CC BY
9
УДК 539.172.3
ИССЛЕДОВАНИЕ ОБРАЗОВАНИЯ СВЕРХУЗКИХ ДИБАРИОНОВ В рс!-ВЗАИМОДЕЙСТВИИ
В. Л. Кашеваров, Е. С. Конобеевский, М. В. Мордовской, С. И. Поташев, В. М. Скоркин, Л. В. Фильков
Проводилось изучение реакций р + с1 —*• р + и р + с1 —*
р + ¿(7) пРи энергии 350 МэВ с целью поиска сверхузких дибарионов. Эксперименты выполнены с помощью спектрометра ТА МБ на Московской мезонной фабрике, который регистрировал две заряженные частицы под различными углами вылета. В спектрах недостающей массы найдены узкие структуры при 1905 и 1924 МэВ. Полученные экспериментальные данные сравниваются с теоретическими предсказаниями. Обсуждаются возможные квантовые числа найденных состояний.
В последнее время появился ряд работ по поиску узких дибарионных резонансов при взаимодействии нуклонов с малонуклонными системами при промежуточных энергиях [1]. Положительная идентификация таких многокварковых объектов позволит открыть новую уникальную форму адронной материи, а исследование их свойств поможет полу чить важные ограничения на модели КХД. Исследование неупругого рй- взаимодейст в и я дает еще одну возможность поиска таких состояний. Рассматривая эту реакцию как двухступенчатый процесс, его первую стадию можно представить как двухчастичную реакцию р + с1 —> р + Б. Спектр энергий протона-спектатора отражает спектр масс промежуточной ¿^-системы (например, два нуклона, дибарион, дейтрон и т.п.), которая затем распадается по каналам ртг, рп7 или ¿7. Как было показано в [2], если энер гия развала такой системы меньше ее кинетической, то конус вылета продуктов ее распада в лабораторной системе будет ограничен. Размеры этого конуса зависят от о 1 ношения этих энергий и могут быть достаточно малы при некоторых условиях. Поэтому более эффективно искать квазисвязанные состояния .О-системы (дибарионы), регистри руя продукты их распада в совпадении с протоном-спектатором при заданных углах.
Далее будет показано, что квантовые числа таких состояний также могут существенно влиять на размеры конуса вылета. Таким образом, применение методики совпадений позволило бы определить квантовые числа и каналы распада дибарионов, если они существуют.
В работе [3] нами были выполнены измерения спектров недостающей массы в реакциях рс1 —> рХ —> р<1(-у) и рв, рХ —► рр(п7) с помощью двухплечевого спектрометра при энергии протонов 305 МэВ. В этих измерениях обнаружена узкая структура с массой 1905 ± 3 МэВ и шириной, равной аппаратному разрешению (7 МэВ).
В настоящей работе приводятся новые результаты исследования вышеупомянутых реакций на усовершенствованной установке. Эксперименты проводились на пучке протонов Московской мезонной фабрики с энергией 305 МэВ. Пучок попеременно бомбар дировал мишени СБ2 и 12С толщинами соответственно 0.14 и 0.18 г/см2. Вклады рс1 взаимодействия извлекались методом вычитания данных, полученных на углероде, из данных на СВ2. Вторичный протон-спектатор регистрировался под углами 6Л — 72.5° и 70° в совпадении со второй заряженной частицей (р или ¿) с помощью двухплечевого спектрометра ТАМЭ.
Левое подвижное плечо спектрометра (телескоп АЕ-АЕ-Е) использовалось для измерения энергии и времени пролета протона-спектатора. Правое неподвижное плечо регистрировало протон или дейтрон от распада ожидаемого дибариона. Оно состояло из трех телескопов, расположенных под углами вп = 33,35 и 37°, соответствующи ми выбранным диапазонам масс вылетающих дибарионов. Каждый телескоп включал в себя детектор полного поглощения и два тонких пластмассовых сцинтиллятора для измерений времени пролета. Триггер вырабатывался при совпадении сигналов от АЕ детекторов левого плеча и таких же сигналов от любого телескопа правого плеча. Ото бранные в совпадении ^-сигналы протона спектатора формируют его энергетический "спектр и, соответственно, спектр недостающей массы. Спектрометр калибровался по пику упругого рв,-рассеяния [4].
Полученные нами спектры недостающей массы для дейтерированного полиэтилена и углерода приведены на рис. 1. Отдельные спектры соответствуют различным комбинациям углов протона спектатора и второй заряженной частицы. Как видно из рисунка, резонансное поведение спектров, наблюдаемое для мишени СВ2 в двух областях масс, не проявляется в соответствующих спектрах для углеродной мишени.
Пик в области массы 1905 МэВ, показанный на рис. 16 содержит 58±8 событий. Его статистическая значимость составляет 4.5 стандартной ошибки. Следы этой резонанс-
60 40 20
0 60
40
20
О 60
40 20
О
1870 1880 1890 1900 1910 1920 1930 Недостающая масса, МэВ
Рис. 1. Спектры недостающей массы а) из измерений для угла левого плеча вл — 70° и угла правого плеча вп = 33°, б) из измерений для угла левого плеча 70° и угла правого плеча 35°, объединенные с измерениями для 72.5° (левое) и 33° (правое плечо), с) из измерении для 70° (левое.) и 37° (правое плечо), объединенные с измерениями для 72.5° (левое) и 35° (правое плечо). Точками со статистическими ошибками изображены экспериментальны< данные, полученные на мишени из дейтерированного полиэтилена, гистограммы данные, полученные на углероде.
ной структуры имеются также и на рисунках 1а и 1в, хотя и с меньшей статистикой (соответственно 19 ± 19 и 15 ± 15 событий). В распределении на рис. 1а обнаружен другой пик с массой 1924 ± 2 МэВ, содержащий 79 ± 9 событий. Статистическая значимость этой структуры составляет 4.7 стандартной ошибки. Ширины обоих пиков соответствуют экспериментальному разрешению (« 3 МэВ), а сечения образования этих состояний зависят от углового распределения продуктов распада дибариона и, по-видимому, составляют более 0.3 мкб/ср.
Как видно из приведенных данных, резонансное поведение сечений в зависимости от недостающей массы проявляется в ограниченной области коррелированных углов. Как будет показано, это может быть связано с конусом вылета частиц от распада, величина
которого зависит от квантовых чисел резонансного состояния (дибариона).
В ряде работ указывается на возможность рождения узких дибарионов, распадающихся на два нуклона (см., напр., [1]). В диапазоне масс дибарионов 1870 < М < 1960 МэВ и для условий нашего эксперимента размер углового конуса вылета нуклонов составляет от 50° до 60°. При этом угловое распределение этих нуклонов изменяется слабо. Таким образом, даже если предположить, что сечение образования такого дибариона равно сечению упругого р^-рассеяния (й: 40мкб/ср), вклады во все спектры на рис. 1а - 1в будут примерно одинаковы и не превысят 1 события. Следовательно, найденные пики трудно объяснить образованием и распадом таких состояний.
Авторы работ [6 - 9] рассматривали сверхузкие дибарионы, распад которых на два нуклона подавлен принципом Паули. Эти состояния удовлетворяют условию ( —1 )Т+БР = +1, где Т - изоспин, 5 - внутренний спин и Р - четность дибариона. Такие состояния с массами М < 2шдг + тж (т^ и тж - массы нуклона и пиона) могут распадаться, главным образом, с испусканием фотона.
В работе [7] было показано, что распад этих дибарионов в 7Л^Лг-канал должен характеризоваться узким пиком в распределении вероятности от энергии испускаемого 7-кванта вблизи ее максимума. Это приводит к ограничению углов вылета нуклонов. С другой стороны, при распаде такого дибариона в 7с?-канал углы дейтрона также ограничены следующим условием: ътОд < Мр^Дт^рд), где М и рд - масса и импульс резонанса (в лабораторной системе), и р*л - масса и импульс дейтрона (в систем« центра масс).
Применяя расчеты по методу Монте-Карло, мы оценили вклады сверхузких диба рионов в спектры масс. Сечения образования этих состояний и вероятности их распада по различным каналам взяты из [3]. Вклады в спектры (в числе импульсов в пике) для различных углов левого и правого плеч нашей установки приведены в табл. 1.
Данные расчета показали, что для некоторых дибарионных состояний угловой конус испускаемых частиц может быть достаточно узким. Ось этого конуса совпадает с направлением вылета дибариона. Поэтому, поместив правое плечо при углах вылета ожидаемых дибарионов, мы существенно увеличиваем отношение сигнал/фон.
На рис. 2 изображены центральные области экспериментальных спектров после вычитания вкладов углерода. Эти спектры сравниваются с предсказанными вкладами в сечение рассматриваемых реакций. Как можно видеть из рис. 2а - 2в, отношение рас четных вкладов составляет 0.3:1:0.7, если состояние при 1905 МэВ рассматривать как изовекторный дибарион. Это находится в согласии с экспериментальными данными в
пределах ошибок. Напротив, сигналы от изоскалярного дибариона должны наблюдаться на рис. 26, 2в с одинаковой вероятностью. Пик при 1924 МэВ был получен нами только в одном спектре вблизи верхнего предела исследуемого диапазона масс. В др\г гих случаях эта величина массы находится вне диапазонов измерения. Поэтому мы не анализируем угловую зависимость данного резонанса.
Таблица 1 Расчетные вклады в спектры от сверхузких дибарионов
0Л 70° 72,5°
0п 31 33 35 37 39 31 33 35 37 39
Т, Jp Распад Масса дибариона 1905 ±2 МэВ
0, 0+ 7рп 3 2 3 2 2 3 3 3 2 1
0,0+ 7</ 0 И 5 10 0 1 7 10 0 0
0,0_ 7рп 1 1 1 1 1 1 2 1 1 1
0,0- 7<* 0 6 3 5 0 1 4 5 0 0
1, 1+ 7рп 5 16 24 15 4 14 29 24 7 2
1,1" 7рп 9 36 53 33 8 31 64 52 15 4
Т, /р Распад Масса дибариона 1924 ± 2 МэВ
0,0+ 7 рп 1 1 1 1 1 2 2 1 1 1
0,0+ 7 д 2 2 2 0 0 3 2 3 0 0
0,0- 7рп 1 1 1 1 0 1 1 1 1 0
0,0- 7д 1 1 1 0 0 1 1 2 0 0
1,1+ 7 рп 10 10 10 5 1 13 12 8 3 1
1,1" 7рп 22 23 21 10 3 28 27 17 5 1
Следует упомянуть, что вклады от дибарионов с одинаковыми квантовыми числами должны падать с ростом массы. Однако измеренный вклад от дибариона с массой 1924 МэВ больше, чем вклад от резонанса с массой 1905 МэВ. Это возможно лишь в том случае, если квантовые числа наблюдаемых состояний различны. Например, в соответствии с табл. 1 наблюдаемые состояния могли бы быть дибарионами Б(Т = 1, ./я = 1+, 5 = 1) и £>(1,1—, 0) с массами соответственно 1905 и 1924 МэВ.
В заключение можно сделать следующие выводы: 1) в результате исследования реакций рё —► и рд, —► рр('уп) в спектрах недостающих масс обнаружны две узкие структуры при 1905 и 1924 МэВ с ширинами менее 3 МэВ; 2) анализ угловой зависимости экспериментальных и теоретических выходов реакций показал, что найденные пики
40
20
0 40
20
О 40
20
О
1890 1895 1900 1905 1910 1915 1920 Недостающая масса, МэВ
Рис. 2. Центральные области разностных спектров недостающей массы. Рисунки, помеченные буквами а, б, в, соответствуют тем же экспериментальным условиям, как и на рис. 1. Кружки со статистическими ошибками соответствуют экспериментальным данным; кривые, нормированные на максимальное экспериментальное значение для рисунка 20 результаты расчетов. Сплошные кривые соответствуют расчетам для дибарионов < изоспином 1, пунктирные - с изоспином 0 (для рис. 26 кривые совпадают).
могут интерпретироваться как сверхузкие дибарионы, распад которых на два нуклона подавлен из принципа Паули; 3) наиболее вероятно, что найденные состояния имею! изоспин 1.
Работа частично поддержана Российским фондом фундаментальных исследований, проект N 96-02-16530-а.
ЛИТЕРАТУРА
[1] К о m а г о V Е. N. Proc. of XI Intern. Seminar on High Energy Physics Problems, Dubna, p. 321, 1994.
[2] R o b s o n D. Nucí. Phys., A204, 523 (1974).
N
[3] F i Г к о v L. V., К о п о b е е v s к i i Е. S., М о г d о v s к о у М. V., et al., Preprint INR, no. 0923/96, 1996.
[4] A 1 d e r J. C. et al., Phys. Rev., C6, 2010 (1972).
[5] F i Г к о v L. V. Yad. Fiz., 47, 687 (1988).
[6] Akhmedov D. M. and F i Г к о v L. V. Nucl. Phys., A544, 692 (1992).
[7] A 1 e к s e у e v V. M., С h e r e p n у a S. N., F i Г к о v L. V., and Kashevarov V. L. Preprint of Lebedev Phys. Inst., no. 55 (1996).
[8] А л e к с e e в В. M., Черепня С. Н., Фильков JL В., Кашеваров В. JI. Краткие сообщения по физике ФИАН, N 1, 28 (1998).
Поступила в редакцию 8 сентября 1998 г.
