Аномальное рождение мягких фотонов в множественных адронных процессах

Оглавление.
1 Введение.
2 Аномальное рождение фотонов в реакции тт~р —> hadrons + 7’s. Калориметрический метод детектирования фотонов (Эксперимент WA83).
2.1 Экспериментальный метод. Отбор событий. Изучение фо-нов.
2.2 Расчёт уровня адронного брэмштраглунга.
2.3 Экспериментальные результаты.
3 Аномальное рождение фотонов в реакции тг~р —> hadrons -Ь 7’s. Детектирование фотонов методом конверсии (Эксперимент WA91).
3.1 Экспериментальный метод.
3.2 Расчёт уровня адронного брэмштраглунга. ^
3.3 Изучение фонов.
3.4 Экспериментальные результаты.
3.4.1 Сигнал прямых фотонов.
N
3.4.2 Энергетическая зависимость фотонного спектра.
3.4.3 "Угловые распределения.
4 Аномальное рождение фотонов в реакции рр —> hadrons + 7’s (Эксперимент WA102).
4.1 Экспериментальный метод.
4.2 Ожидаемые скорости счёта фотонов.
4.3 Экспериментальные результаты.
4.4 Сравнение результатов и рр экспозиций.
6U
5 Аномальное рождение фотонов в реакции е+е Z0 —> hadrons + 75s (Эксперимент DELPHI).
5.1 Вводная масть.
5.2 Экспериментальный метод.
5.2.1 Детектор ОЕЬРШ.
5.2.2 Программное обеспечение.
5.2.3 Идентификация мягких фотонов.
5.2.3 Эффективность детектирования фотонов. Энергетическое и угловое разрешения.
5.2.4 Отбор событий. Набор экспериментальных данных.
5.3 Систематические эффекты и их неопределенности.
5.3.1 Уменьшение систематических эффектов, связанных с детектором.
5.3.2 Систематика, связанная с программным обеспечением анализа.
5.4. Расчёт уровня брэмштраглунга.
5.5 Экспериментальные результаты.
5.5.1 Фотонные распределения. Выделение сигнала.
5.5.2 Данные, поправленные на эффективность.
5.5.3 Нулевой эксперимент.
5.6 Изучение систематических эффектов, способных имитировать наблюдаемый избыток фотонов.
5.6.1 Внешний брэмштраглунг.
5.6.2 Замена Монте-Карловского генератора.
5.6.3 Вторичные фотоны.
5.6.4 Программа реконструкции фотонов.
5.6.5 Тест с заряженными частицами.
5.6.6 Тест с 7г° мезонами.
5.6.7 Мягкие фотоны от распадов адронов, отличных от 7г°.
5.7 Резюме по наблюдению аномального рождения фотонов в адронных распадах £°. 2
6 Внутренний мюонный брэмштраглунг в реакции е+е_ —> Z0 —> + т’э, контрольный эксперимент
(Эксперимент ПЕЬРНТ).
6.1 Вводная часть.
6.2 Расчёт уровня мюонного брэмштраглунга.
6.3 Некоторые экспериментальные подробности.
6.4 Отбор данных.
6.4.1 Отбор димюонных событий.
6.4.2 Отбор фотонов.
6.5 Фоны.
6.6 Систематические ошибки.
6.6.1 Систематические ошибки в определении величины сигнала.
6.6.2 Оценка точности расчёта интенсивности мюонного брэмштраглунга.
6.7 Экспериментальные результаты.
6.7.1 Энергетический диапазон 0.2 < Е-, < 1 ГэВ, рт < 40 МэВ/с.
6.7.2 Энергетический диапазон 1 < < 10 ГэВ, рт < 80 МэВ/с.
6.7.3 Наблюдение конуса мюонного брэмштраглунга.
6.8 Сравнение с результатами адронного анализа.
7 Изучение зависимости аномального рождения фотонов в реакции е+е” —> Z0 —> ка&опв + 'у’з от характеристик кварк-глюонных струй (Эксперимент ББЬРНІ).
7.1 Отбор событий.
7.2 Определение переменных, использованных в анализе.
7.2.1 Определение сигнала.
7.2.2 Импульс сгруи.
7.2.3 Множественность заряженных частиц в струе.
7.2.4 Множественность нейтральных частиц в струе.
7.2.5 Полная множественность частиц в струе.
7.2.6 Масса струи и жесткость процесса, образующего струю.
7.2.7 Характеристики кора струи.
7.3 Оценка систематических ошибок.
7.3.1 Ошибки определения величины сигнала.
7.3.2 Ошибки определения интенсивности брэмштраглунга.
7.4 Результаты анализа.
7.4.1 Зависимость величины сигнала от импульса струи.
7.4.2 Зависимость величины сигнала от множественности заряженных частиц.
7.4.3 Зависимость величины сигнала от множественности нейтральных частиц.
7.4.4 Зависимость величины сигнала от полпой множественности частиц.
7.4.5 Двумерное распределение величины сигнала в плоскости
7.4.6 Зависимость величины сигнала от массы струи и жесткости процесса, образующего струю.
7.4.7 Зависимость величины, сигнала от переменных, характеризующих кор струи.
8 Обсуждение результатов. Краткий обзор теоретических моделей, предложенных для объяснения эффекта аномального рождения мягких фотонов.
8.1 Общие замечания.
8.2 Коллективные модели излучения.
8.3 Некогерсптные модели излучепия.
8.4 Модификация некогереытыого подхода.
А
9 Заключение.
Приложение. Оценка радиационных поправок к формулам Лоу -Хайссинского. 4
Список литературы.
1 Введение:
Данная диссертация посвящена исследованию сравнительно мало изученного явления аномального рождения мягких фотонов в процессах множественного образования адронов при высоких энергиях (мягкими фотонами, по определению, считаются фотоны с поперечными импульсами, рр, много меньшими по сравнению с характерными поперечными импульсами частиц в адронных реакциях, которые равны примерно 300-400 МэВ/с; при этом поперечный импульс измеряется по отношению к направлению пучковой частицы, если речь идёт об экспериментах с фиксированной мишенью, или но отношению к оси адронной струи, если речь идёт об изучении адронных процессов в экспериментах на встречных е+е” пучках). Экспериментальный материал диссертации представлен в работах [1—13]. Настоящая глава является введением в рассматриваемую проблему.
Считается общепринятым, что электромагнитное излучение мягких фотонов от взаимодействующих адронов хорошо понято теоретически. В основополагающих работах Лоу [15] и Грибова [16] было показано, что основным источником прямых мягких фотонов в реакциях сильного взаимодействия является процесс тормозного излучения, так называемый внутренний адронный брэмштраглунг, т.е. мягкие фотоны излучаются заряженными адронами в начальном и конечном состояниях адронной реакции.
Экспериментальное исследование рождения мягких фотонов в адронных взаимодействиях при высоких энергиях началось экспериментом БЬАС [17], в котором фотоны из реакции 7т+р —* 1ш(1гоп8+7’э, при импульсе налетающего тг+-мезона 10.5 ГэВ/с, изучались с помощью пузырьковой камеры, заполненной водородно-неоновой смесью. Сигнал прямых фотонов, слегка превышающий ожидаемый уровень внутреннего адронного брэмтптраглунга, но вполне совместимый с ним, был результатом этого эксперимента, что было расценено как подтверждение теоретических предсказаний для исследуемого процесса.
Однако в следующем эксперименте, продолжающем данное направление исследований и проведенном коллаборацией \VA27 в ЦЕРНе, был наблюден сигнал прямых мягких фотонов, значительно превышающий предсказанный уровень адронного бр-эмштраглунга [18]. Исследуемым процессом была реакция множественного рождения адронов во взаимодействиях К+ мезонов с импульсами 70 ГэВ/с с протонами, при этом мишенью и детектором фотонов служила пузырьковая камера ВЕВС. После вычитания фона от фотонов, приходящих от всех известных радиационных распадов адронов, полученный сигнал оказался похожим по форме распределений на то, что ожидалось для адронного брэлгагтраглупга, по превышающим уровень последнего в 4 раза в области малых поперечных импульсов фотонов, рт < 60 МэВ/с. Это было первым наблюдением эффекта аномального рождения мягких фотонов в адронных реакциях.
Этот результат стимулировал постановку двух следующих ЦЕРНовских экспериментов по изучению прямых мягких фотонов [1, 19]. Эксперимент [1], в котором диссертант уже принимал участие, и его результаты (в частности, значительное превышение интенсивности наблюдённых прямых фотонов над предсказаниями для адронного брэмгатраглуига в реакции 7г~р —» hadrons+7’s, при импульсе налетающего тг~-мезона 280 ГэВ/с) описаны во 2-й главе данной диссертации. Что касается работы [19], в которой изучались реакции К+р —» hadrons+7’s, тг+р —> hadrons+7’s при импульсе палетающпх К+, тг1 250 ГэВ/с, её результатом явилось наблюдение сигналов прямых мягких фотонов, в 5 - 7 раз превышающих ожидаемый уровень адронного брэмштраглупга. Дальнейшее изучение эффекта аномального рождения мягких фо-_>тонов проводилось как в экспериментах с фиксированной мишеныо, на пучках я“ г мезонов [4, 5, б] и протонов [7, 8], так и в экспериментах на встречных е+е~ пучках .*[9—13]. Во всех этих экспериментах, за исключением [10], в котором участие адронов ..было исключено, имело место значительное превышение уровня наблюденных прн-: мых фотонов над теоретическими предсказаниями для адронного брэмштраглунга. эЭти последующие эксперименты и их результаты описаны в главах 3-7 настоящей диссертации.
Тем не менее для полноты обзора необходимо упомянуть два эксперимента, в которых эффект аномального рождения* мягких фотонов не был наблюден, [20, 21]. Основным отличием этих экспериментов от перечисленных выше, давших положительные результаты, являлся угловой диапазон регистрируемых фотонов, который был смещён в область больших углов, 3.7° < Оу < 15° (в терминах фотонных быстрот —1.4 < Ус.т.а. < 0), в то время как эффект аномального рождения мягких фотонов наблюдался только под малыми углами по отношению к направлению адронного пучка, Оу < 20 — 40 мрад (в терминах фотонных быстрот 1.2 < уст.я < 5).
Сводка результатов, всех работ по изучению рождения мягких фотонов в адронных реакциях (в том числе тех, в которых аномальное рождение мягких фотонов не наблюдалось [20, 21], упомянутых в предыдущем абзаце), а также краткое описание кинематических характеристик изучаемых в этих работах фотонов, приведены в Таблице 1.1.
Между тем, многочисленные попытки теоретического описания эффекта аномального рождения мягких фотонов, базирующиеся на введении в физику мягких процессов новых идей, были предприняты и опубликованы в работах [22—43]. С помощью некоторых из них удавалось описать определённые характеристики наблюдаемого эффекта, интерпретируя аномальные мягкие фотоны либо как излучение холодной кварк-глюонной плазмы [22, 26, 31], либо как сигнал от гипотетического когерентного состояния вещества (так называемого шюнного конденсата) [23, 33, 34, 35], либо как синхротронное излучение кварков [36, 37, 38] в стохастическом вакууме [44] квантовой хромодиналгаки (КХД). К сожалению, ни одна из моделей не оказалась способной описать экспериментальные данные в полном объёме, особенно в облает малых рт, где эффект апомальпого рождения фотонов проявляется наиболее ярко. Поэтому в дальнейшем мы практически не будем обращаться к упомянутым теоретическим моделям, хотя некоторая пх классификация и сравнение их предсказаний
6
Таблица 1.1. Сводка экспериментальных результатов по наблюдению прямых мягких фотонов.
Ссылка Пучок и мишень Кинематическая область фотонных переменных Отношение сигнал/брэм- штраглунг
Эксперименты на фиксированных мишенях
[17] 7Г+р, 10.5 GeV/c 0 < XF < 0.01, Я7 > 30 MeV, рг < 20 MeV/с 1.25 ± 0.25
[18] К+Р, 70 GeV/c -0.001 < XF < 0.008, Е1 > 70 MeV, < 60 MeV/с 4.0 ± 0.8
[19] К+р, 250 GeV/c 7Г+р, 250 GeV/c -0.001 < XF < 0.008, Еу > 70 MeV, pr < 10 MeV/с -0.001 < XF < 0.008, JS7 > 70 MeV, pr < 40 MeV/с 6.4 ± 1.6 6.9 ± 1.3
[1, 2, 3] 7Г-р, 280 GeV/c 2 < Vc.m.s. — 5, 0.2 < JE, < 1 GeV, pt < 10 MeV/c 7.9 ± 1.4
[4, 5, 6] яг“р, 280 GeV/c 1.4 < Ус.т..ч. 5: 5, 0.2 < £T < 1 GeV, pr < 20 MeV/c 5.3 ± 0.9
[20] Р Ве, 18 GeV/c -1.4 < Уст.*. < 0???, 15 < £7 < 150 MeV, pr < 10 MeV/c < 2.7 (at 90% C.L.)
[21] Р Ве, 150 GeV/c — 1.4 < 2/c.m.i. ^ 0, 15 < < 150 MeV, pr < 10 MeV/c <1.5-3 (at 90% C.L.)
[7,8] РР, 450 GcV/c 1.2 < 2/й.тп л. ^ 5, 0.2 <Ey< 1 GeV, pr < 20 MeV/c 4.1 ± 0.8
Встречные e+ß- пучки
[9, 12,13] е+е" струи 5-45 GeV/c 0.2 <Я7<1 GeV, pr < 80 MeV/c 4.0 ± 1.0
7
с наблюдёнными характеристиками фотонного сигнала будут даны в заключительной части диссертации (глава 8). Более подробное описание наиболее интересных теоретических идей может быть найдено в работах [25, 31].
Содержанием настоящей диссертации является, в основном, описание экспериментальных методов наблюдения мягких фотонов, анализ экспериментальных результатов, включающий изучение и выделение фонов, исследование возможных систематических эффектов, способных имитировать сигнал аномальных фотопов, вычисление ожидаемых скоростей счёта внутреннего адронного тормозного излучения (брэмштраглунга) и оценка радиационных поправок к ним, с последующим сравнением вычисленных скоростей с полученными экспериментально. Также представлены . результаты исследования зависимостей величины эффекта аномального рождения ' мягких фотонов от характеристик процесса, их порождающею. Можно ожидать, что анализ информации об этих зависимостях приведёт к возникновению, по край-1 пей мере, феноменологических моделей, успешно описывающих данное явление, и, в конечном итоге, к более глубокому пониманию физических процессов, которые • ответственны за появление в реакциях множественного рождения адронов дополнительного источника электромагнитного излучения, более мощного, в определённой кинематической области, чем стандартный адронный брэмштраглуиг.
Экспериментальный материал, на котором базируется настоящая диссертация, получен как в экспериментах на адронных пучках с фиксированной мишенью (эксперименты ДЕРН WA83, WA91, WA102 на ускорителе SPS), так и на встречных е ,'е~ пучках ускорителя ДЕРН LEP1. В первом случае экспериментальной установкой служил универсальный магнитный спектрометр ДЕРН (известный как П спектрометр) в различных модификациях; во втором случае экспериментальной установкой являлся детектор коллаборащш DELPHI [45, 46].
В силу большого различия экспериментальных условий и физической постановки задач в экспериментах на адронных пучках с фиксированной мишенью и па встречных е+е~ пучках наборы физических фонов и их амплитуды, а также возможные систематические эффекты, способные имитировать сигнал, сильно отличались в экспериментах этих двух типов. Болес того, в экспериментах даже внутри каждого из этих типов фоны и систематика могли быть весьма различными. Поэтому их рассмотрение и описание методов их определения будут даваться при изложении результатов каждого конкретного эксперимента.
.Завершая данное введение, автор хочет принести извинения тем читателям, которые, возможно, сочтут чрезмерным использование в тексте диссертации терминов из жаргона физики высоких энергий, таких как “брэмштраглунг” (тормозное излучение), “брэнчинг” (вероятность распада нестабильной частицы по конкретному каналу), “трекер” (трековый прибор, т.е. прибор, позволяющий визуализацию следов заряженных частиц и измерение кинематических параметров последних), “бин” (интервал разбиения некоторой переменной, пли канал распределения), и других часто употребляемых в данной области физики терминов.
8
»
2 Аномальное рождение фотонов в реакции 7Г~р —> hadrons + 7’s. Калориметрический метод детектирования фотонов (Эксперимент WA83).
Эксперимент WA83 [1, 2, 3], наряду с экспериментами NA22 [19] и HELIOS [21], относится к серии первых экспериментов по проверке неожиданного результата эксперимента WA27 [18]. Напомним, что в эксперименте HELIOS, в котором исследовалось рождение мягких фотонов в области их быстрот от нуля и ниже, эффект аномального рождения фотонов не был обнаружеп, в то время как в.двух других упомянутых экспериментах этот эффект был наблюден, л именно в кинематической области, близкой к таковой в эксперименте WA27. Эти первые эксперименты, как это видно сейчас, обладали рядом методических недостатков, всегда присущих экспериментам “первого поколения” при исследовании нового явления. Однако они ценны тем, что стимулировали постановку более аккуратных, более специализированных и более информативных экспериментов “второго поколения35, описываемых в следующих главах настоящей диссертации.
В эксперименте WA83 исследовалась реакция
тг~р —> hadrons + 7 (2.1)
при импульсе пучка 280 GeV/с, а под символом 7 подразумеваются прямые фотоны. Кинематическая область фотонов, в которой выделялся сигнал прямых фотонов в этом эксперименте, определялась диапазоном энергий 0.2 < < 1 ГэВ, малыми
поперечными импульсами фотонов, рт < 10 MéV/c, и диапазоном фотонных быстрот 2 < Уст s ^ 5.
2.1 Экспериментальный метод. Отбор событий.
Изучение фонов.
Эксперимент WAS3 был выполнен в ЦЕРНе на ускорителе SPS с использованием П спектрометра. Схема экспериментальной установки показана на Рис. 2.1. Пучок тг“ мезонов с импульсом 280 GéV/c падал на жидководородную мишень длиной 1 м, помещенную внутри О. спектрометра, содержавшею 13 многопроволочных пропорциональных камер (MWPC), находящихся в вертикальном магнитном поле сверхпроводящего магнита с диаметром полюсов б м и напряженностью поля 1.1 Т, и две lever arm (широкоугольные) дрейфовые камеры (DC). Эти камеры (MWPC + î DC) составляли трекер прибора, в котором с помощью программы реконструкции
TRIDENT [47] восстанавливались треки заряжеппых частиц, начиная с импульсов
9
этих частиц около 200 MeV/c. Два электромагнитных калориметра, расположенных на расстоянии 11.5 м от центра мишени, предназначались для детектирования фотонов.
Внешний электромагнитный калориметр с поперечными размерами 4x4 м2 состоял из чередующихся ‘свинцовых пластин и слоен тефлоновых трубок, наполненных жидким сцинтиллятором: В данном эксперименте этот калориметр играл вспомогательную роль, будучи используем для изучения фонов и калибровки внутреннего электромагнитного калориметра, который являлся основным детектором фотонов в этом исследовании.
Внутренний калориметр (PLUG) размером 42 х 42. см2 (см. Рис. 2.2) располагался в центральном отверстии внешнего калориметра. Он представлял собой собой так ^называемый “спагетти-калориметр” [48, 49], а именно, сцинтилляциопные волокна .диаметром 1 мм, внедренные в свинцовую матрицу, причем канавки для волокон в •свинцовой матрице имели волнообразную форму, что исключало возможность прохождения какой-либо частицей расстояния вдоль волокна, превышающего 1/4 длины •Полны, и в то же время позволяло иметь высокогранулировапный калориметр с высоким светосбором. Заметим, что это было первое практическое применение “спагетти-калориметра” в экспериментальной физике высоких энергий.
Радиационная толщина внутреннего калориметра составляла 25 Xq. Светосбор осуществлялся матрицей световодов 13 х 13, каждый из которых, собирая свет с площади одного блока “спагетти-калориметра” размером 3.2 х 3.2 см2, транспортировал его к ФЭУ. Один блок из 169 (вблизи центра) был удален, позволяя свободное прохождение пучка через калориметр. Сигнал.с каждого ФЭУ оцифровывался 12-битовым конвертером ADC с амплитудой насыщения, соответствующей эперго-выделеншо в калориметре 40 ГэВ. Калибровка калориметра была осуществлена итеративным методом, путем приведения положепия центра пика в распределении 77 масс к массе тг° мезона. При построении этого распределения использовались комбинации фотонов в широком диапазоне энергий, зарегистрированных как внутренним, так и внешним калориметрами, а также е’*'е~ пары от фотонов копверспи, восстановленные в Q спектрометре. Полученный я0 пик имел полуширину на полувысоте менее 20 МэВ/с2. Энергетическое разрешение калориметра аппроксимировалось при этом соотношением АВ/Е = 0.15/0 0.10, где Е измеряется в единицах ГэВ. Сравнение профилей электромагнитных ливней в калориметре и генерированных с помощью программы EGS [50] показало хорошее согласие между характеристиками измеренных и генерированных ливней. Угловое разрешение калориметра для электромагнитных ливней с энергией < 1 ГэВ составляло около 1 мрад.
Для регистрации заряженных частиц, падающих на электромагнитные калориметры, использовалась многопроволочная пропорциональная камера с поперечными размерами 4 х 4 м2, установленная на расстоянии 20 см перед передней плоскостью этих приборов. Ливни, ассоцшфованные с заряженными частицами, к рассмотрению не принимались. Заметим, что распределение энертовыделешш от этих частиц во внутреннем калориметре имело четкий пик при 315 МэВ, что соответствовало ожидаемой величине потерь минимально зіоііизируїощих частиц, проходящих через
калориметр без взаимодействий. , ’
Набор так называемых minimum bias событий производился на пучке 7г- мезонов низкой интенсивности (4 х 104 частиц/с) с помощью триггера, отбиравшего все нёупругие взаимодействия тг" мезонов в жидководородной мигаени; таковых, было набрано более 1 миллиона (заметим, что небольшая примесь электронов в пучке давала препебрежимо малый вклад в это число). Из них для последующего анализа было отобрано 310 ООО событий, имеющих следующие характеристики:
• Полное энерговыделепие во внутреннем калориметре меиее 50 ГэВ. Это условие было наложено для того, чтобы отобрать события с более чистым сигналом мягких фотонов.
• События должны были иметь хорошо* восстановленную вершину взаимодействия и хорошо измеренные треки заряженных частиц.
• Для уменьшения числа событий с вторичными взаимодействиями отбрасывались события, имеющие Солее 3 треков,.не ассоциированных с основной вершиной взаимодействия.
Фотоны, зарегистрированные внутренним калориметром, идентифицировались согласно следующим критериям:
• ливень в калориметре должен содержать изолированную комбинацию блоков (кластер) с энерговыделением в каждом блоке не менее 20 МэВ;
• число таких блоков в кластере должно быть не менее двух;
• центр кластера (средневзвешенное положение) должен отстоять от любой внешней границы калориметра не менее, чем на 3.5 см, и от внутренней — не менее, чем на 1.8 см (см. заштрихованные области на Рис. 2.2);
• • »кластер не может быть ассоциирован с каким-либо треком;
• радиальное распределение энерговыделения в кластере должно согласовываться с формой, характерной для электромагнитного ливня данной энергии.
Эффективность регистрации мягких фотонов при данных условиях отбора была определена путем имплантирования программным образом кластеров хорошо измеренных ливней в различные (реальные) minimum bias события. Имплантирование производилось случайным образом, тго в соответствии с измеренным угловым рас-цределеыием мягких фотонов. Полученные таким образом события обрабатывались точно так же, как и реальные данные. Имнлаитйровацный фотон считался зарегистрированным, если его энергия и положение согласовывались с их первоначальными величинами в пределах 2.5 стандартных отклонений. В зависимости от энергии и полярного угла фотонов эффективность их детектирования составляла от 25% до 70%. На Рис. 2.3 показаны распределения электромагнитных ливней во внутреннем
11
\
калориметре по поперечному импульсу и Фейнмановской переменной Хр до и после поправки на эффективность детектирования ливней с энергиями от 200 МэВ до 20 ГэВ.
‘Следующие систематические эффекты, способные имитировать избыток прямых фотонов в исследуемой кинематической области, были изучены в этом эксперименте:
• Шумы электроники:
события, содержавшие только пучковые треки (без взаимодействий в спектрометре), не имели ливней в калориметре с энерговыделением, большим 200 МэВ, что свидетельствовало в пользу отсутствия сколько-нибудь значительного вклада электронных шумов, равно как и остаточных эффектов от предшествующих событий, в амплитуду сети ала.
• Наложение нескольких низкоэнергичиых ливней:
этот фон проверялся случайным комбинированием низкоэнергичиых ливней из различных событий. Полученные таким образом искусственные ливпи имели существенно более мягкий спектр по сравнению с сигналом, и их интенсивность в исследуемой кинематической области была незначительной.
• Ливни-сателлитьт:
низкоэнергичные ливни, порожденные высокоэпергичпымн ливнями, но восстановленные отдельно от последних, изучались с помощью программы EGS. Выло найдено, что при отборах, описанных выше, сателлиты имеют более мягкий спектр и не дают существенного вклада в исследуемую кинематическую область.
• Вторичные взаимодействия в мишени:
распределение вершин событий, содержавших сигнал мягких фотонов, вдоль жидководородной мишепи было постоя 1шым с очень хорошей статистической точностью, что противоречит гипотезе о заметном вкладе вторичных взаимодействий, который приводил бы к линейному росту амплитуды сигнала при приближении вершины взаимодействия к началу мишени.
• Взаимодействия частиц в материале спектрометра (включая магнит):
Расчёт этого фона показал, что его его вклад в сигнал мягких фагонов. peri ютрируемых внутренним калориметром, незначителен. Дополнительным аргументом против наличия существенного вклада этого фона (а равно и фона вторичных взаимодействий в мишени, см. предыдущий пункт) является форма распределения сигнала мягких фотонов-по поперечному импульсу, которая характеризуется доминированием малых поперечных импульсов (см. Рис. 2.3а, 2.4а),в то время как фон от фотонов из адропньтх взаимодействий (тем более от взаимодействий в материале спектрометра) должен иметь значительно более жесткий спектр по поперечному импульсу (с максимумом при рт > 300 MeV/c); что касается фона многократно рассеянных фотонов, то он, будучи
12
весьма разнонаправленным, даёт практически равномерное распределение по этой переменной.
• Внешнее тормозное излучение, производимое электронами и позитронами от фотонов, конвертировавших внутри мишени и в материале Г2 спектрометра, составлявшее, по расчётам, 0.9% от интенсивности мягких фотонов в исследуемой кинематической области. Этот фон, вместе с более низкими фонами из вышеперечисленных источников, был вычтен из экспериментальных распределений, приведенных ниже (см. Раздел 2.3).
2.2 Расчёт уровня адронного брэмштраглунга.
Для вычисления уровня внутреннего тормозного излучения от начальных и конечных адронов использовалась каноническая формула для брэмштраглунга (её вывод хорошо изложен в [25], см. также [51]):
(1Му _ а 1 Г з з аАгопз (Г) ^
<Рк (2тг)2 Е, У р" §** (РгК)(Р3К) ’ (2*2)
где К и к обозначают фотонные четырёх- и трехмерные импульсы, Р есть 4-импульсы адронов, включая как пучковую частицу (налетающий тг“) и протон мишени, так и N вторичных заряженных адронов, в то время как р являются 3-импульсами последних; т) = 1 для пучкового тг“ и положительно заряженных вторичных адронов, т] = — 1 для протона мишени и вторичных отрицательно заряженных адронов; суммирование производится по всем N *г 2 заряженным частицам, участвующим в реакции; последний множитель под знаком интеграла есть дифференциальное сечение рождения адронов.
Как видно из формулы (2.2), она является формулой 1-го порядка по константе электромагнитного взаимодействия а. Оценки величин радиационных поправок к этой формуле, равно'как и к нижеследующим аналогичным формулам (3.2, 6.2), даны в Приложении к настоящей диссертации, в котором эти поправки рассчитываются с применением экспоненциированного спектра фотонов (подробности см. в Приложении). Эти поправки невелики и могут рассматриваться в качестве оценок систематических ошибок расчётов ио этим формулам.
Итак, распределения тормозных фотонов в реакции (2.1) были рассчитаны по формуле (2.2) подстановкой в нее параметров заряженных частиц, полученных с помощью гсиератора событий РЩТЮР [52]. Они были использованы в качестве теоретических предсказаний для сравнения с результирующими экспериментальными спектрами прямых фотонов (см. Раздел 2.3). В частности, интегральная вероятность (скорость) рождения тормозных фотонов в указанной реакции в исследуемой кинематической области 0.2 < Еу < 1 ГэВ, рт < 10 МеУ/с, рассчитанная по формуле (2.2), составила (18.2 ±0.4 ±2.0) х 10“37/событие. Здесь первая ошибка является статистической, вторая — систематической, которая, в свою очередь, состоит из двух компонент. Первая из них — это собственная погрешность формулы (2.2). Как было
13
отмечено в предыдущем абзаце, эта погрешность была оценена путем сравнения вышеприведенной интенсивности'тормозного излучения (полученной в пределах точности 1-го порядка по а) с интенсивностью, рассчитанной с учетом высших порядков теории возмущений. Разница между двумя рассчитанными величинами составила 5.1%, что и и было принято в качестве оценки систематической погрешности формулы (2.2) для реакции (2.1) в исследуемой кинематической области. Вторая компонента систематической ошибки в определении интенсивности брэмштраглунга, вносимая неопределенностью в спектрах заряженных частиц, вводимых в формулу (2.2),.составляла около 10%. Она была получена варьированием вышеупомянутых спектров, в частности, использованием спектров детектировапных заряженных частиц вместо Монте-Карловских спектров.
2.3 Экспериментальные результаты.
Экспериментальные распределения фотонов по поперечному импульсу Рг и энергии Е7} поправленные на эффективность детектирования, показаны па Рис. 2.4. Там же представлены аналогичные распределения для фотонов адронного фона, образующихся при радиационных распадах адронов (я°,а>,г/,2° и др.); эти распределения были получены с помощью Монте-Карловской программы РЩТЮГ [52|, адаптированной к условиям эксперимента \VA83. Экспериментальные распределения удовлетворительно согласовывались (в пределах 10-15%) с Монтс-Карловскимн в кинематической области, в которой фон фотонов от адронных распадов является доминирующим (рт > 80 МеУ/с, Е7 > 5 ГэВ), поэтому Мопте-Карловскпе спектры были слегка поправлены, будучи нормализованы (по амплитуде) к экспериментальным в вышеупомянутых пределах указанных переменных.
На Рис. 2.5 показаны спектры фотонов, полученпые после вычитания адронного фона, поправленного с помощью описанной нормировочной процедуры. Там же приведены соответствующие распределения для фотонов внутреннего адронного брэмштраглунга, вычисленные по формуле (2.2), как описано в предыдущем разделе. Сравнение этих распределений показывает, что экспериментальные спектры по форме весьма похожи па предсказываемые дня брэмштраглунга, но сзчцественно превышают последние по величине.
Для того, чтобы охарактеризовать это превышение количественно, интенсивности излучения фотонов, экспериментальная и предсказанная согласно формуле (2.2), были проинтегрированы в кинематической области 0.2 < Е7 < 1 ГэВ, рт < 10 МёУ/с. Полученные таким образом интегральные скорости счета фотонов составили:
• экспериментальная:
(143.7±0.4±23.8) х 10“37/событие; заметим, что первая из приведенных здесь ошибок является статистической, вторая — систематической. Последняя определялась погрешностью, вносимой поправками на эффективность детектирования фотонов и процедурой нормировки адронного фона (10%), а также неопределенностью калибровки детектора фотопов (внутреннего калориметра) по энергии, в особенности около нижней границы исследуемого кинематического дна-
14