Измерение ширины радиационного распада Λ(1520)-Λγ

• Автор: Вавилов, Дмитрий Вадимович
• Шифр специальности: 01.04.23
• Научная степень: Кандидатская
• Год защиты: 2005
• Место защиты: Протвино
• Количество страниц: 78 с. : ил.

1 Теоретическое описание радиационных распадов гиперонов
1.1 Систематика (дад)-барионов в кварковой модели
1.2 Распады 2[l]sn(3) —> Л7 и 2[I]st/(3) —> £°7
1.3 Кварковые структуры гиперонных состояний и различные каналы радиационных распадов
1.4 Вероятность радиационных распадов гиперонов в различных моделях
2 Установка СФИНКС
2.1 Введение
2.2 Пучок и пучковая часть установки
2.2.1 Пучок
2.2.2 Сцинтилляционные счетчики
2.2.3 Пучковые сцинтилляционные годоскопы
2.2.4 Мишень и охранная система
2.3 Спектрометр
2.3.1 Система пропорциональных камер
2.3.2 Дрейфовые трубки
2.3.3 Триггерные сцинтилляционные годоскопы
2.4 Многоканальный пороговый черенковский детектор
2.5 Черенковский детектор RICH
2.6 Электромагнитный калориметр
2.7 Адронный калориметр
2.8 Система сбора данных
2.8.1 Аппаратная часть
2.8.2 Программное обеспечение
2.9 Триггер установки
3 Обработка данных
3.1 Этапы обработки данных
3.2 Реконструкция событий
3.2.1 Система координат

3.2.2 Реконструкция треков и вершин взаимодействия
3.2.3 Идентификация частиц
3.2.4 Реконструкция энергии и координат гамма-квантов в электромагнитном калориметре
3.3 Предварительный отбор событий
4 Исследование радиационного распада Л(1520) —+ Л7
4.1 Введение
4.2 Выделение реакций
4.2.1 Сигнальная реакция
4.2.2 Калибровочная реакция
4.3 Монте-Карло расчеты
4.3.1 Моделирование установки
4.3.2 Моделирование реакций
4.3.3 Расчеты эффективностей
4.3.4 Исследование спектра М(Л7)
4.4 Полученное значение относительной вероятности и парциальной ширины распада
4.5 Оценка систематической ошибки
4.6 Подтверждение наблюдения резонанса
4.7 Обсуждение результатов
Заключение
Литература
Список иллюстраций
Список таблиц

Актуальность проблемы
Исследование радиационных распадов является важной составной частью адронной спектроскопии, позволяющее получить информацию об электромагнитной структуре сильновзаимодействующих частиц и о соответствующих им кварковых конфигурациях. Многочисленные данные о радиационных распадах легких мезонов суммированы, например, в обзорах [1,2], а данные о N я А барионах — в [3,4]. В то же время радиационные распады гиперонов до сих пор мало изучены [5]. Одним из немногих сравнительно легко доступных для изучения радиационных распадов гиперонов является распад
Л(1520) Л7 (1)
Теоретические предсказания парциальной ширины этого распада в различных моделях очень чувствительны к предположениям об 8и(3) структуре волновой функции Л(1520)-гиперона, лежат в широком диапазоне от 30 кэВ до 215 кэВ (см. обзор [5] и ссылки там), и уже одно это представляет интерес для экспериментаторов.
Ширина радиационного распада (1) определялась в двух экспериментах. Первое измерение [6] было выполнено в пузырьковой камере при резонансном образовании Л(1520)-гиперона в сепарированном пучке /('“-мезона с импульсами от 270 до 470 МэВ/с. Фотоны в этом опыте не регистрировались, а выделение радиационного распада (1) проводилось в реакции К~+р —* Л+(нейтральные частицы) при анализе спектра недостающих масс по отношению к Л-гиперону. Радиационная ширина распада (1), определенная из данных [6], составляла Г[Л(1520) —> Л7] = (134±23) кэВ1. При этом поправка для фотонного спектра, обусловленная другим радиационным распадом Л(1520) —> Е°7, вводилась из теоретических соображений, являлась модельно-зависимой и, по-видимому, приводила к некоторому занижению величины Г[Л(1520) —> Л7] в [6]. Второе измерение той же радиационной ширины Г[Л(1520) —► Л7] = 33 ± 11 кэВ было проведено при прямой регистрации Л-гиперона и фотона для соответствующего распада в опытах по резонансному образованию Л(1520). Этот результат был представлен на конференции РА№С-84 [7] (см. также [8]). Резкое расхождение между результатами [6] и [7,8] требует дальнейшего изучения радиационных распадов Л-гиперонов.
!В оригинальной работе приводится значение 150±30 кэВ соответствующее мировому среднему значению для полной ширины тех лет Гд(152о) = 17,4 МэВ, цитируемое значение соответствует поправке на текущее мировое среднее — 15,6 МэВ.

Программа Монте-Карло не может одинаково хорошо моделировать все аспекты физической реальности. Требования отбора должны использовать только те аспекты, которые хорошо воспроизводятся, иначе ответ может содержать большую систематическую ошибку связанную со смещенной оценкой 6i, б2.
Процедуры выделения сигнальной и калибровочной реакций и определения чисел Niд описаны в разделе 4.2, нахождение эффективностей ei>2 — в разделе 4.3.
4.2 Выделение реакций
4.2.1 Сигнальная реакция
Характерное событие сигнальной реакции (4.4) должно выглядеть следующим образом: трек от К+ мезона, берущий начало в углеродной мишени установки, еще два трека, соответствующие р и тт~ (от распада нейтральной Л-частицы, трек которой не фиксируется установкой), берущие начало в любой точке между первичной вершиной и примерно серединой блока PC (cry ~ 160 см), фотон, образованный в первичной вершине (Л(1520) короткоживущая, ст ~ 10-12 см) и попавший в ECAL, возможно, вылетевший из вещества мишени нуклон отдачи, отсутствие в установке каких-либо других частиц, кроме вышеперечисленных (см. рис. 4.1). Пренебрегая незначительной энергией, уносимой частицей отдачи, можно также сказать, что суммарная энергия всех вторичных частиц равна энергии налетающего пучкового протона.
Рис. 4.1: Топология события сигнальной реакции
Соответственно построена и процедура отбора, которая нацелена на выделение эксклюзивной реакции ровно с тремя восстановленными треками, которые идентифицированы как К+, р и 7г”, причем эффективная масса двух последних частиц соответствует массе Л-гиперона, а их треки образуют характерную “вилку” с основанием, находящимся на некотором расстоянии от мишени; в электромагнитном калориметре имеется единственный кластер, не ассоциированный с заряженными частицами и идентифицированный как фотон, а суммарная реконструированная энергия всех частиц (включая фотон) равна, в пределах ошибки измерений, энергии пучкового протона (70 ГэВ).
На первом этапе отбираются события ровно с тремя реконструированными треками: двумя, соответствующими положительным частицам и одним - отрицательным (далее просто положительные и отрицательные треки). Поскольку положительных трека