Рождение очарованных частиц и поиск тяжелых нейтрино в эксперименте с полным поглощением протонного пучка с энергией 70 ГэВ тема автореферата и диссертации по физике, 01.04.16 ВАК РФ

БЪЕДИНЕННЫЙ ИНСТИТУТ ЯДЕРНЫХ ИССЛЕДОВАНИЙ

РГГ. ОЛ Ь98-65

• 2 И, * 'Р'Щ На правах рукописи

' " ~ " УДК 539.123+ 539.1.074

НЕФЕДОВ Юрий Анатольевич

РОЖДЕНИЕ ОЧАРОВАННЫХ ЧАСТИЦ И ПОИСК ТЯЖЕЛЫХ НЕЙТРИНО В ЭКСПЕРИМЕНТЕ ' С ПОЛНЫМ ПОГЛОЩЕНИЕМ ПРОТОННОГО ПУЧКА С ЭНЕРГИЕЙ 70 ГэВ

Специальность: 01.04.16 — физика ядра и элементарных частиц

Автореферат диссертации на соискание ученой степени кандидата физико-математических наук

Дубна 1998

Работа выполнена в Лаборатории ядерных проблем Объединенного института ядерных исследований.

Научный руководитель:

Доктор физико-математических наук, профессор С.А.Бунят Официальные оппоненты:

Доктор физико-математических наук, профессор В.Б.Фляп

Доктор физико-математических наук А.К.Лиход*

Ведущее научно-исследовательское учреждение: Научно-исследовательский институт ядерной физики МГУ, г.Москвг

Защита диссертации состоится "_"_" 1998

в "_" часов на заседании Диссертационного совета Д-047.01.(

при Лаборатории ядерных проблем Объединенного института ядернь исследований, г.Дубна, Московской области.

С диссертацией можно ознакомиться в библиотеке 01/1ЯИ. Автореферат разослан "_"_" 1998 г.

Ученый секретарь Диссертационного совета доктор физико-математических наук

Ю.А.Батусо

ОБЩАЯ ХАРАКТЕРИСТИКА РАБОТЫ

Актуальность. Исследование образования очарованных частиц в адронных взаимодействиях и в частности изучение энергетической зависимости сечения является одной из актуальных задач современной физики. Область энергий ускорителя У-70 ИФВЭ (Протвино) представляет особый интерес, поскольку позволяет изучать рождение очарованных частиц в околопороговой области энергий {у/з = 11,5 ГэВ), где сложившаяся экспериментальная ситуация противоречива, а теоретические оценки сечения наиболее чувствительны к параметрам моделей КХД. Одним из первых экспериментов по измерению сечения рождения очарованных частиц при энергии протонов 70 ГэВ был эксперимент с полным поглощением протонного пучка (beam-dump эксперимент), выполненный на искровом спектрометре ИТЭФ [1]. Однако полученные оценки сечения не обладали достаточной точностью. Другой результат был получен коллаборацией БИС-2 [2] с использованием безфильмового магнитного спектрометра. В нейтронном пучке при меньшей энергии нейтронов (40-60 ГэВ) полное сечение образования очарованных частиц значительно превышало как существующие экспериментальные значения, так и значение теоретически предсказываемое в рамках пертурбативной КХД. Такое несоответствие между измеряемыми величинами сечений указывает на необходимость дополнительных, более точных исследований рождения очарованных частиц в области энергий близких к пороговой.

Другой важный вопрос, который был исследован в beam-dump эксперименте, это вопрос о существовании слабовзаимодействующе-го нейтрального лептона (тяжелого нейтрино*). Если тяжелые нейтрино им {i'i, i'2, • • •) существуют, то они не обязательно должны совпадать с собственными состояниями щ (г/е, vT, ...) гамильтониана электрослабого взаимодействия. В этом случае возникнет смешивание, которое должно приводить к ряду наблюдаемых явлений. В частности, слабые распады к и А'-мезонов наряду с легки-

* Здесь и далее термин "нейтрино" относится как к нейтрино,так и к антинейтрино, кроме тех случаев, когда тип нейтрино указан явно.

ми нейтрино могут сопровождаться и тяжелыми нейтрино, распадь которых с образованием е+е~-пары могут быть зарегистрированы i детекторе по характерным электро-магнитным ливням.

В основу представленной диссертации положены результаты об работки данных, полученных в beam-dump эксперименте на ней тринном детекторе ИФВЭ-ОИЯИ.

Цель работы.

— Оценка полного сечения образования очарованных частиц i piV-взаимодействиях при энергии протонов 70 ГэВ.

— Поиск распадов тяжелых нейтрино в нейтринном детекторе Установление верхних пределов на элементы матрицы смеши вания тяжелых и легких нейтрино.

Научная новизна и практическая ценность.

— Получена наиболее точная оценка полного сечения образова ния очарованных частиц в области энергий, близких к пороп их рождения. Измеренное значение может быть использован но для проведения совместного теоретического анализа экспе риментальных данных при изучении энергетической зависи мости сечения образования очарованных частиц в pJV-взаимо действиях.

— Показано, что данные измерений потоков равновесных fi+ про тиворечат оценкам полного и дифференциального сечений ро ждения D~ и £>°-мезонов, полученным на установке БИС-

2 [2]. Таким образом, утверждение об. аномально большом се чении образования очарованных частиц в iViV-столкновенияз в околопороговой области энергий не подтвердилось.

— Получены ограничения на элементы матрицы смешиванш \U\h\2 для малых значений массы тяжелого нейтрино.

— Разработан программный модуль, позволяющий определят] заряд мюона и восстанавливать его импульс. Модуль вне

дрен как в программный комплекс предназначенный для offline анализа данных, так и в программу on-line обработки информации.

Апробация работы и публикации. В диссертации описаны езультаты исследований, выполненных в Лаборатории ядерных роблем ОИЯИ с 1989 по 1997 гг. Работы, вошедшие в диссерта-ию, докладывались на научных семинарах ЛЯП, на рабочих сове-;аниях по нейтринному детектору ИФВЭ-ОИЯИ и опубликованы: журналах "Ядерная Физика", "Physics Letters", в препринтах 0И-[И и ИФВЭ, в материалах рабочих совещаний "Нейтринный детек-ор ИФВЭ-ОИЯИ".

Основные результаты, вошедшие в диссертацию, опубликованы пяти работах.

Структура и объём диссертации. Диссертация состоит из ведения, шести глав и заключения.

СОДЕРЖАНИЕ РАБОТЫ

Во введении показана важность и актуальность работы, сформулированы цели работы, описана структура диссертации и дано сраткое содержание отдельных глав.

В первой главе дается краткий обзор современной эксперимен-

тальной и теоретической ситуации в изучении образования очаро-занных частиц в адронных взаимодействиях.

Начинается глава с рассмотрения основных экспериментальных методик, используемых при изучении адронного рождения очаро-занных частиц. Здесь описываются принципы и идеи лежащие в эснове beam-durnp экспериментов, экспериментов по поиску пиков

з спектре инвариантных масс и так называемых экспериментов вто-

рого поколения, отличительной чертой которых является сочетание

грекочувствительной мишени (вершинного детектора) со спектро-

метром вторичных частиц. В пяти таблицах представлены экспери-

ментальные результаты по измерению рождения очарованных ча-

стиц в адронных взаимодействиях.

Во втором разделе первой главы обсуждается применение пер турбативной КХД теории к описанию процесса образования с кварка. Современное состояние теории позволяет проводить такш расчеты с точностью до второго порядка теории возмущений КХ£ (с точностью до членов имеющих (X? порядок малости, где as — бегущая константа сильного взаимодействия). Такие расчеты дают качественное согласие в описании поведения полного сечения образования очарованных частиц от энергии, что несомненно является сильным аргументом в пользу всей теории в целом. Тем не менее в теоретических предсказаниях имеется целый ряд неопределенностей, и при сравнении расчетов с экспериментальными данными необходимо принимать во внимание не только экспериментальную ошибку, но и неоднозначность теоретических предсказаний.

Вопросам интерпретации экспериментальных данных в виде удобном для сравнения с результатами теоретических расчетов посвящен последний раздел первой главы. Здесь в виде таблиц приводятся оценки величины (Гс£ по данным разных экспериментов. Кратко описываются параметризации дифференциальных сечений, используемых экспериментаторами, и их согласие с теоретическими расчетами. Особое внимание уделяется вопросу зависимости сечения от атомного веса мишени. Это особенно важно при сравнении результатов экспериментов с разными мишенями; данные последних экспериментов свидетельствуют о линейной зависимости сечения от атомного веса мишени.

Во второй главе описана постановка beam-dump эксперимен-

та, выполненного на нейтринном канале ускорителя У-70 в Протвино. Схема эксперимента показана на рис. 1. Пучок протонов с энергией 70 ГэВ транспортировался системой магнитооптических элементов и фокусировался на мишень-поглотитель, расположенную непосредственно перед стальным мюонным фильтром. В эксперименте использовались две стальные мишени, конструктивно выполненные так, что их плотности отличались в два раза (р\ = рре

11 Pi/2 — PFe/2). В ходе эксперимента на мишень с плотностью pi было сброшено 1,11 1018, а на мишень с плотностью p\ji — 0, б 1018 протонов. Сразу за мишенью находился стальной мюонный фильтр

100

200

зоо

мониторы потерь

/ II I I \ \

-

протонный пучок

мониторы интенсивности

400 и

ч

мюокная защита

МЛ I

V *" детектор область измерения мюонных потоков

эис. 1: Схема эксперимента с полным поглощением протонного пуч-са.

толщиной 54 м, служащий для защиты нейтринного детектора от люонов, других заряженных частиц и нейтронного фона.

Нейтринный детектор (НД) сотрудничества ИФВЭ-ОИЯИ (см. эис. 2) располагался на расстоянии 3 м за мюонным фильтром. Зсновными составными частями НД являются мишенная калориметрическая часть и мюонный спектрометр. Мишенная часть детектора состоит из 36 модулей, каждый из которых имеет следующую структуру:

— рамный электромагнит, являющийся несущей конструкцией каждого модуля и служащий для измерения импульса мюо-нов, проходящих через намагниченное железо рам;

— плоскость жидкосцинтилляционных счетчиков для калориметрических измерений;

— Х- и У- плоскости дрейфовых камер, используемые для регистрации треков заряженных частиц;

НЕЙТРИННЫЙ ДЕТЕКТОР

Д>СЯФ01Ы1 КАМЕРЫ

Рис. 2: Общий вид установки "Нейтринный Детектор".

— алюминиевая пластина, находящаяся внутри окна рамног электромагнита для увеличения массы мишенной части. Ко! структивно предусмотрена возможность извлечения или зам< ны этих пластин. В настоящем эксперименте были использс ваны алюминиевые пластины толщиной 5 см.

Один модуль, с учетом алюминиевых пластин, стенок счетчиков камер содержит в направлении пучка 6,0 см алюминия (16,2 г/см' и 20,0 см жидкого сцинтиллятора (16,0 г/см2), что составляет 1,0 радиационной длины и 0,35 ядерной длины поглощения. Прот^ женность мишени-калориметра составляет ~ 27,5 м, а полная масс мишени где регистрируются нейтринные взаимодействия ~ 100 т.

Оконечная часть НД — мюонный спектрометр, предназначег ный для измерения импульсов и знаков мюонов, выходящих из м* шенной части. Мюонный спектрометр состоит из 13 электрома1 нитных тороидов каждый диаметром 4 м и толщиной 22 см. В прс межутках между тороидами установлено 8 Х- и 10 У- плоскосте дрейфовых камер. Полная длина мюонного спектрометра 7,3 м, и них 286 см — намагниченное железо.

В третей главе описана программа восстановления импульса люона, которая использовалась при анализе экспериментальных данных. Приведен алгоритм работы программы и особенности его 1рограммной реализации.

Точность восстановления импульса мюона оценивалось отноше-1ием 8Р = (Р - Рмс)/Рмс, где /^лс ~ исходный (смоделирован-шй), а Р - восстановленный импульс мюона. На рис. За. приведе-ю распределение 5Р, полученное при обработке смоделированных юбытий. Эффективность определения знака заряда мюона определялось отношением г — N±/N2, где - количество мюонов с «правильно восстановленным знаком, а N2 - полное число мюо-юв с восстановленным импульсом. Значение е можно уменьшить зведением обрезания по длине пробега мюона в намагниченном железе детектора Зависимость величины £ от Ьр^ показана на эис. ЗЬ. Величина бина на рис. ЗЬ выбрана 11 см, что немного боль-ие толщины железной рамы в магнитной оболочке детектора,, и соответствует половине толщины тороида в мюонном спектрометре.

Рис. 3: а) Фит относительной ошибки восстановления импульса мюона 8Р = (Р — Рмс)/Рмс распределением Гаусса. Ь) Зависимость эффективности определения заряда мюона е от длины пробега мюона в намагниченном железе — Ьр^.

В четвертой главе описана процедура обработки экспериментальных данных и методы выделения сигнала от прямых нейтрино.

Для выделения сигнала от прямых нейтрино были использованы измерения потоков равновесных и -мюонов. Равновесными называются мюоны, рожденные во взаимодействиях нейтрино в стальном мюонном фильтре, установленном перед детектором. Критерии для отбора событий с такими мюонами следующие:

— наличие мюона (т.е. частицы, проходящей не менее 2,5 ядерных длин), входящего в детектор через его передний торец, ограниченный окном 3x3 м2;

— длина трека мюона в намагниченном железе более 25 см, при этом ошибка в восстановлении знака заряда мюона менее 1%;

— импульс мюона Р^ > 3 ГэВ/с.

Число зарегистрированных в детекторе равновесных /х+ и удовлетворяющих этим критериям, приведено в табл. 1, а их импульсные распределения для плотности мишени р\ показаны на рис. 4. Оценка числа взаимодействий прямых нейтрино проводилась двумя различными методами.

1. Метод экстраполяции к бесконечной плотности мишени.

Данный метод выделения сигнала от прямых нейтрино основан на том, что с увеличением плотности мишени р нейтринный поток

Таблица 1: Экспериментальные данные о равновесных мюонах и две независимые оценки для мюонов от прямых нейтрино.

Эксперимент Мюоны от прямых 1/ц и

Р\ Р1/2 Экстраполяция к р — оо Вычитание фона. Только для р\

1, 11 ■ 1018 0,6 • ю18 1018 1018

1631 ±40 1748 ±42 -47 ± 105 ±61 72 ± 36 ± 140

308 ±18 314 ± 18 19 ± 45 ± 11 28 ± 16 ±25

Я 100 tr

10 20

р,- ГэВ

10 20

Рис. 4: Импульсные распределения р и для мишени с плотностью рх (а) в сравнении с моделированием (гистограмма).

от распадов 7Г и Л'-мезонов падает как l/р, в то время как поток нейтрино от распадов очарованных частиц остается постоянным. Искомый сигнал можно найти линейной экстраполяцией к бесконечной плотности мишени. Если N\ и 2 — количество нейтринных взаимодействий, нормированное на одинаковый поток протонов для плотностей р\ и />1/2 соответственно, то количество взаимодействий с участием прямых нейтрино определяется формулой:

N0 = 2N1 - Nlf2 - g(Nl/2 - 1V,),

где q — фактор, учитывающий неполное развитие адронного каскада в мишени с плотностью р\/2- Величина q была определенна на основе моделирования с помощью программы GEANT и для энергий нейтрино 5 ГэВ < Е„ < 20 ГэВ составила g = 0, 05 ± 0,02.

Рассчитанное указанным способом число мюонов от взаимодействий прямых нейтрино, нормированное на 1018 протонов, приве-

депо в таблице 1. Систематические ошибки, указанные в табл] це, учитывают погрешность в измерении интенсивности протонног пучка (1%), неопределенность в относительной плотности мишене (ошибку в д) и ошибку в восстановлении заряда мюона (1%).

2. Метод вычитания фона.

В отличие от предыдущего, этот метод требует знания потоко фоновых i/ц и й^, образующихся в распадах ir и К -мезонов. Чк ело взаимодействий от прямых нейтрино получается вычитание! числа смоделированных взаимодействий фоновых нейтрино из экс периментально наблюдаемого полного числа событий.

Спектры фоновых потоков v^ вычислялись двумя способами:

— по экспериментально измеренным выходам 7Г+ и К+ -мезоно на ядерных мишенях при энергии протонов 67 ГэВ [3] с после дующей коррекцией, учитывающей измерения распределена мюонных потоков в разрезах стального поглотителя [4];

— с помощью программы GEANT. При моделировании учитыва, лось не только рождение мезонов от первого взаимодействш в мишени, но и от последующих каскадов.

Совпадение результатов расчетов с точностью 5% служит хорошиь. показателем надежности полученных спектров фоновых нейтрино.

Сравнение смоделированных импульсных распределений равновесных ¡г+ и fj.~ с экспериментально полученными спектрами мю-онов для мишени с плотностью р\ показано на рис. 4. В табл. 1 приведены числа взаимодействий прямых нейтрино, рассчитанные методом вычитания. Использовались данные лишь для рi, где нет неопределенности, связанной с учетом утечки каскадов и вычислением эффективной плотности мишени. Систематическая ошибка данного метода, обусловленная погрешностями в определении нейтринных спектров и в описании взаимодействия нейтрино с веществом, составила 10%.

В пятой главе описаны результаты анализа по оценке полного сечения образования очарованных частиц на основе измеренного

сигнала от прямых нейтрино. Такой анализ опирается на детальное моделирование спектров прямых нейтрино от полулептонных распадов /^-мезонов и Ас-гиперонов. Используемые при этом предположения о дифференциальных сечениях рождения этих частиц и об их парциальном выходе в значительной мере влияют на точность и обоснованность получаемых результатов.

В данной работе была использована параметризация дифференциального сечения рождения очарованных частиц, теоретически обоснованная А.К.Лиходедом и С.Р.Слабоспицким:

^ (1)

<1х + (1х_<1р±

Здесь х± = (Е* ±Р||)/\/5; Е* — энергия очарованной частицы, а ру — ее продольный и — поперечный импульс в СЦМ.

Такой вид параметризации наиболее часто используется при относительно низких энергиях. Хорошим обоснованием такого выбора может служить сравнение этой параметризации с результатами расчетов по КХД теории (см. рис. 5). Наилучшим образом КХД расчеты описываются параметризацией (1) при значении параметра п = 4,5 (штрих-пунктир). Меньшее значение параметра п = 3,5 (пунктирная кривая), используемое в параметризации Лиходеда-Слабоспицкого для и /}°-мезонов, может быть объяснено эффектами адронизации.

Полулептонные распады очарованных частиц с образованием им моделировались с помощью программы ЛЕТБЕТ 7.2, учитывающей моды распада на 3, 4 и 5 частиц. Рассчитанное ожидаемое число ц~ от взаимодействий прямых нейтрино, нормированное на 1018 сброшенных на мишень протонов составило 15, 6, а число от взаимодействий прямых антинейтрино составило 11,7. Сопоставление этих чисел с данными, приведенными в табл. 1, позволяет вычислить величину сечения образования очарованных частиц. Полученные методами вычитания и экстраполяции величины согласуются между собой. Усредненная величина полного сечения равна ?сс{р№) = 1, б ± 1, б мкбн/нуклон.

Результаты эксперимента по поиску прямых электронных ней-

Рис. 5: Дифференциальное сечение рождения с-кварка. Сплошная кривая (гистограмма) — КХД расчеты. Пунктир — параметризация Лиходеда-Слабоспицкого для мезонов с параметром п = 3,5. Штрих-пунктир — п = 4,5. Точечная кривая — результат, полученный БИС-2 для мезонов. Все распределения нормированы на единичную площадь.

трино в нейтринном детекторе ИФВЭ-ОИЯИ были опубликованы ранее [5]. При выделении прямых ие также использовались два независимых метода — экстраполяции и вычитания. Полное сечение образования очарованных частиц составило: ас5(рМ) = —0, 50±1,6'5 мкбн/нуклон (метод вычитания) и сгСс{р№) = 4,8±3,8 мкбн/нуклок (метод экстраполяции). Согласие результатов измерений полногс сечения образования очарованных частиц, полученных независимыми методами на основании сигнала от различных типов прямы> нейтрино позволяет использовать усредненное значение: асс(р№) = О, 9 ± 1,1 мкбн/нуклон.

На рис. 6 собраны экспериментальные данные по полным сечени-

ГэВ

ис. (i: Полное сеченне образования очарованных частиц в pN и /V-взаимодействиях. Экспериментальные данные для припорого-ой области энергий: □ — искровой спектрометр ИТЭФ [1]; П — 1ИС-2 [2]; в — настоящая работа; 1 и 2 — верхние границы сече-ия (90% CL) полученные в работах [б] и [7] соответственно. Другие кспериментальные данные (см. [8, 9]): А — NA32; 0 — NA25; Д — 1769; 0 — Е630; 7 — NA16; ir — NA27; □ — Е653; о — Е743; Ш — ^R; X — результаты beam-dump экспериментов в CERN и FNAL. 1епрерывные кривые— теоретические расчеты по КХД: сплошная иния — тс = 1,5 ГэВ; пунктир — тпс = 1,2 ГэВ; точечная — чс = J,8 ГэВ.

м образования очарованных частиц в pN и пК -взаимодействиях. >десь же показаны результаты КХД расчетов, выполненных с точ-остыо до при значениях массы очарованного кварка 7пг = ,2; 1, 5; и 1, 8 ГэВ. Видно, что полученная нами оценка в целом со-

>э 100

а

о

^ 80

о

+

3

60

40

20

О

т

-20

5 7.5 10 12.5 15 17.5 20 22.5 25

Л, ГзВ

Рис. 7: Ожидаемый спектр равновесных от прямых антинейтрино, вычисленный по данным БИС-2 (гистограмма), в сравнении со спектром ц^ от прямых антинейтрино, полученным из анализа экспериментальных данных в настоящей работе (о). Точки ▲ — экспериментальный спектр всех равновесных Все спектры нормированы на 1018 сброшенных на мишень протонов.

гласуется с результатами других экспериментов и не противоречит предсказаниям КХД. Однако, все эти результаты не удается согласовать с данными БИС-2 [2], которые превышают наши данные и лежат намного выше теоретических предсказаний.

Для более детального сравнения с результатами БИС-2 былс проведено моделирование процесса рождения £)~ и /3°-мезонов в условиях нашего эксперимента, но с параметрами, описывающими процесс образования очарованных частиц, приведенными в работах [2]. Так, например, дифференциальное сечение йсг/<1хр, измеренное на спектрометре БИС-2 для -мезонов, показано на

рис. 5 точками. Заметим, что это распределение плохо согласуется с расчетами по КХД. В работах [2] приведены сечения только для области хр > 0, 5, поэтому в наших расчетах предполагалось, что в области ас5(хр С 0,5) = 0. Это грубое предположение заведомо дает нижнюю границу полного сечения и, соответственно, приводит к заниженной оценке выхода равновесных мюонов от прямых антинейтрино. В результате моделирования был получен ожидаемый спектр выходящих из защиты (см. рис. 7), источником которых мы должны были бы считать прямые антинейтрино. Это, предсказанное на основании данных БИС-2, распределение существенно превышает полученные нами оценки числа мюонов от прямых антинейтрино и практически соответствует полному потоку экспериментально зарегистрированных .

В шестой главе проводится анализ данных beam-dump эксперимента с целью поиска распадов тяжелого нейтрино по каналу [/# —> e+e~fe. Такие распады должны выглядеть в нейтринном детекторе как изолированные электромагнитные ливни без адронного сопровождения и мюонного трека. После выделения событий с изолированными электромагнитными ливнями и использования критериев отбора осталось 1 событие, которое можно считать кандидатом на распад тяжелого нейтрино по изучаемому каналу. Смоделированный методом Монте-Карло фон с учетом критериев отбора со-эытий составил 1,5 события в нормировке на полную статистику. Таким образом, превышения сигнала над фоном в эксперименте не эбнаружено. Исходя из этого мы можем установить верхние пределы на элементы матрицы смешивания на 90%-ном уровне достоверности, используя метод, описанный в работе [10]:

(\Uih\2-\UVH\2) upperlimit = 3,1 /NVH.

Здесь U — унитарная матрица смешивания в лептонном секторе, аналогичная матрице Кабиббо-Кобаяши-Маскава для кварков, а NUH — число возможных распадов тяжелых нейтрино в детекторе, вычисленное в предположении, что \U\jjj = = 1-

На рис. 8 представлены результаты анализа для элементов матрицы смешивания \Uen\2 и \Uen \ • соответственно. Для срав-

a) b)

Рис. 8: Верхние пределы на коэффициент матрицы смешивание а) |^ен|2) Ь) \иен\ • \ицн\ на 90%-ном уровне достоверности 1 — настоящая работа; 2 — результаты коллаборации CHARM [11] 3 — результаты эксперимента PS191 [12].

нения приведены результаты коллаборации CHARM в пучке широ кого спектра [11] и эксперимента PS191 [12]. Более жесткие ограни чения, полученные в нашем эксперименте по сравнению с результа тами установки CHARM, объясняются меньшим расстоянием от ми шени до нейтринного детектора, относительно невысокой энергие{ протонного пучка, большей протяженностью эффективного объем; детектора и лучшими фоновыми условиями. К преимуществам экс перимента следует отнести также и его чувствительность к большил |[/;я|2 (> 0,1) во всей исследуемой области.масс нейтрино. В отли чие от экспериментов CHARM и PS191, из-за сравнительно неболь шого расстояния от детектора до мишени не происходит заметног< ослабления потока тяжелых нейтрино, вызванного их распадами дс детектора. Нижняя граница исследуемой области масс тяжелой нейтрино определяется условием \Uiu\ < 1 и составляет ~ 5 МэЕ для \UeH\2 и ~ 3 МэВ для \UeH\ ■

В заключении сформулированы основные результаты диссер-ации:

1. Разработан метод определения сечения образования очарованных частиц по измерению потока "равновесных" мюонов от взаимодействия мюонных нейтрино в стальной защите, расположенной непосредственно перед детектором.

Созданы программы расчетов спектров нейтрино, образующихся в полулептонных распадах очарованных частиц и от распада ж и Â'-мезонов. Проведено моделирование процесса взаимодействия нейтрино в стальной защите по каналу заряженного тока.

2. Разработана программа DMUON, позволяющая определять заряд мюона и восстанавливать его импульс по кривизне трека в магнитах нейтринного детектора. Программа включена как в программный комплекс GRAND, предназначенный для off-line анализа данных, так и в программу on-line обработки информации.

3. Числа мюонов от взаимодействий прямых мюонных нейтрино, образованных от распада очарованных частиц, были определены двумя независимыми методами: методом экстраполяции к мишени с бесконечной плотностью и методом вычитания фона, мюонов, вызванных взаимодействием нейтрино от распадов 7Г и Л'-мезонов. Результаты обоих методов согласуются между собой.

4. Полное сечение рождения очарованных частиц в pN-взаимодействиях при энергии протонов 70 ГэВ, определенное только по равновесным мюонам, составляет:

acS(pN) = 1, 6 ± 1, 6 мкбн/нуклон.

5. Величина сечения образования очарованных частиц в pN-взаимодействиях при энергии протонов 70 ГэВ (y/s = 11,5 ГэВ),

усредненная по результатам измерений с прямыми мюонными и прямыми электронными нейтрино [5], равна:

(rCc(pN) = 0,9± 1,1 мкбн/нуклон,

что соответствует верхней границе сечения aCc(pN) < 2, 3 мкбн/нуклон с 90% уровнем достоверности. Полученное значение является наиболее точной оценкой сечения рождения очарованных частиц для энергий близких к порогу их образования и противоречит утверждениям об аномально большом (40 — 50 мкбн/нуклон) сечении рождения очарованных частиц в ^TV-столкновениях в околопороговой области энергий.

6. Показано, что величина полного сечения и использованная нами параметризация дифференциального сечения рождения очарованных частиц качественно согласуются с теоретическими КХД расчетами, выполненными с точностью до а^ по константе сильного взаимодействия.

7. Данные, полученные в beam-dump эксперименте, были проанализированы с целью поиска распадов тяжелого нейтринс (нейтрального лептона) в интервале масс (3-493) МэВ по ка налу V}] —> е+ + е~ -)- ие. В качестве источников тяжелы? нейтрино были рассмотрены распады 7Г и if-мезонов до их по глощения в веществе мишени:

7Г+ —> (i+vh 1 —> и ——> е+ин-

Установлены верхние пределы на элементы матрицы смешива ния тяжелого нейтрино с легкими нейтрино ve и (рис. 8) Полученные ограничения являются более жесткими по срав нению с результатами коллаборации CHARM.

Материалы диссертации опубликованы в работах:

1. Н.И.Божко. А.А.Борисов, А.П.Бугорский, А.С.Вовенко, В.Н.Горячев, Ю.А.Зудин, М.М.Кирсанов, А.С.Кожин,

B.И.Кравцов, А.А.Кузнецов, А.В.Куликов, В.В.Липаев, А.И.Мухин. В.Н.Рыченков, Ю.И.Соломатин, Ю.М.Сапунов, Ю.М.Свиридов, А.В.Сидоров, В.В.Сытник, В. Л. Тумаков, Р.М.Фахрутдинов, С.К.Черниченко, К.Е.Шестерманов, Г.Л.Щукин, Д.Киш, З.Яки, Л.С.Барабаш, С.А.Баранов, Ю.А.Батусов, С.А.Бунятов, В.Ю.Валуев, О.Ю.Денисов, М.Ю.Казаринов, А.Г.Карев, О.Л.Климов, О.М.Кузнецов, Е.А.Ладыгин, В.В.Люков, Ю.А.Нефёдов, В.П.Обудовский, Б.А.Попов, С.Н.Прахов, В.И.Снятков "Поиск прямых мюон-ных нейтрино во взаимодействиях 70 ГэВ протонов с ядрами железа" Препринт ИФВЭ 92-110, Протвино, 1992.

2. S.Baranov, Y.Batusov, S.Bunyatov, O.Klimov, V.Lyukov, Y.Nefedov, B.Popov, V.Valuev, A.Borisov, V.Goryachev, M.Kirsanov, A.Kozhin, V.Kravtsov, A.Spiridonov, V.Tumakov,

A.Vovenko, D.Kiss "Search for heavy neutrinos at the IHEP-JINR Neutrino Detector" Phys. Lett. В 302, p.336-340, 1993.

3. Л.С.Барабаш, С.А.Баранов, Ю.А.Батусов, А.А.Борисов,

C.А.Бунятов, В.Ю.Валуев, А.С.Вовенко, В.Н.Горячев, О.Ю.Денисов, Ю.А.Зудин, М.Ю.Казаринов, А.Г.Карев, М.М.Кирсанов, О.Л.Климов, А.С.Кожин, В.И.Кравцов,

B.В.Липаев, В.В.Люков, П.В.Мойеенз, А.И.Мухин, Ю.А.Нефёдов, Б.А.Попов, С.Н.Прахов, Ю.И.Соломатин, Ю.М.Свиридов, В.И.Снятков, В.Л.Тумаков, С.К.Черниченко, К.Е.Шестерманов, Г.Л.Щукин "Поиск мюонных антинейтрино от распада очарованных частиц на нейтринном детекторе ИФВЭ-ОИЯ1/1 в эксперименте по полному поглощению железом протонного пучка с энергией 70 Г эВ" Ядерная Физика 57, стр.2050-56. 1994.

4. Ю.А.Нефёдов " Программа восстановления импульса мюона в

нейтринном детекторе ИВФЭ-01/1ЯИ" Препринт ОИЯИ Р10-91 422, Дубна, 1995.

5. С.А.Бунятов, Ю.А.Нефёдов "Сечение образования очарован ных частиц в ^^-взаимодействиях при 70 ГэВ по результата! протонного beam-dump эксперимента на нейтринном детектор 1/1ФВЭ-01/1Я1/1" Ядерная Физика 60, стр.1045-48, 1997.

Литература

[1] Asratyan А.Е. et al., Phys. Lett. В 79, p.497, 1978.

[2] Aleev A.N. et al., Z. Phys. С 23, p.333, 1984; С 37, p.243, 1988: Алеев A.H. и др., Ядерная Физика 56, вып.9, стр.147, 1993.

[3] Божко Н.И. и др., Ядерная Физика 31, стр.1246, 1980.

[4] Belikov S.V. et al., Preprint IHEP 90-180, Protvino, 1990.

[5] Bliimlein J. et.al., Phys.Lett. B279, p.405, 1992.

[6] Аммосов B.B. и др., Ядерная Физика 53, стр.999, 1991.

[7] Беликов С.В. и др., Ядерная Физика 58, стр.1993, 1995.

[8] Tavernier S.P.K. Rep. Prog. Phys. 50, p. 1439, 1987.

[9] Frixione S. et al., Nucl. Phys. В 432, p.453, 1994.

[10] Particle Data Group, Phys. Rev. D 54, 1996.

[11] Bergsma F. et al., Phys. Lett. В 128, p.361, 1983; Dorenbosch J. et al., Phys. Lett. В 166, p.473, 1986.

[12] Bernardi G. et al., Phys. Lett. В 166, p.479, 1983; В 203, p.332 1988.

Рукопись поступила в издательский отдел 23 марта 1998 года.