Обнаружение Ас*+(2627) бариона тема автореферата и диссертации по физике, 01.04.16 ВАК РФ

^ Л. ГОСУДЛРСТВЕННЫП НАУЧНЫЙ ЦЕНТР

••"О РОССИЙСКОЙ ФЕДЕРАЦИИ

Л

^ ИНСТИТУТ ТЕОРЕТИЧЕСКОЙ И ЭКСПЕРИМЕНТАЛЬНОЙ V ФИЗИКИ

На правах рукописи

ЛИТВИНЦЕВ Дмитрий Олегович

ОБНАРУЖЕНИЕ Л*4" (2627) ВАРИОНА

Специальность 01.04.16 - физика ядра и элементарных частиц

Автореферат диссертации на соискание ученой степени кандидата

физико-математических наук

МОСКВА 1997

УДК 539.173.84

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 наук,

член-корр. РАН В.Ф.Образцов (ИФВЭ),

доктор физико-математических наук М.Г.Щепкин (ИТЭФ)

Ведущая организация: Институт Ядерной Физики СО РАН, г.Новосибирск.

Защита состоится 18 ноября 1997г. в 11 часов на заседании диссертационного совета Д.034.01.01 по защите докторских диссертаций в ГНЦ РФ - Институт Теоретической и Эксперименальной физики по адресу: г.Москва, 117259, Б.Черемушкинская ул., 25, копференц-зал ИТЭФ.

С диссертацией можно ознакомиться в библиотеке ИТЭФ.

Автореферат разослан ¡30 сентября 1997г.

Ученый секретарь диссертационного совета, кандидат физ.-мат. наук ^

Ю.В.Терехов

Общая характеристика работы

Темой диссертации является поиск возможных возбужденных состо-пий очарованных барионов, имеющих Л^7Г+7Г~ в конечном состоянии, и сследование свойств открытого в результате этих поисков возбужден-ого бариона. Физические данные, использованные в настоящем ана-изе, получены на детекторе ARGUS, установленном в точке пересече-ия электрон-позитрозгных пучков накопительного кольца DORIS-II в аучно-исследовательском центре DESY (г. Гамбург, Германия).

Актуальность темы

Открытие в ноябре 1974 года узких резонапсов J/ф и ф послужило ачалом новой эры в физике элементарных частиц. Оказалось, что обе астицы обладают всеми свойствами сс— системы, связанного состоя-ия кварков четвертого поколения, существование которых было пред-казапо в рамках кварковой модели за несколько лет до этого. Вскоре оследовали наблюдения очарованных адронов, состоящих из очаро-анного кварка и легких кварков(антикварков). Первые кандидаты в чарованные барионные состояния были зарегистрированы в нейтрин-ых взаимодействиях.

Эксперименты по исследованию систем, содержащих очарованные варки, а также прогресс в теории, существенно продвинули понима-ие физики очарованных мезонов, их спектроскопии и распадов. Ка-ество экспериментального материала по очарованным барионам, па-опленного за последнее время в различных экспериментах, позволяет роверить применимость теории, развитой для мезонов, для бариопных остояний. Существующие и еще планируемые эксперименты имеют об-шрную программу по исследованию очарованных мезонов и барионов, х масс, времен жизни и распадов.

Измерение масс новых состояний и сверхтонких расщеплений вну-ри мультиплетов - одна из основных задач спектроскопии. Обмен пгооном между кварками внутри бариона приводит к спин-спиновому заимодействию. Во многих моделях, когда при построении гамильто-

пиана трехкварконой системы учитывалось спин-спиновое взаимодей ствие, всегда удавалось воспроизвести спектр тяжелых барионов.

Адроны, содержащие тяжелый кварк, сильно отличаются по свош свойствам от легких адронов. Это и не удивительно, т.к. большая масс тяжелого кварка задает энергетическую шкалу гораздо большую, чег шкала конфайнмента Л яз 400 МеУ, определяющая физику легких адро нов. В то же время оказывается, что адроны, содержащие разные тяже лые кварки и имеющие сильно различающиеся массы, похожи по свои? свойствам. Это наблюдение получило строгое количественное описани в Эффективной Теории Тяжелого Кварка - НС^ЕТ. В рамках НОЕ^ производится систематическое разложение Квантовой Хромодинамию по обратным степеням массы тяжелого кварка. В случае нулевого при ближения, когда масса кварка устремляется в бесконечность, возникав' новая симметрия - симметрия по спину и аромату тяжелого кварка. I результате вычисление многих процессов в рамках Н(ЗЕТ существен^ упрощается.

Очарованные барионы, будучи легчайшими тяжелыми барионами может быть и не являются лучшими кандидатами для тестов предска заний НС^ЕТ, полученных для бесконечно тяжелого кварка, но очаро ванные адроны есть и будут в ближайшее время лучше всего исследо ваны в эксперименте. Также очарованные частицы являются идеаль ной "лабораторией" для исследования асимптотических 1 )т эффекто! к пределу ПС)ЕТ.

Почти все основные состояния барионов с С = 1 наблюдались в экс перименте, и существуют точные измерения их масс. В тоже время, ш момент выполнения работы, изложению которой посвящена диссертация, ни одного возбужденного барионного состояния не было зарегистрировано.

Цель диссертации и ее новизна

Первое наблюдение Р-волнового очарованного бариона Л*+(2627) методом полного восстановления в конечном состоянии Л+7г+тг~. Измере-

;ше параметров новой частицы и исследование резонансной структуры распада Л*+

На защиту выносятся

1) Обнаружение Р-волнового очарованного барионного состояния А*+(2627) в конечном состоянии Л+7г+тг~.

2) Результаты 1!змерений параметров обнаруженного резонанса Л*+(2627): массы, ширины.

3) Результат исследования спектров масс М(Л^7Г±) с целью определения резонансной структуры распада Л*+ —> Л*7г',~7г~\

„> О °(К+ А+7Г+7Г-)

4) Результат измерения относительного выхода -:-т——г- в

°WJ

е+е аннигиляции.

5) Результат вычисления сечения рождения хВг(Л*+ Л^я+7Г~) наблюдаемого резонанса в е+е~ аннигиляции при s/s — 10.4 GeV.

6) Получение обновленных данных по соотношениям между слабыми распадами бариона Л^ в конечные состояния рК~7г+, рК°, Л°7Г+, Л°7Г+7Г+7Г-.

Апробация работы и публикации

Основные результаты диссертации опубликованы в работе [1]. Материалы, представленные в диссертации, докладывались автором на семинаре ИТЭФ, совещаниях сотрудничества ARGUS, сессии ОЯФ РАН, международной двухгодичной конференции по нуклон-антинуклонным взаимодействиям N AN'93. Результаты работы также представлялись на семинарах научного центра DESY и на международных конференциях в Морионде, Ля Туиле и Марселе.

Структура диссертации

Диссертация состоит из введения, семи глав и заключения. Ее объем 106 страниц, включая 7 таблиц и 18 рисунков. Список цитируемой литературы содержит 61 наименование.

Содержание диссертации

Во введении формулируется предмет исследования и дано описание разделов диссертации.

В первой главе приводятся основные понятия физики элементарных частиц, использованные в работе. Кратко изложены основные черты Стандартной Модели (СМ). Рассмотрены современная формулировка кварковой модели, и общая классификация барионов.

В настоящее время СМ успешно описывает все экспериментальные данные в области физики элементарных частиц. СМ - квантовая теория поля, описывающая взаимодействия точечных объектов, ферыи-онов, имеющих спин Взаимодействия между фермионами в рамках СМ осуществляются посредством обмена векторными калибровочными бозонами. Существование бозопов есть следствие локальной калибровочной инвариантности фермионных полей и является проявлением свойств группы симметрии теории, которая в случае СМ есть Бис(3) ® 5[/ш(2) ® У(1)у. Фундаментальные фермионы - это лелтоны и кварки. Три поколения фермконов идентичны во всем, кроме масс. Происхождение этой структуры и механизм нарушения симметрии внутри поколений остаются загадками.

Кварки есть триплеты калибровочной группы 317(3) , т.е. имеют дополнительную степень свободы - цвет, отвечающий за сильные взаимодействия между кварками. Восемь векторных глюонов являются "переносчиками" сильного взаимодействия.

Вследствие неабелевости КХД глюоны сильно взаимодействуют друг с другом, из чего следует антиэкранировка цветового заряда. Увеличение взаимодействия с увеличением расстояния приводит к конфайн-менту, удержанию кварков внутри бесцветных адронов. Попытка освободить кварк приводит к образованию струи адронов за счет рождения кварк-антикварк пар и испускания глюонов.

В начале 60-х годов Гелл-Манн и Цвейг дали современную формулировку Кварковой Модели, основанной на унитарной 3и(3)йатоиг-снм-

штрии. Фундаментальным представлением 8и(3)Й11ТОиг-1'руипы служит ■риплет кварков - и, с! и э. Кварки образуют связанные состояния, - мезоны и qqq - барионы, объединяемые в представления ЭЩЗ) бо-гее высоких размерностей - муль-гиплеты. Три кварка (qqq) образуют ледующие представления:

517(3) : 3®3®3 = 105©8д,©8л/®1Л,

■де индексы Э,М,Л указывают на свойства симметрии представлений ю отношению к перестановкам кварков: Э - полностью симметричное федставление, М - представление со смешанной симметрией и А - пол-юстыо антисимметричное представление. С учетом спина, т.е. когда шарки со спином | образуют фундаментальное представление спин-фоматной группы 8и(6)яау0игхврт:

5Г7(6) : 6 ® 6 ® 6 = 56<? ® 70м Ф 70 м © 20д.

Представления группы 811(6) раскладываются на произведения представлений Би(3) и 311(2):

56<? = 105 х 45 ® 8М х 2м

70м = КЪ х 2М ® 8М х 45 © 8М х 2М ф 1А х 2М 20л = 1л х 4Я ф 8Л; х 2М Эсновные (Ь=0) состояния барионов принадлежат 56д и укладываются з симметричный декуплет410 со спином ]р — |+ и октет 28 с Jp — . Эти мультиплеты представляют собой первые этажи весовых диаграмм, фиведенных на рисунке 1.

Симметрия основных состояний барионов противоречит принципу Паули для барионов, состоящих из трех идентичных кварков и имеющих спин |. Противоречие снимается антисимметризацией волновой функции бариона по цвету кварков. Постулируется, что барионы явля-отся бесцветными объектами, т.е. являются синглетными представле-зилми цветовой группы Би(3):

|Барнон)в

\

1 Vх

Ь г,],к

где суммирование производится по трем цветовым индексам. В результате полная волновая функция бариона антисимметрична:

¡Барион) = |аромат) х спин) х пространство) х цвет)

антисимметричная симметричная антисимметричная

Для барионов, принадлежащих супермультиплетам 70д/ и 20.4, требуется наличие возбуждения пространственной части волновой функции.

Спин кварков, складываясь с орбитальным моментом Ь — 1, дает следующие возможные значения полного момента в 70-плете:

210 : §< Э1- -> .]Р г= 1- з-2 1 2

28 : >1- > ,1р = 1- з-2 ' 2

48 : И и- > ]р = 1- 3- 5 2 ' 2 ' 2

21 : и я зр = 1- з-2 ' 2 •

Синглетными состояниями супермультиплета яиляются наинизшие по массе Р-волновые возбуждения А: Л(1405)^ и Л(1520)|~.

С открытием очарованного кварка естественным расширением Э!) (3) симметрии трех легких кварков стала 311(4)-симметрия. Из-за громадной разницы масс и- и с- кварков эта симметрия сильно нарушена, что приводит к большому разбросу масс внутри мультиплетов барионов. Тем не менее 311(4) остается полезной схемой для проведения некоторых вычислений.

Основные состония Зр — и Зр = |+ очарованных барионов образуют два 20-плета, представленные в виде весовых диаграмм на Рис. 1.

Во второй главе кратко описаны основные подходы в спектроскопии адропов. Особое внимание уделено потенциальным моделям, приводятся таблицы с теоретическими предсказаниями масс очарованных барионных состояний.

Расщепление по массам между адронами в основном состоянии может быть объяснено в рамках нерелятивистской кварковой модели за

Зис. 1: 811(4) мультиплеты барионов составленных из и, <1, в и с кварков 1) 20-плет барионов с Jp = содержащий 8и(3)-октет; б) 20-плет зарионов с ,7Р = §+, содержащий 811(3) декуплет.

счет 5 • 5-взаимодействия между кварками.

Модель Де Рухулы, Джорджи и Глэшоу [2] - попытка интерпретировать нерелятивистскую модель кварков в терминах кварковой динамики, описываемой КХД. Подход основан на следующих предположениях:

• нерелятивистская Би(6) (Би(8) в случае с-кварка) кварковая модель

• длишюдействующий, не зависящий от ароматов и спинов кварков, потенциал конфайнмента

• 8и(8)-симметрия нарушена только за счет разности масс кварков

• асимптотическая свобода предполагается при описании кварк-глю-онных взаимодействий. Точечное взаимодействие между кварками, зависящее от их спинов и масс, обусловлено одпоглюонным обменом и имеет вид двухчастичного взаимодействия Ферми-Брейта.

Модель Изгура и Карла [3] основана на той же идеологии, что и предыдущая, т.е. расщепления по массам вызваны одноглюонньш обменом между кварками. В этой модели гамильтониан гармонического осциллятора варьируется произвольным ангармоническим возмущением и "сверхтонкой" поправкой.

Изгур п Карл опускают спин-орбитальное взаимодействие, по в спин-спиновом взаимодействии, помимо контактного члена, рассматривают и длшшодействующую часть. Модель использует пять параметров, которые, кроме массы с-кварка, фиксируются из экспериментальных данных по неочарованным барионам.

Нерелятивистские потенциальные модели имеют целый ряд существенных недостатков и ограничений:

• нерелятивистская кинематика кварков, хотя, как массы, так и импульсы кварков-конституэнтов должны быть порядка Л^сд, т.е. ^ ~ 1. Нерелятитстское описание здесь очевидно мало применимо.

Автор Предсказания масс [МеУ/с2]

Л^-состоянпя ^-состояния

1+ 2 12 з-2 1+ 2 3 + 2 i - •г з-2

Зельдович Я.Б. и Сахаров А.Д. [7] 2257 - 2417.5 2469.5 —

Де Рухула с соавторами [2] 2200 - - 2360 2420 - -

Изгур и Карл [3] 2600 2510 2590 2440 2510 270 0 2770

Изгур и Капстик [4] 2265 2630 2640 2440 2495 2765 2770

Кальман и Тран [5] 2282 2653 26690 2515 2556 2844 2845

Ю. Ох и В-Ю. Парк [6] 2289 2568 2595 2454 2499 2701 2775

Эксперимент 2285.1 - 2453.0 - - -

Таблица 1: Предсказания масс очарованных барионов в различных моде-тях.

• нерелятавистская кварковая динамика, проявляющаяся в массовых коэффициентах в потенциале Ферми-Брейта

• отсутствие глюоннойг динамики

• отсутствие скейлинговых зависимостей в определении кварковых масс и константы КХД.

В 1986 году Изгур и Капстик [4] предложили теорию адроиной спектроскопии, основанной на релятивистской кварковой модели в рамках ^ХД, где они попытались устранить перечисленные недостатки. Урав-шние Шредингера решается методом теории возмущений, где в качестве гулевого приближения используется базис волновых функций гармони-геского осциллятора. Межкварковый потенциал содержит, помимо ку-юновского и 55—членов, трехчастичный потенциал струны У-формы. вводится "бегущая" константа КХД.

Предсказания масс для Р-волновых очарованных барионов приветны в таблице 1.

В третьей главе изложены свойства очарованных барионов в свете тшетрии, возникающей п пределе бесконечной массы тяжелого кварка

и даются предсказания по ширинам переходов между легчайшими возбужденными состояниями очарованных барионов.

Адроны, содержащие тяжелые кварки разных ароматов, имеют сильно различные массы, но тем пе менее похожи друг на друга по своим свойствам. В рамках НС}ЕТ производится систематическое разложение КХД по обратным степеням массы тяжелого кварка. Условие достаточной "тяжести" кварка - тп<з Адсп — 400 МеУ. Первый член в разложении приводит к возникновению новой симметрии - по спину и аромату, получившей название симметрии тяжелого кварка. Симметрия тяжелого кварка не является спектральной симметрией, а представляет собой новый тип симметрии - симметрии одинаковой скорости, которая проявляется в том, что состояние легких степеней свободы не зависит от аромата и спииа тяжелого кварка. Симметрии по аромату соответствует подобный изоспину сохраняющийся оператор, что позволяет связывать амплитуды процессов Ь-кварков с амплитудами с кварков. Спиновая симметрия, позволяет связывать амплитуды процессов внутри партнеров спинового мультиплета.

Спин-четность легкого дикварка в барионе ]Г определяется через относительный спин и орбитальный момент двух кварков, составляющих дикварк. Дикварк может иметь спин 0 или 1. Полное орбитальное состояние дикварка характеризуется двумя угловыми степенями свободы, определяемыми относительными импульсами к = |(Й ~ Й) и К = \{р\ +р2 — 2рз), где р\}2 - импульсы легких кварков, а рз - импульс тяжелого кварка. Тогда орбитальный момент ^ описывает относительные орбитальные возбуждения двух легких кварков, а орбитальный момент 1ц описывает орбитальные возбуждения центра масс двух легких кварков относительно тяжелого кварка.

Основные состояния барионов имеют — 1ц = 0, а Р-волновые состояния имеют 1к — ~ 1 или 1к = 1,1к — 0' Антисимметричная по аромату комбинация кварков Л^^д соответствует Л-барионным состояниям, а симметричная по аромату комбинация кварков со-

>тветствует Е-барионным состояниям. В группе Би(3) (д = и, в) Л-:остояния формируют антитриплет 3, а Е-состояния - секстет 6, в со-»тветствие с разложением 3 ® 3 = 3 ф 6. Итак существует семь Л- и :емь Е- Р-волновых очарованных барионных состояний. Расчеты, пройденные в рамках кварковой модели [3], показали, что эти состояния юрошо отделяются (по массе) от основных состояний ■ Лс(^+) и Ес(2+) «ответственно. Два Р-волновых Лс-состояния с = О, Iк — 1) имеют ¡начительно меньшую массу, чем остальные пять состояний, т.к. спин-фбитальпое и спин-спиновые расщепления " работают" для них в одном гаправлении уменьшения массы. Полный эффект от спин-орбитального I спин-спинового взаимодействий составляет ~ 350 МеУ/с2. В Р-волновых Сс-барионах, наоборот, эти эффекты имеют противоположный знак, фиводя к меньшему массовому сдвигу между состояниями.

В пределе бесконечной массы кварка в пиошгом (Вд 1 —» и

фотонном (Всц —Ддат) переходах пион и фотои взаимодействуют только с легким дикварком, барион не испытывает отдачи, т.е. ско-юсть кварка, а следовательно и всего бариона, не меняется.

Рассмотрим переходы {Л^} —> {Е} + 7Г с квантовыми числами > I } 1+1 + Авторы [8] вычисляют ширины этих пере-

содов как:

Пдя Мес = 2.453 СеУ \р\ = 1.62 • 10~2 СеУ, а |р|5 = 1.06 • 10"5 СеУ. Зсли /5 и /о порядка 1 СеУ, то темп распада А*к —> Ес7г подавлен в .О-3 раз по сравнению с АСК1 —> Ес7г. Однако для подобных процессов : испусканием мягкою пиона величина и является более подхо-;ящей шкалой. Тогда \р\/тп — 0.117 и \р\5/т1 — 0.204. В этом случае ^-волновой распад Лс(2627) —> Т,сж не будет подавлен.

Распад Аск, Л+ + тл- в основном является двухступенчатым, че-

рез промежуточный Б-волновой переход Лгя', + тг, в то время как

двупнонный распад Л*^, если Б-волновой переход Л*^ —> £с + 7Г действительно сильно подавлен, может идти в Б-волне с образованием Е* с очень маленькой вероятностью (на "хвосте" £*). Таким образом двупнонный переход А*Кг является в основном нерезонансным трехчастичным распадом. В результате адронная ширина Л*К] ожидается на порядок величины меньше, чем у своего более легкого партнера по спиновому дублету. В работе [9] даются такие значения для ширин переходов:

Г(ЛсЯ, ВД ~ Ю МеУ Г(А*Кг -» Лс7гтг) ~ 0.1 МеУ.

В результате возможно, что электромагнитные распады Л*^ могут имеп значимые относительные вероятности.

В пределе бесконечной массы тяжелого кварка фотон взаимодействует только с дикварком, т.к. взаимодействие с тяжелым кварком происходит с переворотом спина, которое подавлено множителем 1 /тпд. Для спинового дублета Л^ в пределе бесконечной массы:

- = ~ 0{70 кеУ),

где = — М|)/2Мх. В работе [10], с учетом кииематических эффектов, получено:

Г(ЛсА-1 Лст) ~ 0.016 МеУ г(Л*к, Лст) ~ 0-021 МеУ.

В четвертой главе обсужден механизм рождения очарованных частиц в е+е~ -аннигиляции, описана простейшая модель фрагментации с-кварка.

Очарованные частицы представляют собой продукты фрагментации очарованных кварков, образующихся в е+е~ -аннигиляции в нерезонансной области (континууме). Считая, что адрон, образовавшийся в процессе фрагментации тяжелого кварка <3, несет большую долю его

»нергии и импульса, Петерсоном с соавторами была получена функция фрагментации тяжелого кварка:

dN Р(л 1

-де е = На практике величина г не может быть измерена - в

качестве приближения используется скейлинговая переменная хр(В), соторая для адрона В имеет вид: хр{В) = где ртах = \jE%tam - Ml, Ж Еьеат " энергия сталкивающегося пучка.

Можно ожидать, что по мере спуска от высших возбужденных состо-птай адрона, содержащего тяжелый кварк, к основным низко лежащим юстояниям хр спектр становится мягче, что и подтверждается ira опыте.

Глава пятая содержит описание экспериментальной установки -детектора ARGUS и методов моделирования физических процессов.

Исследование проведено на основе данных, полученных на детекторе \RGUS, установленном в одной из двух точек пересечения встречных электронных пучков нае+е~ -накопительном кольце DORIS II в научно-гсследовательском центре DESY (г.Гамбург Германия).

Детектор ARGUS (Рис.2) представляет собой универсальный 47г-маг-штный спектрометр. Основные компоненты детектора.

• Магнитная система детектора состоит из основного соленоида, мини-бета квадруполей и внешних компенсационных катушек. Соленоид диаметром 3 м создает поле 0.755 Тл при токе в катушке 4250 А.

• Вершинная дрейфовая камера расположена между вакуумной трубкой и внутренней стенкой центральной камеры и имеет цилиндрическую форму с внутренним радиусом 5 см и внешним 14 см. Длина камеры - 1 м; телесный угол, охватываемый физическим объемом камеры, составляет 95% полного телесного угла. Камера позволяет определить вершину взаимодействия с точностью ~ 95 мкм.

• Большая дрейфовая камера - основной трековый прибор детектора, предназначена для распознавания заряженных треков и измерения

ARGUS

Рис. 2: Схема детектора ARGUS: 1 - мюонные камеры; 2 - ливневые счетчики; 3 - временипролетные счетчики; 4 - большая дрейфовая камера; 5 - вершинная камера; 6 - ярмо магнита; 7 - катушка соленоида; 8 - компенсационные катушки; 9 - мини-бета-квадруполи.

импульса и удельных ионизационных потерь (dE/dx ) отдельных частиц. Совместное использование информации вершинной и большой дрейфовой камер позволяет получить импульсное разрешение в следующем виде:

^ = fiW1 + (0.006~p([GeV/c])2.

Pt

• Временииролетная система состоит из 160 сцинтилляционпых счетчиков, из которых 64 счетчика окружают центральную дрейфовую камеру в цилиндрической области детектора с угловым перекрытием jcos 0| < 0.78, а 48 счетчиков расположены в каждой из торцевых частей 0.78 < |cos Э| < 0.95. Временное разрешение системы ToF для заряженных частиц составляет a(ToF) = 220 пкс.

• Электромагнитный калориметр, состоящий из 1280 свинцово -сцин-тилляционных сэндвичей в баррелыюй области и 480 - в торцевой, измеряет энергию электронов, так же как и энергию и направление импульса фотонов, и служит для идентификации заряженных частиц по форме и величине энерговыделения в ливневых счетчиках.

• Система мюонной идентификации состоит из 218 пропорциональных камер, окружающих установку. Камеры образуют три слоя: первый расположен внутри железного ярма магнита, два других -за ярмом магнита, поглощающим адроны.

Для идентификации заряженных частиц в детекторе используются ^ва независимых метода: измерение ионизационных потерь в дрейфо-юй камере и измерение времени пролета. Вместе с информацией об им-гульсе частицы, они позволяют определить тип заряженной частицы.

Путем сравнения измеренных и теоретических значений dE/dx и ToF, для каждой гипотезы i = е, /л, я, К, р составляется нормированная функция правдоподобия Л;.

Моделирование экспериментальных событий заключается в описании кинематики физического процесса и последующей имитации прохождения каждой частицы через детектор ARGUS на основе полученной информации об импульсах частиц. Разработанная программа SIMARG моделирует физические процессы, происходящие при взаимодействии частиц с различными частями детектора, учитывая его специфические черты. Смоделированные события полностью воспроизводят информацию со всех элементов детектора и отражают искажения форм спектров, вносимые установкой.

В шестой главе подробно описана процедура поиска возбужденного состояния Л*+ и измерения параметров этого резонанса. Подробно описаны критерии отбора событий и результаты всевозможных проверок того, что найденный резопапс пе явился артефактом, полученным в результате неосторожного применения кинематических ограничений. Также приводятся обновленные данные по слабым распадам Л,!". Приводятся значения измеренной массы резонанса, верхнего предела на его естественную ширину и результаты поиска промежуточных резонансных структур.

Для получения максимально статистически обеспеченного образца кандидатов в Л*+ впервые была предпринята попытка восстановить Л+ в максимально возможном числе каналов:

Л*+ Л+ТГ+ТГ, Л+ -> РК-7Г+, Л° -> ртг, Kg ->. 7Г+7Г-

рК°

Л°7Г+7Г+7Г-

Л°7Г+

Экспериментальные данные, использовавшиеся в данной работе, были набраны в области Т(48)-резонанса и близлежащего континуума при средней энергии в системе центра масс y/s = 10.4 GeV. Статистика соответствует интегральной светимости L = 385 пбн-1.

Применялись стандартные критерии отбора событий:

• отбирались только мультиадронные события - события, в которых

есть по крайней мере три трека, имеющих либо общую вершину, либо энергопыделение в ливневых счетчиках Е> 1.7 СеУ

• Для каждого трека в событии требовалось, чтобы трек исходил из главной вершины взаимодействия с хЬх < полярный угол в был ограничен (сое (0)| < 0.92; импульс, перпендикулярный направлению пучков требовался рт > 60 МеУ/с.

• Частица определялась как пион, каои или протон, если нормированная функция правдоподобия соответствующей массовой гипотезы превышает 1%, 5% и 15%.

• Вторичные вершины идентифицировались как Л°(Кд), если инвариантная масса р7г-(7г+7г~) пар лежала в пределах ±10(30) МеУ/с2 от табличной массы частицы.

Сначала были получены обновленные данные по соотношениям между относительными вероятностями слабых распадов Л* - рК~7Г+, рК°, 7г+7г и Л°7г+, необходимые для определения эффективности к Лс1"7г+7Г~. Спектры масс, полученные с применением ограничения по переменной хр > 0.5, для каждого конечного состояния приведены на Рис. 3. Наложенные кривые получены в результате подгонки спектров функцией, состоящей из суммы гауссиапа с фиксированной шириной, равной разрешению детектора, найденной методом Монте-Карло для каждого конкретного канала, и фоновым полиномом. Сателлпт-ный пик, расположенный немного левее сигнала от Л+ в канале Л°7Г+, приписывается распаду Л* —> Е°7г+ с последующим —> Ау и введен в подгоночную функцию в виде гауссиана с фиксированным средним значением и шириной.

Получены относительные вероятности распадов Л+, нормированные наВИ(Л+ ->рК-тг+). Они составили 0.55±0.08±0.03,0.69±0.11±0.05, 0.19 ± 0.03 ± 0.04 для каналов рК~7г+, Л°7г+7г+7г~, Л°7Г+ соответственно.

Использование трех дополнительных каналов распада Л+ позволило

Рис. 3: Инвариантная масса т(Х), где X обозначает (от верхней гистограммы к нижней) рК~7Г+, рКд, Лтг+тг+7г~ И Л7Г+.

увеличить статистику для поиска возбужденных Л* состояний примерно в полтора раза.

Далее комбинации рК~7г+, Л°7г+7г+тг-, рК§, Л°7г+, имеющие инвариантную массу в пределах ±2<т от табличной массы Л+, подвергались процедуре кинематического фитировапия в массу Л+. AJ кандидаты ком-эшшровались со всеми 7г+7г~ парами в событии. Единственный кинематический критерий на Л+7Г+7Г~ комбинации - ограничение по хр > 0.5.

Спектр масс М(Л+7Г+7Г~) всех комбинаций, прошедших перечисленные критерии отбора, показан на Рис. 4 (гистограмма, представленная точками с ошибками). На массе примерно 2627 MeV/c2 узкий пик отчетливо выделяется па уровне сравнительно небольшого комбинаторного |юпа. В области метших масс, около 2595 MeV/c2 , есть еще одно, ;лабо статистически обеспеченное, превышение над уровнем фона.

Далее следует подробное исследование того, что наблюдаемый сигнал :ie был искусственно получен в результате неосторожного применения «тематических обрезаний. Были предприняты следующие проверки.

1. Проверка методом сайдбэндов - построение спектра "Aç"tt+tt~, где в качестве кандидата в Л+ берутся комбинации, имеющие массу левее и правее Л~ пика в соответствующем массовом спектре. Таким образом можно описать поведение некоррелированного комбинаторного фона под сигналом Л*'1. Полученный спектр приведен на Рис. 4 в виде гистограммы.

2. Спектр неправильных зарядовых комбинаций - построение спектров комбинаций, не образующихся в распадах реальных физических состояний. Это "Л+"7г+7г-, где "Л+" составляется из рК-7г~, Л°7Г+7Г~7Г~ И Л°7Г~ либо ИЗ рК~7Г+, Л°7Г+7Г+7Г~ И Л°7Г+.

3. Спектр масс неправильных комбинаций с реальными Л+. Это Л* 7г-7г'

И Л+7Г+7Г+.

4. Фит спектра М(рК~7г+) в бинах по М(Л+7Г+7Г~) позволил проверить, что сигнал не образован в результат какого-либо "отражения" от

Рис. 4: Инвариантная масса Лс' тг+тг~ комбинаций (гистограмма, представленная точками с ошибками). Гистограмма, представленная сплошной линией, соответствует искусственным "Л^"7г+тг_, где в качестве "Л*" взяты комбинации из т.н. сайдбэндов Л^. Функция, наложенная на спектр сигнала, есть результат фита.

реального физического состояния. Это также было проверено с применением методов Монте-Карло.

. Проверки показали, что наблюдаемые сигналы в спектре масс Л^7г+7г~ действительно могут быть интерпретированы как возбужденные очарованные барионные резонансы. Результаты фита спектра приведены в таблице 2. При изменении в малых пределах разрешение а^, ширины бина, пределов интегрирования, степени полинома, описывающего фон, а также ограничений по хр (только для определения систематической

Параметр сигнала Значение

кол-во событий Ni 44.5 ± 0.0

Mi (MeV/c2] 2626.5 ±0.5

ctj [MeV/c2] 2.3 ±0.5

кол-во событий N2 22.4 ±8.0

M2 [MeV/c2] 2593.8 ± 1.4

аг [MeV/c2] 1.8(фикс.)

Г2 [MeV/c2]

Таблица 2: Результаты фита спектра М(Л^7т+7Г ).

погрешности в массе) систематические неопределенности чисел событий и масс составили:

кол—во событий N1 : ±2.0 кол — во событий N2 : ±3.5 М1 [МеУ/с2] : ±1.5

М2 [МеУ/с2] : ±1.7

Систематические ошибки в массах содержат неопределенность, связанную с неточностью калибровки абсолютной массовой шкалы, составляющей ±1.2 МеУ/с2.

Для оценки собственной ширины состояния Л*+(2627) пик на этой массе был параметризован сверткой функций Гаусса и Брейта-Вигнера. В результате получен верхний предел Г^ц < 3.2 МеУ/с2 на 90%У.Д.

Три возможных канала распада могут приводить к сигналу в спектре масс М(Л+7г+7г~). Это прямой нерезонансный распад Л*+ Л+7г+7Г~ и тва распада через промежуточные резонансы - Л*+ —> £^+7г~ Л*+ —> С°7г+ с последующим £с —» Л^я*. Исследования, проведенные методом Монте-Карло показали, что разрешения для сигналов в массовом :пектре Л^7г+7г~ комбинаций для всех трех каналов распада одинаковы.

Была предпринята попытка определить долю резонансной компоненты в распаде Л*+(2627) -» Л+тг+тг_. Для этого были построены спектры ю инвариантной массе М(Л^7г±) из района сигнала, определенного как

|М(Л+7г+тГ) - 2627 МеУ/с21 < 6 МеУ/с2.

Массовые спектры Л+тг+ и Л+тГ~ изображены на Рис. 7 и 8 соответственно. Аппаратное разрешение £с в канале Л^тг± составляет а%е — 1.7 МеУ/с2 - уже, чем структуры в спектрах М(Л[!"7г±). Фазовый объем

а) л;+ £++

7Г

л+

;тг+

1Л? 7Г

Рис. 5: Сигнатура распадов Л*+ —> £с7г.

для распадов Л*+(2627) в £++тг- и Ис7Г+ ограничен. Поэтому, если рассматриваемый резонанс Л*+(2627) распался на £++7г~, то, как показано на Рис. 5а), сигнал будет виден как в спектре масс М(Л(Гтг+) - прямой, узкий сигнал с шириной сг£с и положением, соответствующим массе Ес, так и в спектре масс М(Л^ тг~) - отраженный сигнал, более широкий и со смещенным средним. То же справедливо и для распада Л*+ —> Оценка этого эффекта была проделана методом Монте-Карло и было найдено, что сателлитный пик в обоих спектрах может быть описан функцией Гаусса с шириной о = 3 МеУ/с и средним 2458 МеУ/с2 (См. Рис. 6).

Спектр масс М(Л^соответствующий нерезонансному распаду Л+ —> (Л^7г+7Г~)ПГ, получен после вырезания всех Л^7г± комбинаций, имеющих массу в интервале ±5.1 МеУ/с2 (З.Ост) вокруг массы Ес,т.е. ограничивая

|М(Л+тг+) - М(Х++)| > 5.1 МеУ/с2 |М(Л+7г-) - М(Е°)| > 5.1 МеУ/с2

одновременно.

Резонансная структура в распаде Л*+ Л+7г+7г_ была определена путем совместного фитирования спектра М(Л^"7г+) (Рис. 7) и М(Л+7г+7г~) нерезопапепых комбинаций (Рис. 9). Спектр М(Л*7г+) описывался суммой двух гауссианов со свободными нормировками и пороговой функцией, описывающей фазовый объем.

01-и--

2.4 2.42 2.44 2.46 2.48 2.5

М(Л;1Л [СеУ/с3]

Рис. 6: Ожидаемая форма сигнала от распадов Л*+ —> (пунк-

тирная линия); —> (штри-

хованная линия).

01-шиш-ШШ-

2.4 2.42 2Л4 2.46 2Л8 25

М(Л£0 [0еУ/сг1

Рис. 8: Спектр масс М(Л^7Г~).

[V

2.4 2 42 2.44 2.46 2.48 2.5 М(,\У) [СеУ/с!1

Рис. 7: Спектр масс М(Л+7Г4

2.55 2.6 2.65 2.7

ШУЮ реУ/с2)

Рис. 9: Спектр масс М(Л+7г+тг~).

Фит производился при условии:

-N-£" = 1'

где - кол-во событий в узком пике, N0 - кол-во событий в широком пике, Ипг - количество событий в нерезонансном пике, е - определенная методом Монте-Карло эффективность обрезания (1), 1\тсум = 42.4 ± 8.8 - полное число событий Л*+ —> Л+7г+тг~. В результате получены следующие отношения относительных вероятностей: Вг(Л*+ Ес^)

Вг(Л*+ ->• Л+17+7Г-) Вг(Л*+ (Л+ТГ+ТГЫ

= 0.46 ± 0.14

= 0.54 ±0.14.

Вг(Л*+ -»■ Л+7Г+7Г-)

Чтобы вычислить сечение рождения xBr(AJ+ —> Л^тг+7Г~) необходимо экстраполировать количество событий, полученных при хр > 0.5, па весь импульсный диапазон. Для этого был построен спектр фрагментации в диапазоне 0.5 < хр < 1, приведенный на Рис. 10. Кривая соответствует результату фита функцией Петерсона . Величина параметра Петерсона е — 0.044 ± 0.018. Как ожидалось, спектр фрагментации получился жестким, например по сравнению с S-волновым очарованным барионом Л+, для которого параметр Петерсона равен еЛ+ = 0.24 ± 0.04, и 6S(! = 0.29 ± 0.06 для Ес.

Наиболее удобной величиной для оценки выхода Л*+(2627) является отношение выходов Л*+ и Л+, т.к. систематические ошибки, общие для обоих чисел, сокращаются:

Систематическая ошибка здесь складывается из неопределенностей эффективности хр обрезаний для А*с+ и неопределенности определения эффективности двух пионов методом Монте-Карло, а также из систематической погрешности в числах событий.

idN Ndxp

0.3

0.2 0.1 0

-1-- -,---| —,----1 -г -

/ V -

/

—-—г- тт! . к

0 0.2 0.4 0.6 0.8

x_

Рис. 10: Функция фрагментации Л*+(2627). Кривая есть результат фита :пектра функцией Петерсона.

Для получения произведения сечения рождения возбужденного очарованного бариона Л*+(2627) в е+е_ -аннигиляции при энергии в системе центра масс \/1> = 10.4 СеУ было использовано значение Вг(Л^ эК~7г+) = (4.0 ± 0.3 ±0.

а • Вг(ЛГ Л+7Г+7Г-)|ХР>0.5 = (9.9 ± 2.1 ± 2.2) pb. Систематическая ошибка имеет следующие составляющие:

определение светимости С - 1.8%

систематика фита сигнала - 5.0%

погрешность определения tjj - 7.0%

ошибка в определении Вг(Л+ рК~7Г+) - 21.0%.

Экстраполируя на весь импульсный интервал, получим: а • Br(AJ+ Лс+тг+7Г-) = (11.5 ± 2.5 ± 3.0) pb.

И, наконец, считая, что спектры фрагментации Л*+(2593) и Л*+(2627) одинаковы, отношение выходов этих состояний в с+с~ при y/s — 10.4 GeV

0-52 ±0.21 ±0.10.

сг(е+е~ Л*+(2627)Х)

Важной величиной является разница масс ДМ = М(Л*+) — М(Л^). Эта величина не содержит неопределенности, связанной с абсолютной массовой привязкой, а также удобна при сравнении с различными теоретическими расчетами, в которых для разниц масс между состояниями даются более надежные предсказания, чем для абсолютных масс. Разницы масс между Р-волновыми и основным состоянием Ас:

ДМх = М(А*+(2627)) - М(ЛС+) = (341.4 ± 0.8 ± 0.6) MeV/c2

ДМ2 = М(Л*+(2593)) - М(Л+) = (308.7 ± 1.5 ± 1.2) MeV/c2. А разница масс между Л*+(2627) и Л*+(2593) составляет:

ДМ12 = М(Л*+(2627)) - М(А*+(2593) = (32.7 ± 1.4 ± 1.2) MeV/c2.

В седьмой главе обсуждаются полученные результаты, а также проведено их сравнение с данными, полученными другими экспериментальными группами.

В результате исследований, проведенных при анализе экспериментального материала, полученного на установка ARGUS, было открыто возбужденное очарованное барионное состояние Л*+(2627).

Были получены следующие результаты

1. Изучены и оптимизированы критерии отбора экспериментальных данных.

2. Написаны программы, моделирующие исследуемые процессы методом Монте-Карло. В результате были получены эффективности регистрации конечных состояний с использованием эффективно-стей идентификации из эксперимента, выбраны оптимальные критерии отбора событий.

3. Получены обновленные данные по слабым распадам очарованного бариона в конечные состояния рК~7г+, рК°, Л°7г+, Л°7г+я+7г~.

4. Впервые наблюдался сигнал от рождения Р-волнового Л*+(2627). Измерена масса бариона. Получен верхний предел на естественную ширину состояния.

5. Измерен резонансный вклад Л*+ —»■ Л+тг+7г_.

6. Измерен выход бариона Л*+ (2627) в канале с по отношению к выходу бариона Л^" в е+е~ -аннигиляции при энергии 10.5 СеУ -около 4%.

7. Измерена величина а ■ Вг - сечение рождения возбужденного состояния Л*+(2627) в е+е- -аннигиляции при энергии 10.5 СеУ .

8. Впервые получен спектр фрагментации очарованного кварка в возбужденное очарованное барионное состояние Л*.+ (2627). Найдено, что среди всех известных на данный момент очарованных барионов, наблюдаемых в е+е~ -аннигиляции, это состояние обладает самым жестким спектром фрагментации. Жесткая форма спектра согласуется с аналогичными спектрами, измеренными для Р-волновых мезонов Ог^). Это соответствует представлению о жесткой форме фрагментации очарованных кварков.

В Заключении подведены итоги проделанной работы, кратко пере-

ислены основные результаты.

InTepaTypa

[1] H.Albrecht et al., ARGUS Collaboration, 'Observation of a New Charmed Baryon' Phys.Lett. B317 (1993) 227-232

[2] A.De Rujula, Howard Georgi, S.L.Glashow Hadron masses in gauge theory Phys.Rev. D12 (1975) 147

[3] L.A.Copley,N.Isgur,G.Karl Phys.Rev. D20 (1979) 768

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

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

[6] Y.Oh, Byung-Yoon Park Excited states of heavy baryons in the Skyrme model SNUTP-95/107, hep-ph/9510268

[7] SI.B.3eJib£0bhh h A-A-Caxapou 5Ia.Oio. 4 (1966) 395: Sov.J.Nucl.Phys 31 (1980) 871

[8] J.G.Korner, M.Kriimer, D.Pirjol, DESY Internal Report DESY 94095, MZ-THEP-94-08, June 1994

[9] P.Cho, Phys.Rev. D50 (1994) 3295

[10] C.-K.Chow, Radiative Decays of Excited Aq Baryons in the Bound State Picture, CLNS-95/1367

Подписано к печатд 22.09.97 Формаг 60x90 I/I6 Офсетн.печ.

Усл.-печ.л.2,0. Тираж 100 экз. Заказ 443.

Отпечатано в ИТЭФ, II7259, Москва, Б.Черемушкинская, 25