WWW.DISSERS.RU

БЕСПЛАТНАЯ ЭЛЕКТРОННАЯ БИБЛИОТЕКА

загрузка...
   Добро пожаловать!

Pages:     | 1 || 3 |

На основе опыта, полученного при испытаниях прототипа SAD60 на установке, был собран и испытан полномасштабный детектор из кристаллов PWO SAD-150 [2]. В новой технологии интенсивность медленной компоненты кристаллов была уменьшена на порядок величины. На рис. 2a показан спектр эффективных масс -пар, измеренный PWO-калориметром при расстоянии от мишени L =3.8 м и при низкой интенсивности пучка. Разрешение по эффективной массе -мезона составляет при этом 2.9%. При высокой интенсивности разрешение ухудшается на 7% (рис. 2b). Этот эффект объясняется неоднородной структурой детектора: на периферии, куда в основном попадают -кванты от распада -мезонов, расположены медленные кристаллы. Проведенные измерения доказали перспективность использования PWO-калориметров как прецизионных масс-спектрометров частиц, распадающихся на фотоны.

Рис. 2. Спектр эффективных масс -пар, измеренный PWO-калориметром при расстоянии от мишени L =3.8 м. Рисунок из работы [2].

Во второй главе представлено изучение системы -мезонов, образующихся в реакции (1). Процесс изучался при импульсе 32.5 ГэВ/c, при этом оба -мезона регистрировались по моде распада на два фотона. Экспериментальные данные были набраны в течение пяти сеансов работы ускорителя. Суммарный поток --мезонов, пропущенных через мишень установки, составил 1.11012 частиц. Чувствительность представленных измерений составила 1.5 пбн-1.

Для выделения реакции (1) из реконструированных событий с четырьмя -квантами в конечном состоянии были применены следующие критерии отбора:

– суммарная энергия четырех фотонов лежит в интервале 28.– 35.5 ГэВ;

– энергия фотона в ГАМС превышает 0.6 ГэВ, а в ШАД – 0.15 ГэВ;

– два фотона, попавшие в ГАМС, рассматриваются как один, если эффективная масса этой пары менее 25 МэВ, а расстояние между фотонами меньше 35 мм;

– расстояние между осью пучка и точкой попадания любого фотона в детектор превышает 30 мм;

– инвариантная масса -пары, идентифицированной как, лежит в интервале 480 < m < 620 МэВ;

– уровень достоверности 2C-фита (фиксировались массы двух -мезонов) составляет 92%.

Для подавления фона от более интенсивных 00- и 0-каналов реакции отбрасывались события, если хотя бы в одной из комбинаций:

– инвариантная масса любой -пары < 200 МэВ;

– инвариантная масса обеих -пар < 260 МэВ;

– инвариантная масса одной -пары < 260 МэВ, а другая лежит в интервале 420-680 МэВ.

Эффективность и разрешение установки определялись методом Монте-Карло, при этом учитывались геометрия спектрометра, разрешение детекторов, а также процедуры отбора и кинематического анализа событий. Эффективность была представлена в виде разлоM жения по сферическим функциям YL (GJ) (GJ, M, t) = lm(M, t)Re {Ylm(GJ)}, (4) l,m где GJ [cos GJ, TY] – пространственный угол в системе Готтфрида–Джексона.

Эффективность плавно изменяется в зависимости от эффективной массы -системы вплоть до 4.5 ГэВ. Разрешение установки по массе составляло 17 МэВ при массе 1.5 ГэВ, 35 МэВ – при 2 ГэВ, около 80 МэВ – при 3 ГэВ и около 160 МэВ при 4 ГэВ.

Угловые распределения -мезонов в системе Готтфрида–Джексона могут быть выражены в виде разложения по сферическим гармониM кам YL (GJ) 8 0 M I(GJ) = t0 YL (GJ) + 2 tM Re YL (GJ). (5) L L L=0 M=В диссертации показаны наиболее значимые коэффициенты разложения tM ряда (5), далее, для краткости “моменты”. Эти моменты L в предположении спиновой когерентности могут быть выражены в терминах парциальных амплитуд. Все моменты с M > 2 не имеют значимых отклонений от нуля, это позволяет допустить, что влиянием волн с |m| 2 при анализе изучаемой области масс -системы можно пренебречь. Кроме этого, моменты с M = 2 также значимо не отличаются от нуля. Заметим в этой связи, что указанные моменты выражаются через D--, D+-, G--, G+-волны в виде линейных комбинаций: (D2 - D+), (G2 - G2 ) и (D-G- + D+G+), – - - + это указывает на примерное равенство D--,D+- и G--,G+-амплитуд в изучаемой реакции. Для волн высших порядков эта особенность также имеет место. Такое поведение хорошо согласуется с моделью Окса–Вагнера.

Моменты с M = 0 на порядок величины больше соответствующих моментов с M = 1, что указывает на доминирующую роль волн с m = 0. При этом наблюдение слабых D-- и G--амплитуд возможно в интерференции с относительно более интенсивными S- и D0-волнами. Другая ситуация имеет место с D+- и G+-амплитудами, которые входят в выражения для моментов (5) в виде квадратов или произведений друг с другом и, следовательно, их вклад сильно подавлен. Таким образом, малая величина моментов с M = 2 в случае, если D--, D+-, G--, G+-волны велики, может быть, когда D--, D+и G--, G+-амплитуды равны друг другу. Другая возможность – это просто малые величины амплитуд D--, D+-, G--, G+-волн. Как будет показано в дальнейшем, предпочтительным является второй сценарий. Отметим, наконец, ненулевые значения момента t0 для масс больше 2.5 ГэВ, что указывает на проявление волн со спином и выше в этом интервале масс.

Процедура масс-независимого ПВА в модели спиновой когерентности подробно описана в литературе. Для подгонки угловых распределений в каждом массовом интервале используется метод максимума правдоподобия, который сводится к минимизации функционала в терминах парциальных амплитуд N F = - ln I(i ) + tM M, (6) GJ L L i=1 L,M где N- число событий в выбранном массовом бине, M - моменты L в разложении эффективности регистрации, а tM - моменты угловых L распределений, выраженные через парциальные волны.

Для анализа данных в диапазоне до 1.7 ГэВ ширина бина была выбрана равной 20 МэВ. В этой области масс существенны только волны с J =0 и 2. Таким образом, рассматривались волны S, D0, D- и D+. Два возможных решения представлены на рис. 3.

Мы рассматриваем второе решение как нефизическое из-за большой интенсивности D-волны на пороге реакции. В физическом решении вклад волн с m = 0 всюду существенно больше, чем вклад волн с |m| = 1. Другой характерной особенностью данных является фазовая когерентность D0- и D--волн (в наших обозначениях разность фаз для этих волн равна ). Эта особенность уже отмечалась в предыдущих экспериментах по изучению рождения и KK в зарядово-обменных реакциях, она находится в хорошем соответствии с предсказаниями модели Окса–Вагнера. В области масс до 1.7 ГэВ вклад от G-волны пренебрежимо мал, вследствие чего выбранное решение является однозначным. На самой последней стадии анализа амплитуда G0-волны до 1.7 ГэВ фиксировалась из полученного масс-зависимого решения. Для ПВА в интервале масс -системы от 1.7 до 2.5 ГэВ ширина бина была выбрана равной 40 МэВ. Вклад волн с J 4 заметен в моментах t0 и t0. Анализ показал, что 6 0 0 0 0 0 0 2.5 2.0 2 -2.5 -2.0 1.1 1.5 1.9 1.1 1.5 1.9 1.1 1.5 1.9 1.1 1.5 1.Рис. 3. Результаты масс-независимого ПВА -системы при -t < 0.2 (ГэВ/c)2 в массовом интервале 1.1 - 1.7 ГэВ с учетом S-, D0-, D+-, D--волн. Показаны два возможных решения. Второе решение рассматривается как нефизическое. Рисунок из работы [3].

вкладом высших волн в этом интервале можно пренебречь. На начальном этапе ПВА учитывались только S-, D0- и G0-волны (что соответствует J = 0, 2, 4 с m = 0). В этой упрощенной модели ПВА число нетривиальных решений равно двум. На следующем этапе к полученным решениям были добавлены волны с |m| = 1, а именно D-, D+ и G-, G+, и анализ был проведен повторно. В результате были найдены решения с малым вкладом D--, D+- и G--, G+-волн.

И поскольку моменты с M = 0 везде существенно больше моментов с M = 1, только эти решения рассматривались в дальнейшем анализе.

Таким образом, в каждом интервале было найдено два различных решения.

Одно из двух возможных решений представлено на рис. 4.

2.-2.2.2.-2.1.5 2 1.5 Рис. 4. Первое решение (предпочтительное) масс-независимого ПВА системы при -t <0.2 (ГэВ/c)2 в массовом интервале 1.1 - 2.5 ГэВ с учетом всех волн до спина 4 включительно. Волны с проекциями + и - не показаны как несущественные. Сплошные линии – результат масс-зависимого ПВА. Рисунок из работы [3].

В S-волне наблюдаются три относительно широких пика при 1.3, 1.6 и 2.2 ГэВ. В спектре S-волны заметна узкая структура, соответствующая f0(1500)-мезону. В предыдущих экспериментах сотрудничества ГАМС наблюдался только один пик в районе 1.6 ГэВ (G(1590)-мезон). Параметры этого резонанса отличались от параметров скалярного резонанса, наблюдаемого в других экспериментах.

В настоящем эксперименте была получена на порядок большая статистика, что позволило разделить сигнал в районе G(1590) на два резонанса f0(1500) и f0(1710). Этот результат согласуется с данными эксперимента WA102, в котором в +-- и K+K--каналах наблюдался сигнал от скалярного f0(1710)-мезона. Отметим также пик в районе 2.2 ГэВ, который наблюдается только в этом решении. В D0-волне видны три пика в районе 1.4, 1.9 и 2.4 ГэВ. Наконец, в G0-волне виден сигнал от f4(2050)-мезона. Все вместе это позволяет предпочтительно интерпретировать данное решение как физическое.

В области масс выше 2.5 ГэВ с помощью аналогичной процедуры были найдены два решения. Ширина массового бина была выбрана равной 80 МэВ. Поскольку момент с L = 10 показывает присутствие соостояний с высшими спинами, в фит были добавлены амплитуды для спина 6. Резкое изменение параметра наклона t-зависимости в районе 3 ГэВ указывает на возможный вклад волн с обменом натуральной спин-четностью. Число нетривиальных решений в этом случае только для амплитуд с ненатуральной спин-четностью возрастает до 32. В упрощенном варианте анализа нами были найдены только два решения, соответствующие двум решениям из области до 2.5 ГэВ. В найденных решениях в J-волне на рис. 5 виден широкий пик в районе 3 ГэВ.

Для определения параметров резонансов, образующихся в системе, поправленные на эффективность экспериментальные моменты фитировались моментами, вычисленными на основе модели ПВА.

Выражение для lm-парциальной амплитуды Nres Alm(M) = almeikBWk(M), (7) k k=где Nres-число резонансов в каждой парциальной волне, ak, kамплитуда и фаза резонанса k, BWk-релятивистские амплитуды Брейта–Вигнера с барьерными факторами Блатта-Вайскопфа. Ранее для описания относительно узкого пика в D-волне в районе 1.4 ГэВ использовались два близких резонанса f2(1270) и f2(1525). В нашем фите параметры этих резонансов были зафиксированы согласно их табличным значениям. Для f2(1270) мы полагали, что насыщает его полную ширину.

1.0.2.4 2.8 3.Рис. 5. J0-волна, полученная в результате масс-независимого ПВА системы при -t <0.2 (ГэВ/c)2 в массовом интервале 2.4 - 3.6 ГэВ.

Показан результат для двух масс-независимых решений. Сплошные линии – результат масс-зависимого ПВА для двух различных решений. Небольшое расхождение результатов масс-независимого и масс-зависимого ПВА в области масс 3.4 ГэВ и выше связано, вероятно, с влиянием спина 8. Рисунок из работы [3].

Результаты масс-зависимого ПВА представлены в виде таблиц для двух найденных решений. Обсуждаются параметры резонансов и приводятся аргументы в пользу одного из решений. Положение резонанса M = (1495 ± 15) МэВ хорошо согласуется с табличным значением для f0(1500)-мезона, однако полученное значение для его ширины = (90 ± 20) МэВ несколько меньше табличного.

Пик в S-волне в районе 1.7 ГэВ мы интерпретируем как f0(1710)мезон. Для его массы и ширины получены следующие значения:

M = (1680 ± 20) МэВ и = (260 ± 50) МэВ.

Резонанс f0(2200) виден только в физическом решении. Следует отметить, что это состояние проявляется лишь при учете в анализе G-волны. В обоих решениях ПВА наблюдается также и широкое состояние со спином 6. Для его массы и ширины получены следующие оценки:

M = (3150 ± 150) МэВ и = (700 ± 150) МэВ.

Наконец, используя измеренное при 38 ГэВ/c сечение образования в зарядово-обменной реакции f2(1270)-мезона равное (2.6 ± 0.2) мкбн и после поправки на его зависимость от энергии, для относительной ширины распада f2(1270) было получено значение BR(f2(1270) ) = (2.7 ± 0.7) 10-3, что согласуется с табличным значением для этой величины и свидетельствует в целом о согласованности данных настоящего эксперимента с предыдущими.

В целом, нам удалось достичь приемлемого качества описания данных с помощью ограниченного набора резонансов, проявляющихся в физическом, с нашей точки зрения, решении ПВА. Вместе с тем, очевидны и ограничения данного метода. Во-первых, при анализе не принимались во внимание другие процессы образования и распада резонансов. Во-вторых, хорошо известно, что параметризация амплитуды в форме Брейта–Вигнера хорошо работает вдали от порогов реакций и в отсутствии сильного перекрытия резонансов.

Напротив, для -системы в реакции (1) характерно наличие многих перекрывающихся резонансов в каждой парциальной волне, при этом два весьма важных резонанса, f0(1370) и f2(1270), образуются вблизи порога. Поэтому мы рассматриваем полученные результаты как неплохую отправную точку для совместного анализа, который должен включать также наши данные по 00- и KsKs-системам.

В третьей главе представлено исследование реакции (2) при импульсе пучка 32.5 ГэВ/c. Ранее эта реакция не изучалась. Оба -мезона регистрировались в моде распада на два -кванта. Интерес к -системе вызван тем, что экзотические, прежде всего глюонные состояния, могут иметь интенсивную моду распада по этому каналу.

Получение данных в реакциях с каонами может оказаться весьма полезным для изучения природы образующихся резонансов.

Рис. 6. Спектр инвариантных масс -систем в реакции (2). Рисунок из работы [4].

В спектре масс (рис. 6) хорошо виден узкий пик в районе 1500 МэВ. Фон под пиком незначительный, небольшая статистика не позволяет делать какие-либо выводы о наличии других структур в массовом спектре. Наиболее естественно отождествить наблюдаемый пик с f2(1525)-мезоном. Образование f2(1525) в реакции K-p f2(1525)(/0) KsKs (8) было детально изучено ранeе.

Полученная статистика недостаточна для проведения масснезависимого ПВА. Масс-зависимый ПВА был проведен для событий из массового интервала от 1.4 до 1.7 ГэВ и переданного импульса от 0 до 1.6 (ГэВ/c)2 для трех альтернативных гипотез спина наблюдаемого резонанса: J = 0, 2 и 4. Использовался метод максимума правдоподобия, при этом минимизировался функционал:

Pages:     | 1 || 3 |






© 2011 www.dissers.ru - «Бесплатная электронная библиотека»