Содержание
1 Введение 5
2 Основные требования к гиперонному каналу эксперимента \VA89 12
2.1 Основные особенности конструкции канала.................. 13
2.2 Расчет потока гиперонов пучка............................ 15
3 Размещение элементов пучка 17
3.1 Выбор материала вторичной мишени ........................ 18
3.2 Идентификация частиц гиперонного пучка................... 19
4 Спектрометр эксперимента \VA89 21
4.1 до-стриповьтй кремниевый детектор........................ 23
4.2 Детектор переходного излучения........................... 24
4.3 Адронный калориметр...................................... 24
5 Организация триггера 26
6 Парциальный состав гиперонного пучка 29
6.1 Идентификация Е" и 7г” составляющих...................... 29
6.2 составляющая............................................. 30
6.3 О” и К" составляющие..................................... 32
6.4 Пучки 7г” и нейтронов.................................... 33
7 Моделирование эксперимента 35
8 Физические модели 37
9 Нейтральные частицы V0 41
9.1 Сечение рождения......................................... 44
9.2 Учет фона в составе пучка................................ 46
9.3 Систематические ошибки................................... 47
10 Первичная вершина взаимодействия 49
к
2
11 Каскадные гипероны 53
11.1 Учет фона в составе пучка................................ 55
11.2 Систематические ошибки................................... 56
12 Возбужденные состояния Е*-гиперонов 58
12.1 Н^зо и Н5бдо гипероны.................................... 58
12.2 Е^820 и -1*960 гипероны.................................. 61
12.3 Сечение рождения Е* гиперонов............................ 63
13 Е-гипероны 65
13.1 Основное состояние Е^-гиперонов.......................... 65
13.2 Возбужденные состояния Е-гиперонов....................... 67
13.3 Сечение рождения Е гиперонов............................. 69
14 Возбужденные К*(890)~мезоны 72
15 Парное рождение 74
15.1 Сечения парного рождения V0.............................. 75
15.2 Спектр эффективных масс ................................. 77
15.3 Поиск сигнала от распадов Н-дибариона ................... 78
16 Обсуждение полученных результатов 80
16.1 Дифференциальные сечения рождения как функции от хр • 81
16.2 Парное рождение идентичных V0 ........................... 91
16.3 Распределения по поперечной составляющей импульса. ... 93
16.4 Зависимость сечения от атомного номера................... 97
17 Заключение 98
18 Благодарности. 99
А Приложение 107
А.1 Основные определения......................................107
А.2 Аппроксимация спектра эффективных масс................... 109
А.З Инклюзивные сечения рождения..............................112
А.4 Сечения рождения Л........................................ ИЗ
А.5 Сечения рождения Л........................................114
А.6 Сечения рождения ........................................ 115
3
А.7 Сечения рождения Е~..............................................118
А.8 Сечения рождения Н...............................................119
А.9 Сечения рождения А“..............................................121
АЛО Сечения рождения “?530, Н5690,Н^82() и Е7960.................... 122
А.11 Сечения рождения Е гиперонов ...................................125
А.12 Сечения рождения ...............................................130
А. 13 Сечения рождения парного рождения У°У°.........................133
А.14 Сечения рождения тензорного мезона /1525........................152
4
1 Введение
Открытие более 50-ти лет назад частиц, получивших название “странных” сыграло революционную роль в физике элементарных частиц, приведя в конечном итоге к становлению идеи элементарной составляющей на новом структурном уровне материи - идее кварков [1, 2]. Последовавшее в 1974 г. открытие “очарованного” [3|, а вскоре “прелестного” [4| кварков привело к смещению центра тяжести интересов в новую область исследований - физику тяжелых кварков, оставив широкие возможности для проведения оригинальных исследований по физике странного кварка. В последнее время, интерес к физике рождения странных частиц существенно возрос.
Экспериментальное исследование рождения странного кварка и последующих процессов адронизации в нуклон-ядерных столкновениях является чувствитеьной точкой для проверки и уточнения ряда существующих теоретических моделей, основанных на подходах Квантовой Хромодинамики (КХД), разработанных для описания мягких процессов, и применимости расчетов по КХД в рамках теории возмущения [5, 6, 7, 8, 9]. Например, используя пучки из разного типа частиц, можно изучать роль валентных кварков в процессах адронизации [5, 7, 10|.
Частицы, содержащие странный кварк, являются существенной частью нашего понимания адронных систем при высоких плотностях. Так полагается, что в столкновениях тяжелых ядер рождение странных [11, 12), а также очарованных частиц [13,14,15,16,17,18, 19], является чувствительным к состоянию окружающей ядерной материи. Подтверждения о необычных процессах рождения при высоких плотностях следует искать на пути сравнения результатов полученных в нуклон-нуклон, нуклон-ядро и ядроядерных столкновениях. Например, считается, что особенности рождения странных частиц в ион-ионных взаимодействиях при высоких энергиях будут являться указанием на рождение кварк-глюонной плазмы.
В астрофизике полагают, что на больших пространственных масштабах процессы с участием странного кварка играют важную роль в развитии
ядер нейтронных звезд [20, 21, 22].
Классификация частиц со странным кварком давно установлена ([23]) но перечисление частиц, приводимое ниже, ей не следует, а оно сделано исходя из прагматических прикладных целей проводимого исследования. А именно, упрядочить наблюдаемые сигналы от распадов различных частиц по методам их выделения, статистической обеспеченности сигналов и т.д.
Наиболее исследованными как по числу экспериментов проведенных в различных пучках, так и по точности измерений, обусловленной величиной сигналов, являются сечения рождения трёх частиц - KJ, Л и Л. Изначально открытые в экспериментах с космическими лучами [24], в дальнейшем изучались в разных экспериментальных условиях. Наиболышие число экспериментов было выполнено в протонных пучках в широком диапазоне импульсов пучковой частицы, начиная от бГэВ/с и заканчивая 920ГэВ/с |25| - [38]. Число публикаций с результатами экспериментов в пионных пучках оказывается существенно меньшим [39] - [42] и при этом диапазон импульсов пучков также оказывается существенно уже 100-360ГэВ/с. По одному эксперименту насчитавают измерения в пучке отрицательных каонов [43] при импульсе 200ГэВ/с и в пучке нейтронов [44] при среднем импульсе 45ГэВ/с.
На рис. 1 приведены зависимости сечения рождения KJ, Л и Л от энергии в системе центра масс. При энергии в районе 5 «700 GeV2 (эксперименты на SPS CERN) существует достаточное число измерений сечения рождения Kj, чтобы отметить одну из главных проблем при измерении абсолютных значнений физических величин - систематические неопределенности. Все эксперименты из этой группы заявляют систематическую ошибку порядка 20-30% , в то время как сравнение, измеренных в различных экспериментах значений сечений, показывает присутствие неопределенности порядка двойки.
Сравнимыми по числу экспериментов, посвященных изучению сечений рождения и полноте информации об их свойствах, являются Е - гипероны, как в основном, так и в возбужденном состояниях. Измерения сечений рождения были выполнены пучках протонов ([25, 27, 34, 35, 44] [45] - [49]), пионов 7г“ (|39],|50],|51j), каонов К~ ([52]-[56|) и H“ гиперонов ([57] -|59|). В ряде случаев имерения для V0 и отдельных состояний Е - гиперонов выполнялись в одном и том-же эксперименте, что облегчает интерпретацию полученных результатов. При этом следует отметить, что серьезной про-
»
б
s (GeV2)
Рис. 1: Зависимость сечении рождения Kj, Л и Л от s, квадрата полной энергии в системе центра масс.
блемой в исследовании Е-гиперонов является тот факт, что в инклюзивных процессах сигналы в спектрах эффективных масс наблюдались толко для основного (Е*) и первого возбужденного состояний (Ef385). Существование более возбужденных состояний Е-гиперонов было установлено в результате сложного анализа, основанного на разложении измеренного сечения рождения по парциальным волнам (PWA) (см. например [60]), и до настоящего времени существование многих из этих состояний требует своего подтверждения [23].
Существуют две, хорошо известные, проблемы в подходе PWA:
1. В силу неполноты экспериментальных данных в решении уравнений
7
всегда будут присутствовать многчисленные математические нспреде-лснности.
2. Введение предположения о непрерывности амплитуды рассеяния привносит в анализ плохо контролируемые систематические вариации.
При решении первой проблемы был предложен формализм нулей Баррс-лета [61, 62] для поиска всех возможных решений, а затем к выбору среди найденных решений, физически допустимых. В любом сучае, ограничительным моментом в данном подходе являются большие экспериментальные ошибки в данных [63].
При попытках решить вторую проблему, амплитуду рассеяния представляют в форме функции, зависящей от энергии. Такой подход обладает тем очевидным недостатком, что форма аплитуды фиксируется зараннее. Но следует отметить, что в формализме нулей Баррелета формы амплитуд получаются достаточно простыми и хорошо описывают экспериментальные данные [60].
Несмотря на тот факт, что каскадные гипероны (S^ß*) известны уже порядка полувека, число экспериментов по изучению рождения этих частиц было выполнено крайне мало. Наибольшее число измерений было проведено в пучках протонов и нейтронов [25, 26, 44] [64, 65, 66, 67, 68, 69, 70, 71|. Существуют всего два эксперимента по измерению сечения рождения S“ в пучках отрицательных пионов [39, 51]. Сумма сечений рождения двух частиц (Е” + Ё4* ) при импульсе пучка пионов 200ГэВ/сбыла измерена в эксперименте [39].
В CERN были проведены два эксперимента с S“ пучком при импульсе 116ГэВ/с, в которых измерялись сечения рождения Е" + Be and 5” + N |72, 73] В одном из гиперониых экспериментов были проведены измерения для ß~ [73], а также существуют данные по рожению ß~ при низких энергиях 4.5-14ГэВ/с [74] - [76]. В протонном пучке при 200ГэВ/с измерены сечения рождения как Ё4*, так и ß“ [111].
Информация о сечениях рождения возбужденных состоянияй Е гиперонов исключительно ограничена. Так для первого возбужденного состояния -1530 существуют толко три публикации [59, 72, 73], и совершенно отсутствует информация о сечениях рождении более возбужденных состояний
»-“»Q ГП— 1-^ —
—1690? -1820 И “I960*
Существует ряд публикаций, посвященных рождению возбужденных ка-
8
онов К190 в пучках тг* , К± и протонов [39],[77] - [88]. К сожалению, при больших хр, в ряде экспериментов изучали исключительно рождение лидирующей частицы из-за недостатка статистики для нслидирующих партнеров. Диапазон импульсов пучков в этих измерениях заключен в пределах 6400ГэВ/с.
Изучение сечений парного рождения странных частиц достаточно редкая тема. В этой области существует резкое разделение предмета исследования. Иногда целью исследования является изучение корреляций при малых относительных импульсах идентичных частиц,т.н. НапЬигу- Вго\уп-Тмупбб (НВТ) корреляции [89]. В других случаях предметом исследования являются кинематические корреляции во всей кинематически доступной области. Такие исследования проводились в р столкновениях при 360 ГэВ/с [90]. Похожие исследования выполнялись при изучении продуктов распада £° [91, 92, 93].
Изучение формы дифференциального сечения рождения какой либо частицы в зависимости от Фсйнмановской переменной хр, измеренных в разных пучках привело понятию эффекта “лидирования”. Суть эффекта состоит в том, что при наличии общего кварка в рожденной и пучковой частицах, сечение рождения при больших хр ~ 1. оказывается существенно больше, чем при отсутствии такого кварка. В форме физической модели данное наблюдение было сформулировано в [94, 95], которая предска-зывет поведение дифференциального сечения следует степенному закону с/сг/с/хр ос (1 — хр)п, где п есть целое число, связанное с числом кварков учавствующих в обмене. Наиболее интересное в данном подходе, состоит в том, что первоначально предложенная зависимость относилась к области больших хр, а оказалась справедливой во всей области хр. При этом физический смысл показателя п оказывается не очень определенным.
Кратко упомянем результаты по исследованию рождения странных частиц в экспериментах по столкновению тяжелых ионов. Измерения проводятся в узкой кинематической области по хр близкой к нулю (центральная область) и основным кинематическим распределением является распределение по рТаким образом, отсутствие измерений при больших хр лишает возможности сравнения наиболее интересной информации полученной в эксперименте \VA89 с результатами из экспериментов с тяжелыми ионами |96| - 110Ц.
Несмотря на их немногочисленность, источником существенной части
9
экспериментальных данных о процессах рождения и каналах распадов гиперонов являются эксперименты в гиперонных пучках. В отличие от обычных адронных пучков, гиперонные пучки отличаются малой длинной порядка 10 метров, что представляет собой компромис между неоходимостью экранировать аппаратуру и мишени, на которой рождаются гипероны, по соображениям радиационной безопасности, и потерями в интенсивности пучка от распадов гиперонов при прохождении по пучковому каналу. При импульсе гиперонов порядка 100 ГэВ/с, длина распада составляет 7.1 м для Л и 1.5м для П". Последствием этого являются серьёзные ограничения на максимальную величину потока гиперонов, доступную для экспериментов.
Самый простой метод повысить интенсивность гиперонных пучков приводит к повышению импульса гиперонного пучка. Так первые эксперименты в гиперонных пучках проводили при 25ГэВ/с на ускорителях AGS в Брукхейвене и PS CERN в начале 70-х. Введение в эксплуатацию новых ускорителей в CERN (SPS) и Fermilab (Tevatron) немедленно привело к созданию гиперонных каналов в новом импульсном диапазоне.
В течение 1976 - 1982 годов ряд экспериментов был проведен в Западном зале CERN на гиперонном канале при импульсах гиперонов в диапазоне 70 - 135ГэВ/с. Интенсивность потока гиперонов составила 12000 S', 400 E“, и 10 П' за сброс пучка. Опубликованные результаты этих экспериментов можно отыскать в [47, 73].
В 1989-1990 году на ускорителе SPS CERN был введен в эксплуатацию гиперонный канал при среднем импульсе Е' гипероров 340ГэВ/с. Интенсивность потока гиперонов достигла 105 за время сброса пучка. Эксперимент WA89 проводил набор статистики на этом гиперонном канале в 1991, 1993 и 1994 годах.
Эксперимент SELEX проводился во FNAL на гиперонном канале с импульсом пучковой частицы Е' бООГэВ/с в 1997-1998 годах. Главной целью эксперимента было исследование очарованных и странно-очарованных частиц, для чего “on-line” триггерные условия отбирали события, обогащенные кандидатами со вторичной вершиной распада от коротко живущей частицы. Таким образом полученные данные практически невозможно использовать для исследований долгоживущих частиц в силу сильных искажений в кинематических спектрах из-за специфических триггерных условий.
Информация, которую можно получить из опубликованных работ, по-
Ю
священных изучению сечений рождения частиц со странным кварком, позволяет придти к определенным заключениям. Во-первых, большая часть экспериментальных данных в обсуждаемой области была получена в экспериментах на пузырьковых камерах и набранная статитика, в силу способа обработки визуальной информации, веема мала. Даже в “электронных” экспериментах первого поколения статистическая обеспеченность полученных результатов оставляет желать много лучшего. Достаточно часто измерения ограничивались всего лишь одной, двумя частицами в отдельном эксперименте. Если принять во внимание, что в каждом эксперименте существуют систематические неопределенности, трудно поддающиеся оценке, что кинематические области покрываемые каждым отдельным экспериментом весьма различны, то можно заключить, что составить целостную экспериментальную картину рождения частиц со странностью престаляет собой непростую задачу.
С учетом вышесказанного, а также возможностей которые предоставляет эксперимент \VA89, можно сформулировать предмет представляемого исследования следующим образом. На основе высокой статистики экспериментальных данных, полученных в эксперименте \VA89 зарегистрированных во взаимодействиях трех различных пучковых частиц с ядрами углерода и меди, исследовать дифференциальные сечения рождения многих частиц со странностью в рамках одного эксперимета и затем сравнить полученные результаты с предсказаниями теоретических моделей, с целью выяснения границ их применимости.
11
2 Основные требования к гиперонному каналу эксперимента WA89
Создание гиперонного канала на ускорителе SPS само по себе представляло отдельную физическую задачу, на которую наложились ряд технических и финансовых ограничений. Так, в силу того, что на fi-спектрометре проводился ряд экспериментов, конфигурация гиперонного канала имеет ряд особенностей:
• Поскольку fl-спектрометр распологался на канале Н1 в Западном зале CERN и Hl представлял из себя пучок адронов/электронов высокой энергии, используемый рядом экспериментов, то конструкция гиперонного пучка должна была позволять перенастройку режимов канала Н1 за короткое время смены экспериментов.
• Одновременно с каналом Н1 в Западном зале работало 5 других пучков. Гиперонный пучок с неизбежностью предполагал сброс в “могильник” протонов первичного пучка недалеко от зоны эксперимента. Взаимодействие протонов с материалом “могильника” порождает большой мюонный фон на всей территории зала. Поэтому обязательным условием явилось требование уменьшить мюонный поток до уровня, приемлемого для других экспериментов.
• Западный зал представлял из себя открытую, радиационно незащищенную зону. Поэтому потребовалось установить специальную радиационную защиту на всем протяжении гиперонного канала и особенно в области экспериментальной мишени. Максимальный размер защиты, допустимый в рамках уже существующих конструкций зала, ограничил максимально допустимый поток протонов первичного пучка на уровне 5 • Ю10 частиц за сброс. В свою очередь это повлекло ограничение на максимально возможную интенсивность гиперонного пучка.
• По финансовым соображениям, пришлось использовать существующие магнитные элементы при конструировании гиперонного канала.
12
-5 0 5 10 15
Рис. 2: Общий вид гиперонного канала эксперимента \VA89.
2.1 Основные особенности конструкции канала
Перечисленные выше необходимые условия, которым должна была удовлетворять конструкция гиперонного канала, оставили небольшую свободу выбора [102]. Так волнообразная форма канала представляется естество-ной, учитывая необходимость сохранить неизменным направление канала Н1 и положение самого П-спектрометра. Второе условие влекло за собой требование, чтобы отклонение пучка происходило в вертикальной плоскости. Третье условие, совместно с требованием определенного потока 2“ гиперонов, зафиксировало аксептанс гипернного канала. Четвертое условие поставило ограничение на отклоняющую силу канала наличными магнитными элементами. Использовались магниты длиной 3.6 м и напряженностью магнитного ноля 2.4 Т . Из-за ограничений на размеры гиперонного канала было решено отказаться от использования магнитных квадруполей.
На рис. 2 показаны основные детали конструкции канала пучка. Пучок первичных протонов с импульсом 450ГэВ/с движется слева на право и
13
- Київ+380960830922