Радиационные распады ф-мезона Ф-эта гамма и Ф-πи0 гамма

• Автор: Иванченко, Владимир Николаевич
• Шифр специальности: 01.00.00
• Научная степень: Кандидатская
• Год защиты: 1985
• Место защиты: Новосибирск
• Количество страниц: 98 c. : ил

ГЛАВА I. ДЕТЕКТОР И ЭКСПЕРИМЕНТ

1.1. Нейтральный детектор

1.2. Энергетическое и угловое разрешение детектора

1.3. Эксперимент на накопителе ВЭПП-2М

Глава II. ОБРАБОТКА ДАННЫХ

2.1. Организация обработки экспериментальных данных

2.2. Алгоритм реконструкции событий

2.3. Метод кинематической реконструкции

Глава III. МОДЕЛИРОВАНИЕ ЭКСПЕРИМЕНТА

3.1. Организация моделирования

3.2. Моделирование двух-и трехквантовой аннигиляции

ГЛАВА 17. ИЗМЕРЕНИЕ РАДИАЦИОННЫХ РАСПАДОВ Ф-МЕЗОНА
4.1. йщеление трехфотонных событий
4.2. Результаты обработки трехфотонных событий
4.3. Анализ систематических ошибок
4.4. Обработка многофотонных событий
Глава V. ОБСУЖДЕНИЕ РЕЗУЛЬТАТОВ
5.1. Теоретическое описание радиационных распадов
5.2. Радиационные ширины мезонов и параметры кварков
ЗАКЛЮЧЕНИЕ
ЛИТЕРАТ УРА

Радиационные переходы между векторными и псевдоскалярными мезонами являются важнейшим источником информации о строении и свойствах адронов. Такие переходы сопровождаются излучением фотона с моментом и четностью І+. Хорошо известны аналогичные переходы между уровнями атомов и молекул [і], а также между уровнями мюонных атомов [2]. Все эти переходы называются магнитными дипольними переходами. Их ширина выражается через магнитный момент перехода /л и частоту фотона и) следующим образом:
Г= (I)
Радиационные распады векторных мезонов традиционно привлекают к себе внимание, поскольку эти реакции обладают рядом интересных свойств.
Во-первых, в этих реакциях не меняется кварковый состав мезона, а происходит переворот спина одного из кварков, следова -тельно, вероятности этих процессов зависят от структуры и кваркового состава мезонов. Процессы адронизации легких кварков, плохо поддающиеся точному описанию, в этих реакциях отсутствуют.
Во-вторых, ЗУ ІЗ) симметрия связывает между собой вероятности всех возможных радиационных переходов между векторными и псевдоскалярными мезонами. Существует одиннадцать таких переходов между мезонами, состоящими из легких кварков, причем, вероятности большинства из них измерены (Табл.1). По этой причине, во многих теоретических работах, посвященных физике легких кварков,обсуждались ширины радиационных переходов (см.обзор [з]).
Первые теоретические работы [4-7] , содержавшие количественные предсказания этих ширин, были выполнены в рамках нерелятивистской кварковой модели в 1965 году. В Табл.1 приведены среднемировые экспериментальные данные [8], предсказания наивной нереТаблица I. Ширины радиационных распадов легких векторных мезонов
Распад Г(кэВ),экеп./8/ Г(кэВ),теор./4/ Г(кэВ),теор/^
(О 860 ± 50 1200
* 3.0 +2*5 -1,8 29 ± 7 5
71±8 100
55 ± 14 40
К**-+ ҐГ 83 ± 17 50 і 5 60
К4- К ‘т 75 + 35 250
Ф -+ г г 51 + 8 230
ф 6 ± 2 0
- - 0
Ї'-+ҐГ 87 ± 15
2'-+и X 8 ± 2 - II
ж) - два значения ширины получены в результате аппроксимации экспериментальных данных в предположении конструктивной и деструктивной интерференции $ и сэ - мезонов.

процессы:
- ионизационные потери частиц;
- многократное рассеяние;
- тормозное излучение электронов и позитронов;
- рождение пар фотонами;
- аннигиляция позитронов на лету;
- Комптон-эффект на свободных электронах;
- фотоэффект на электронных оболочках атомов;
- рассеяние заряженных частиц на электронах атовюв;
- ядерные взаимодействия (используется программа моделирования ядерного взаимодействия NUCRT.Nl567 )»
- распады нестабильных частиц;
- распада и взаимодействия остановившихся частиц.
Результаты моделирования записываются на МЛ в том же формате, что и экспериментальные события. Они также подвергаются процедуре ”перекачка” (см.Гл.П). дальнейшая их обработка практически не отличается от обработки экспериментальных событий.
Одними из наиболее важных параметров моделирования являются минимальные энергии электронов и фотонов, при которых моделируется их взаимодействие с детектором. Эти же пороговые энергии входят в большинство формул, с помощью которых осуществляется моделирование взаимодействий частиц с веществом. Чем эти энергии меньше, тем точнее проводится моделирование события,однако, тем большее количество вторичных частиц рождается при моделировании, и, естественно, растет время счета. Величина этих порогов определяется задачей и свойствами детектора. При моделировании для Нейтрального Детектора порог на энергию электрона или позитрона составляет I МэВ. Выбор объясняется тем, что электроны с меньшей энергией, родившиеся в счетчиках А/а-Г(т£) ,
поглощаются в контейрах счетчиков или электродах ливневых камер