Содержание к диссертации
Введение
Глава I. ПРИНЦИПЫ ПОСТАНОВКИ ЭКСПЕРИМЕНТА 8
1.1. Регистрация частиц в конечном состоянии. . 8
1.2. Особенности динамики 8
1.3. Особенности кинематики 9
1.4. Поиски глюболов 9
Глава П. АППАРАТУРА 16
2.1. Установка ГАМС-2000 и условия измерений.. 16
2.2. Система контроля ГАМС 19
2.2.1. Принцип работы 19
2.2.2. Импульсные светодиоды 22
2.2.3. Световоды 25
2.2.4. Нормировка на oi-источник 28
2.2.5. Надежность системы 28
2.2.6. Использование системы контроля в эксперименте 30
2.2.7. Заключительные замечания 31
Глава Ш. ОБРАБОТКА ДАННЫХ 33
3.1. Основные процедуры 33
3.2. Запись ST 33
3.3. Программа геометрической реконструкции ; 36
3.4. Процедура подавления ложных г-квантов 37
Глава ІV. РЕАКЦИЯ 43
4.1. Идентификация реакции 43
4.2. Эффективность 46
4.3. Массовое и угловые распределения 47
4.4. Парциальные волны 53
4.5. Параметры резонансов 59
4.6. Сечения образования и относительные парциальные ширины 63
Глава V. РЕАКЦИЯ 66
5.1. Общие замечания 66
5.2. Идентификация реакции 67
5.3. Спектр масс, -зависимость и угловое распределение 70
5.4. Распады G(I590)
Глава VI. ОБСУЖДЕНИЕ РЕЗУЛЬТАТОВ 76
6.1. Природа (1590)-мезона 76
Б.2. Распады Г-*М и -f-*^ 82
ЗАКЛЮЧЕНИЕ 84
1. Результаты 84
2. Благодарности 85
ЛИТЕРАТУРА 87
- Регистрация частиц в конечном состоянии.
- Установка ГАМС-2000 и условия измерений..
- Запись ST
- Идентификация реакции
- Спектр масс, -зависимость и угловое распределение
Регистрация частиц в конечном состоянии
Причина слабой изученности реакции (I) и отсутствия данных о реакции (2) - в большой сложности идентификации их продуктов: в любом интенсивном канале распада ft- и ft -мезонов присутствуют Y KBaHTH» и ля выделения состояния их фона нужна их прецизионная регистрация. Качественно новые возможности в этом плане открываются с появлением ячеистых электромагнитных калориметров типа ГАМС 3»4Л Используя только нейтральные распады h = 2 (39$) и =»2 у (1,9$), можно полностью отказаться от детекторов заряженных частиц и свести наблюдение как так и системы к регистрации четырех -квантов, что, как будет показано ниже, может быть успешно осуществлено на спектрометре типа ГАМС.
1.2. Особенности динамики.
Динамика образования bj- и fy -систем в реакциях (I), (2) благоприятствует поиску скалярных резонансов. Рассмотрим внутренний угловой момент J двухчастичной системы, который для бессшшовых частиц совпадает с орбитальным моментом их относительного движения (: Т» , и его зависимость от массы системы. Вблизи кинематического порога вклад волн с высоким подавлен барьерным фактором Q.2 м, где (Я -импульс частиц в их с.ц.м. . Так как порог этот высок ( 1,1 ГэВ для kh и -1,5 ГэВ для и ), то можно ожидать, что $-волновые резонанси не будут сильно маскироваться интенсивными высшими волнами вплоть до масс 2 ІЬВ. В этом отношении ситуация отчасти похода на Ж и выгодно отличается от систем тгіг , тт , где в области 1+2 ГэВ доминируют Ъ -волновые резонанси f (1270) и А2(1320).
1.3. Особенности кинематики.
С другой стороны, высокий кинематический порог в спектре масс дает большие преимущества и в чисто экспериментальном, "детекторном" аспекте: если импульс частиц Р в их с.ц.м. невелик (а этим и определяется исследуемая область), а энергия пучка достаточно высока, то наблкщается эффективный снос продуктов вперед в лаб. системе. То-есть, независимо от направления разлета в с.ц.м., в лаб. системе обе частицы летят вперед и имеют большую энергию, что является оптимальным для их регистрации. Для сравнения: в случае сильно асимметричного (в направлении вперед-назад) распада дипиона с массой . 500 МэВ один из зг-мезонов практически ненаблюдаем из-за малой энергии и большого угла вылета). Следует отметить далее, что высокая эффективность во всем доступном для реакций (I), (2) фазовом объеме -благоприятное обстоятельство для восстановления парциальных амплитуд по угловым распределениям.
Установка ГАМС-2000 и условия измерений
Образование и- и у у -систем с последующим распадом на у-кванты изучалось на установке ГАМС-2000 3 на ускорителе И$БЭ. Схема эксперимента показана на Пучок падающих її чле зонов с импульсом 38 ГэВ/с определяется спинтилляпионными счетчиками 3j- 5, черенковскими счетчиками Cj, С4 и пучковыми годоскопами Hj, Hg. При выборе величины импульса преследовалась цель обеспечить больший снос конечных продуктов вперед и лучший аксептанс; импульс 38 ГэВ/с -максимально возможный для канала 4В при условии сохранения высокой интенсивности ( 10 /цикл).
Жидководородная мишень L Н2 длиной 40 см окружена сцинтил-ляционными счетчиками антисовпадений FT» р2» - 1-12» 32 помощи которых вырабатывается нейтральный триггер - триггер на взаимодействие л "-мезонсг в мишени с нейтральным конечным состоянием. Следующая группа счетчиков, также включенных в антисовпадения, регистрирует Y-кванты, которые не попадают в апертуру ГАМС. Сюда входят 72 стеклянных счетчика охранной системы 1-72 12 аналогичных счетчиков Гз j_j2 и ливневые счетчики--сэндвичи /"4-5 Рис. 4. Схема эксперимента. Н3 4 двухкоординатные годоскопы.с шагом 1мм; С4 » газовый пороговый черенковскии счетчик для идентификаций частиц в пучке; 4 5 последние из сцин-тилляционных счетчиков, определяющих пучок, падающий на жидководородную мишень //2 (расположенные до них сция-тилляционные счетчики [_з ГДСК01Ш Hj 2, а также черен-ковские счетчики С]-_з на рисунке не показаны);
Запись ST
Исходный массив данных содержал примерно 250 магнитных лент (плотность записи 1600 bpi , примерно 10 бит информации), большая часть которых записана в условиях смешанного триггера: параллельно с реакциями (2.3) (эксклюзивный триггер) записывались данные об инклюзивном образовании % -частиц (инклюзивный триггер) 46Л Обработка разбита на 5 основных этапов:
1) геометрическая реконструкция и запись лент в компактном формате (2 ST );
2) идентификация процессов (2.1) и (2.2);
3) расчет эффективности;
4) анализ угловых распределений и восстановление парциальных амплитуд;
5) фит парциальных волн и определение параметров резонан-сов.
3.2. Запись 3 ST .
Как уже отмечалось в Главе I, эксперимент носил поисковый характер. Поэтому в начале обработки не было ни программ второго этапа, ни даже четко сформулированных принципов, которые могли бы лечь в их основу. В этих условиях представлялось вероятным, что потребуется многократная обработка 2 5Г» записанных на первом этапе. Поэтому было решено сделать формат ST максимально плотным, чтобы уже на этой стадии избавиться от большого массива лент. Этой же цели служил отбор событий на первом этапе.
Прежде всего, были отсеяны события инклюзивного триггера как требующие специальной обработки. Для оставшихся эксклюзивных событий введен отбор по энерговыделению в ГАМС, и только события, прошедшие этот отбор, подвергались геометрической реконструкции. Этот отбор улучшает выделение процесса типа (2.3), где вся энергия конечного состояния (за исключением незначительной энергии нейтрона отдачи) уносится f-квантами и выделяется в ГАМС. Качество выделения иллюстрируется рис. 10, где показано полное энерговыделение в ГАМС с учетом его калибровки электронами с энергией 25 1ЪВ.
Введение дальнейших отборов представлялось привлекательным для сокращения числа выходных лент, однако эти отборы не были сделаны, чтобы сохранить определенную свободу на следующих этапах анализа. Во-первых, на Ъ7 записаны события (2.3) без отбора по множественности -квантов к . При этом преследовалась цель изучить (и, по возможности, исправить) "перекачки" -- случаи ошибочного определения множественности программной реконструкции. События с к от 3 до 5 составили 7С$ от общего числа. Во-вторых, хотя значительную часть записываемых на !М7 событий составляли события парного образования ЗГ "-мезонов
Идентификация реакции
Для анализа отобраны события с четырьмя f-квантами. Для каждой пары у-квантов была определена эффективная масса МУ4.» ( с,j = 1,2,3,4; 6 комбинаций на одно событие). Как видно из полученного спектра масс (рис. 14а), основная часть событий принадлежит к реакции парного образования Ґ -мезонов 47 Гр- вЛИ (4.1) (в тон числе образование - и -мезонов с распадом на їїІГ) Далее отбирались события, в которых масса одной из пар соответствовала и -мезону: 450 МэВ М . 650 МэВ и определялась масса оставшейся пары (рис. 146). Трудности идентификации малоинтенсивного процесса (2.1) связаны с наличием большого комбинаторного фона (рис. 14а) от реакции (4.1), сечение которов в 30 раз выше, чем в случае (2.1) - . Менее опасна Рис. 14. а) Спектр масс пар т-квантов в реакции (2.3), к=4 (6 комбинаций на одно событие);
Спектры масс Y""naP в других интервалах Ми аналогичны. реакция І"]р- у/70и /48/э интенсивность которой близка к (2.1). Фон остается значительным и после того, как выделены события с у-парами, массы которых соответствуют -мезонам (рис. 146). Попытка уменьшить этот фон путем отбора таких событий, в которых исключена интерпретация как ҐҐ или ьп , не приводит к успеху. Эффективным оказывается только более жесткий отбор: режекция событий, содержащих хотя бы одну (из шести) г-пару, соответствующую 7Г-мезону (интервал 90-180 МэВ) . Этот отбор резко подавляет комбинаторный фон (рис. 14в). Отобранные 13000 i -событий практически свободны от фона - рис. 14г.
Кинематические характеристики -мезонной пары определялись на основании ЗС-фита событий (фиксированы массы всех частиц, т.е. Щх Щц » Е = 38 ЬВ + Ь/2М , где ??-сумма энергий всех г-квантов, Мц.и t - масса нейтрона и квадрат переданного ему 4-импульса).
Эффективность.
Зависимость эффективности от массы МИЙ И сферических углов 9 и у в системе координат Готтфрида-Джексона для реакции (I) была определена путем моделирования на основе банка реальных ливней /4/. Обработка событий при моделировании производилась с помощью той же системы программ, что и при анализе экспериментальных данных.
Эта процедура позволяет определить значения с процентной точностью /4/, она учитывает как геометрию установки (в нашем случае аксептанс близок к единице), так и эффективность программ реконструкции и кинематического анализа и влияние используемых критериев отбора в условиях реального эксперимента. Благоприятной особенностью кинематики реакции (І) в интересующей нас околопороговой области масс h является значительный снос V)-мезонов вперед в лабораторной системе координат. В результате аксептанс спектрометра остается высоким даже при cos 6? = і , а эффективность (М 0, f ) является плавной и мало меняющейся функцией массы и углов (рис. 17). Это позволяет хорошо аппроксимировать ее линейной комбинацией небольшого числа сферических гармоник:
Спектр масс зависимость и угловое распределение
Процедура ЗС-фита и вычисления эффективности регистрации 6 аналогична описанной в Главе ІУ. Из-за еще большей, чем в случае реакции (2.1), близости исследуемой области масс к кинематическому порогу усиливается снос »р и ц -мезонов вперед в лабораторной системе (см. Гл. I). В результате эффективность ока-залась почти не зависшей ни оТ шосн Mff , ни о сферических углов в системе Готтфрида-джексона. Ее абсолютное значение =25$. -распределение реакции (2.2) аналогично t-распределениям реакций (2.1), (4.1) (рис. 22). Это говорит о доминантности механизма ОРЕ. Хотя этот факт и не будет иметь такого значения для анализа, как в случае (2.1), массовый спектр (рис. 23) и угловое распределение в системе Готтфрида-Дкексона (рис. 24) построены с отбором \ї 0,2 (ГэВ/с) . Такой отбор, сохраняя основную чвсть статистической выборки (см. рис. 22), дает возможность точнее сравнивать интенсивности реакций (I) и (2). Кроме того, идентификация реакции (2.2) при \t) 0,2 (ГэВ/с) вообще проблематична: распределение, аналогичное рис. 216, содержит большой фон.
