняющие, по крайней мере качественно, наблюдаемые значения поляризации, могут дать лишь некоторые наметки для будущей динамической теории мягких процессов, по-видимому, непертурбативной КХД. Можно надеяться, что новые экспериментальные данные, вместе с уже накопленным материалом, верифицируют существующие модели и помогут в формировании непертурбативной теории КХД.
Поляризации Л-гиперонов достаточно полно исследована в инклюзивных реакциях, инициированных протонами, заряженными пионами и каонами. Данные же по поляризации Л-частиц, рожденных нейтронами, были получены в единственном эксперименте [2] при средней энергии нейтронов 40 ГэВ.
Целью настоящей работы было измерение поляризации Л-гиперонов, рожденных в реакциях пС —> Л + Х° и пРЬ —»• Л + Х° при импульсе нейтронов от 4 до 10 ГэВ/с. Эта область энергии интересна тем, что она связывает
эффекты поляризациипри высоких энергиях с классическими спиновыми эффектами при рассеянии частиц.
В качестве прибора для измерения поляризации А в нейтрон-ядерных взаимодействиях был использован магнитный спектрометр с проволочными искровыми камерами и годоскопической системой сцинтилляционных счетчиков, расположенный на нейтральном пучке протонного ускорителя ИТЭФ. Характеристики пучка и аппаратуры таковы:
• интенсивность пучка ~ 107 нейтронов на 5 • 1011 протонов в импульсе ускорителя;
• импульсный спектр нейтронов: от 4 до 10 ГэВ/с с максимумом при 8 ГэВ/с;
• спектрометр обладал высокой эффективностью к регистрации распадов А —» р7г~~, что обеспечивалось большими размерами детекторов (1 х 2т2), соответствовавшими межполюсному зазору магнита;
• использование проволочных искровых камер с электронной системой считывания и передачи информации в ЭВМ обеспечивало высокое быстродействие и регистрацию до 20 событий за цикл ускорителя;
• спектрометр отличался высокой загрузочной способностью: основные измерения проводились при загрузках счетчиков до 2 • 106 имп/с и искровых камер до 10-15 пробоев/зазор/событие;
• разрешающая способность в измерении массы распавшейся частицы и квадрата поперечной составляющей ее импульса при регистрации распадов А —► ртт~ равны соответственно 2,7 МэВ/с2 и 50 (МэВ/с)2.
После проведения эксперимента на защиту выносятся следующие результаты:
• получены новые данные по поляризации А-гиперонов, рожденных нейтронами с импульсами от 4 до 10 ГэВ/с на ядрах углерода.
В процессе постановки и проведения эксперимента проделаны следующие методические разработки:
• выбрана электронная логика отбора событий для выделения распадов А —> ртт~ с высокой эффективностью на фоне большого числа нейтронных взаимодействий;
• созданы программы математической обработки для поиска событий с вершиной из двух заряженных частиц;
• написаны программы статистического анализа данных, использующие гибридный метод Монте-Карло.
В соответствии с изложенными задачами и результатами структура диссертации такова. Она состоит из введения, четырех глав и заключения.
Во введении формулируются задачи диссертации и вопросы, вынесенные на защиту, приводится план изложения материала в работе, а также обсуждаются актуальность, новизна и практическая полезность исследования. Приводятся сведения об апробации работы и публикациях.
В первой главе помещен краткий обзор работ, посвященных исследованию поляризации Л-гиперонов. Приведены краткие описания основных теоретических моделей. Обсуждаются экспериментальные работы по измерению поляризации Л-гиперонов, рожденных в нуклон-нуклонных и нуклон-ядерных взаимодействиях. Методика экспериментов сравнивается с данной работой.
Вторая глава посвящена методическим вопросам. Здесь помещено общее описание узлов спектрометра, обсуждается система отбора событий, выбор ее схемного решения на основе расчетов Монте-Карло. Приведены результаты измерения характеристик этой системы и всего спектрометра.
В третьей главе описан метод обработки эксперимента. Так называемый "гибридный" метод Монте-Карло обсуждается в применении к данному эксперименту.
В четвертой главе обсуждаются вопросы проведения и обработки эксперимента. Описаны условия измерений и ход обработки измерений от выделения событий взаимодействия с двумя заряженными частицами в конечном
состоянии до определения значения поляризации Л-гиперонов в зависимости от их поперечных импульсов.
В заключении диссертации обсуждены полученные данные, приводятся основные результаты и выводы.
Остановимся на актуальности, новизне и значимости результатов диссертации.
Актуальность работы уже отмечалась при формулировке задач диссертации. В настоящее время не существует теории мягких процессов рождения и поляризации адронов. Исследование поляризации Л-гиперонов, рожденных во взаимодействии адронов с нуклонами и ядрами, - прекрасная возможность прояснить динамику этих поцессов, используя странный кварк в качестве "пробной" частицы.
Единственный эксперимент по измерению поляризации Л-гиперонов в реакциях, инициированных нейтронами со средним импульсом 40 ГэВ/с [2], указывает на значительную по абсолютной величине поляризацию. Проведение эксперимента по измерению поляризации Л, рожденных нейтронами с импульсами 4 до 10 ГэВ/с, позволяет получить данные в области, связывающей область классических спиновых эффектов при рассеянии частиц с эффектами поляризации при высоких энергиях.
Научная новизна и значимость проведенной работы заключаются в следующем. В результате выполненного исследования получены новые данные о поляризации Л-гиперонов в реакциях пС —> Л + Х° и пРЬ —» Л + Х° в области импульсов нейтронов от 4 до 10 ГэВ/с. Измеренные значения поляризации согласуются по знаку и величине с данными, полученными на ускорителе ИФВЭ для нейтронов со средним импульсом 40 ГэВ/с.
Примененный при статистическом анализе данных гибридный метод Монте-Карло позволяет избежать использования модельно-зависимых предположений и, тем самым, уменьшить величину систематической ошибки эксперимента.
Апробация работы. Основные данные и результаты, изложенные в диссертации, обсуждались на семинарах ИТЭФ и были представлены на сессии
Отделения ядерной физики АН СССР. Материалы диссертации обсуждались на собрании научных сотрудников лаборатории.
Подробное описание конструкции установки, ее узлов и характеристик спектрометра приведено в работах [3, 4, 5]. Составляющие основу диссертации физические результаты опубликованы в 1988-1994 г.г. [6, 7]. Список литературы содержит ссылки на периодические издания, препринты и публикации, полученные библиотекой ИТЭФ до января 1998 г.
1
Поляризация Л-гиперонов: теоретическое и
экспериментальное состояние 1.1 Поляризация Л-гиперонов
Обнаружение значительной поперечной поляризации Л-гиперонов в инклюзивных адрон-нуклонных [8], нуклон-нуклонных [9] и нуклон-ядерных [1] взаимодействиях, стимулировало интенсивные теоретические и экспериментальные исследования, направленные на объяснение природы этого явления.
Нарушение Р-четности в слабых распадах Л открывает возможность суперпозиции Э и Р волн в конечном состоянии, что приводит к асимметрии распада [10]. Угловое распределение нуклонов при распаде полностью поляризованных Л-гиперонов имеет вид
¿N/¿£1 = (1/4тг)(1 + асо50), (1)
где 9 - угол между направлением импульса нуклона и осью поляризации ги-перана, а а - параметр асимметрии распада.
Существовало общее представление, что двух-частичные спиновые эффекты не должны играть заметную роль при высоких энергиях, т.к. в сечение рождения частиц при этом дает вклад множество конечных состояний, и когерентная интерференция амплитуд маловероятна [11].
Интересно, что вычисления, учитывающие только КХД-диаграммы низших порядков, предсказывали отсутствие поляризации Л-гиперонов с поперечным импульсом больше 5 ГэВ/с [12]. До сих пор не существует измерений поляризации Л с поперечным импульсом выше 3,2 ГэВ/с. Однако измерения большой поляризации при меньших значениях поперечного импульса не проявляют никакой тенденции к ее уменьшению при возрастании поперечного импульса. Если окажется, что и при больших поперечных импульсах поляризации Л-гиперонов велика, то это будет означать, что какие-то предположения КХД неверны.
Поляризация также наблюдалась при распадах других гиперонов. Е" и имеют поляризацию примерно равную по величине и противоположную
по знаку поляризации Л. и Е° поляризованы приблизительно так же, как и Л, существуют указания на поляризацию О-.
На основании полученного экспериментального материала можно следующим образом сформулировать основные свойства поляризации Л-гиперонов:
• "лидирующий" Л-гиперон, являющийся продуктом фрагментации налетающей частицы, имеет направление поляризации, перпендикулярное плоскости реакции, т.е. коллинеарное вектору п = (рь х рл)/ | рь X Ра где рь - импульс частицы пучка;
• поляризация существенно зависит от поперечного импульса и, в определенных случаях, от фейнмановской переменной хр;
• она не зависит от энергии пучка и слабо зависит от массы мишени;
• "не-лидирующие" А-гипероны не поляризованы.
В рамках простой кварковой модели спин А-гиперона равен спину э-кварка, т.к. ис1-дикварк находится в синглетном состоянии. Таким образом, наличие поляризации означает, что рожденный во взаимодецствии э-кварк поляризован. Существует несколько моделей, претендующих на описание этого явления:
• в квазиклассическом подходе [13] 55-пара рождается путем туннелиро-вания мягкого процесса в цветном поле;
• в модели партонной рекомбинации [14] поляризация есть результат то-масовской прецессии в процессе кварковой рекомбинации;
• в другом подходе [15], не требующем нового механизма рождения частиц, поляризация медленных э-кварков возникает благодаря рассеянию во внешнем глюонном поле;
• аналогично электромагнитному процессу тормозного излучения, при тормозном излучении кварка налетающей частицы излучается поляризованный глюон, который рождает вз-пару, и в-кварк, соединяясь со спектаторной и<1-парой, образует поляризованный А- гиперон [16];
• поляризация возникает при интерференции амплитуд одно- и двух- глю-онного обмена [17].
Далее теоретические предсказания и экспериментальные измерения поляризации А-гиперонов будут обсуждены более детально.
1.2 Теоретические модели
За годы, прошедшие после открытия поперечной поляризации гиперонов, было предпринято множество теоретических попыток объяснить этот неожиданный эффект.
В одном из подходов, основанном на трех-реджеонной модели [11, 18, 12], поляризационные эффекты возникают благодаря жестким партонным взаимодействиям. Однако значения поляризации вычисленные с использованием методов пертурбативной КХД не превышают по абсолютной величине 5%, что на порядок величины меньше экспериментальных значений.
Модели, претендующие на объяснение большой поляризации гиперонов, можно разделить на два класса: первые основаны на квазиклассических предположениях [13, 14], а вторые, применимые особенно для — р взаимодействий, предполагают рассеяние з(1)-кварка в статическом цветовом поле [15, 19].
1.2.1 Лундовская модель
В этой квазиклассической модели [13, 21] механизм рождения поляризованных А - мягкий процесс, в котором пара кварков зз из моря туннеллирует через классически запрещенную область в цветовом поле перед тем как войти в область волновой функции исходящего гиперона. Основные предположения модели таковы:
• силовые линии цветного поля натянуты между дикварком (Э = О, I = 0) налетающего протона и центральной областью столкновения, и пара 35 рождается в этом поле;
• поперечный импульс локально сохраняется в поле струны, т.е. это поле не имеет поперечных степеней свободы. Таким образом, пара зз рождается в состоянии с равными и противоположно направленными поперечными импульсами: = —I).
Полный поперечный импульс А,Й(А), по отношению к направлению пучка состоит из двух частей: ¿[¡(иб), который определяет направление струны
силовых линий, и к^в), измеряемого по отношению к направлению струны (Рис.1).
Рис. 1: Кинематика рождения пары (ее). Орбитальный угловой момент на—*
правлен по вектору Ь = ¿¡х кг, перпендикулярно плоскости рисунка
Поляризацию Л можно рассматривать как результат корреляции между поперечным импульсом и спином Б-кварка.
Основные предсказания полуклассической лундовской модели для поляризации гиперонов, рожденных под малыми углами (х^ — 1) таковы:
• вектор поляризации Л перпендикулярен плоскости, определяемой направлением пучка и направлением импульса Л;
• поляризация возрастает по абсолютной величине с увеличением поперечного импульса гиперона, однако при > 4 ГэВ/с она начинает уменьшаться;
• поляризация Е° имеет противоположный знак и равна примерно 1/3 поляризации Л.
При меньших значениях Хр в поляризацию Л дают вклад другие механизмы, и поляризация уменьшается с уменьшением хр при данном п
