Исследование квазиупругого взаимодействия нейтрино vμn→μ-p и антинейтрино v-μp→μ+n в эксперименте NOMAD (CERN) тема диссертации и автореферата по ВАК РФ 01.04.16, кандидат физико-математических наук Любушкин, Владимир Викторович

• Любушкин, Владимир Викторович
• кандидат физико-математических наук
• 2008

Оглавление диссертации кандидат физико-математических наук Любушкин, Владимир Викторович

Введение

1 Феноменология взаимодействия нейтрино с нуклонами

1.1 Сечение взаимодействия нейтрино с нуклонами.

1.1.1 Неполяризованный случай.

1.1.2 Поляризованный лептоп в конечном состоянии.

1.2 Квазиупругое рассеяние.

1.2.1 Общий вид адронного тока.

1.2.2 Инвариантность относительно обращения времени.

1.2.3 Изотопическая инвариантность силыюго взаимодействия.

1.2.4 Аксиальный н псевдоскалярный форм-факторы нуклона

1.2.5 Структурные функции и сечение рассеяния на свободном нуклоне

1.2.6 Ядерные эффекты: модель Smith-Moniz.

1.3 Однопионное рождение.

1.3.1 Рождение одиночного резонанса.

1.3.2 Уточненная модель Rein-Sehgal.

1.3.3 Псевдоскалярный форм-фактор в модели Rein-Sehgal.

1.3.4 Ядерные эффекты: фактор Паули.

1.4 Глубоконеупругое рассеяние.

1.5 Выводы.

2 Описание детектора NOMAD

2.1 Введение

2.2 Пучок нейтрино.

2.3 Установка NOMAD

2.3.1 Система координат детектора.

2.3.2 Система вето.

2.3.3 Передний калориметр.

2.3.4 Дрейфовые камеры.

2.3.5 Триггерные плоскости

2.3.6 Детектор переходного излучения

2.3.7 Детектор ливней.

2.3.8 Электромагнитный калориметр.

2.3.9 Адронный калориметр

2.3.10 Мюонные камеры.

2.4 Триггеры и набор данных

2.5 Выводы.

3 Моделирование событий

3.1 Введение

3.2 Квазиупругое рассеяние.•.

3.3 Однопионное рождение.

3.4 Глубоконеупругое рассеяние.

3.5 Когерентное рождение пионов на ядрах

3.6 Схема смешивания RES и DIS событий.

3.7 Ядерные эффекты.

3.8 Выводы.'.

4 Изучение квазиупругого рассеяния (анти)нейтрино

4.1 Идентификация QEL событий.

4.2 Ожидаемое отношение сигнал/фон.

4.3 Измерение сечения процесса.

4.3.1 Отбор событий глубоконеупругого рассеяния.

4.3.2 Отбор событий обратного мюопного распада.

4.4 Измерение аксиальной массы нуклона

4.5 Систематические неопределенности.

4.6 Результаты.

4.6.1 Квазиупругое рассеяние нейтрино.

4.6.2 Квазиупругое рассеяние антинейтрино.

4.7 Выводы.

Введение диссертации (часть автореферата) на тему «Исследование квазиупругого взаимодействия нейтрино vμn→μ-p и антинейтрино v-μp→μ+n в эксперименте NOMAD (CERN)»

Настоящая работа посвящена исследованию процессов квазиупругого рассеяния (QEL) нейтрино и^п —> /1~р и антинейтрино vjLp —* ц+п на ядерной мишени.

Измерение полного и дифференциального сечений данных процессов проводится на протяжении последних нескольких десятков лет. Результаты предыдущих экспериментов на ускорителях (с использованием в качестве детекторов, в основном, пузырьковых камер), проведенных в ANL, BNL, FNAL, CERN и ИФВЭ, имеют значительные неопределенности. Как правило, основным недостатком этих измерений является малая статистика нейтринных взаимодействий, недостаточное знание спектра нейтринного пучка и сечений фоновых процессов.

На рис. 2, 3 и 4 показаны существующие данные для полных сечений процессов v^n —> рГр и vjLp —> р+п, полученные в экспериментах с разными мишенями (от дейтерия до жидкого сциитиллятора), как функция энергии нейтрино. Видно, что величина сечения, измеренного в разных экспериментах, варьируется в пределах до 20-40%.

Одно из последних измерений полных сечений данных процессов было выполнено в работе [1]. Число идентифицированных здесь событий квазиупругого рассеяния сравнимо с суммарной статистикой всех предыдущих экспериментов. Однако, величина измеренного сечения антинейтрино оказалась существенно выше ожидаемого; более того, полученные результаты для г/ц и Pfl не могут быть одновременно описаны в рамках существующих на сегодняшний день теоретических моделей (что, возможно, является указанием в пользу наличия неучтенных при измерении систематических эффектов).

В настоящее время интерес к прецизионному измерению сечения квазиупругого рассеяния существенно возрос в связи с подготовкой экспериментов нового поколения по исследованию нейтринных осцилляций. В частности, в проекте Т2К [2] на ускорителе J-PARC (Япония) предполагается использование нейтринного пучка большой интенсивности, что в совокупности с современными методами регистрации событий позволит решить проблему малой статистики, столь характерную для пузырьковых камер. А поскольку средняя энергия нейтрино в эксперименте Т2К достаточно мала 0.6 ГэВ), то вклад квазиупругих событий здесь будет доминирующим.

Помимо измерения сечения, в процессах квазиупругого рассеяния можно также изучать аксиальную структуру нуклона. Мы не будем приводить здесь подробности используемой феноменологии и свойств адроипого тока, входящего в матричный элемент рассматриваемых процессов (см. раздел 1.2). Отметим только, что в области низких и средних переданных импульсов Q2 мы можем использовать дипольную параметризацию аксиального форм-фактора нуклона с одним эффективным параметром: так называемой аксиальной массой МА.

Аксиальная масса характеризует внутреннюю структуру нуклона и не зависит от спектра нейтринного пучка (в отличие от измеряемого сечения); ее величина должна быть одинаковой как в случае рассеяния нейтрино, так и для антинейтрино (если мы предполагаем изотопическую инвариантность сильного взаимодействия). Именно поэтому, сравнивать результаты различных экспериментов удобнее в терминах аксиальной массы.

Существует две возможности для определения параметра Ма из экспериментальных данных:

1. из измеренного полного сечения рассматриваемого процесса (аксиальная часть ад-ронного тока обеспечивает вклад в сечение на уровне 50-60%);

2. из анализа Q2 распределения идентифицированных QEL событий.

В идеальном случае эти два метода должны давать согласованные результаты. Однако, на практике в экспериментах с пузырьковыми камерами в ANL п CERN значение Мл, полученное из анализа Q2 распределения, как правило больше, чем значение Ма, соответствующая измеренному сечению.

В последнее время наблюдается увеличение интереса к исследованиям в данной области. С одной стороны, существенно изменилась методика детектирования нейтрино; появились новые пучки с большой интенсивностью, что в совокупности с современными системами сбора и хранения данных позволяет решить проблему малой статистики, столь характерную для пузырьковых камер. С другой стороны, планируемые и текущие эксперименты по исследованию нейтринных осцилляций, используют пучки с относительно низкой энергией, где вклад процесса квазиупругого рассеяния является доминирующим.

Так, в последние годы опубликованы результаты измерений Мл в современных ускорительных экспериментах К2К [3, 4] и MiniBooNE [5]. Найденное значение Мд примерно на 15% выше полученного при анализе данных пузырьковых камер, наполненных дейтерием. К сожалению, большие систематические неопределенности измерений в экспериментах К2К и MiniBooNE не позволяют сделать однозначного вывода о величине Ма (несмотря па большое число зарегистрированных событий). В 2007 году начат набор данных в специализированном эксперименте SciBooNE [6].

Отметим, что измерение Мд из анализа Q2 распределения ялвяется значительно более сложной задачей, чем измерение полного сечения процесса v^n Существует по меньшей мере три эффекта, которые могут существенно повлиять на результат:

1. Ядерные эффекты могут исказить ожидаемое распределение измеряемых кинематических переменных (таких, как импульс нуклона в конечном состоянии). Взаимодействие нейтрино с нуклоном мишени должно описываться в рамках теоретической модели, справедливой для рассматриваемого интервала энергий. Это одинаково важно, как для моделирования QEL событий в современных нейтринных экспериментах, так и для верной интерпретации результатов, полученных ранее (с некоторыми исключениями для данных, полученных для дейтериевой мишени).

2. Точное определение числа фоновых событий (от процессов глубоконеупругого рассеяния и однопионного рождения) в идентифицированном QEL наборе; особенно важно для экспериментов с пучками нейтрино промежуточных и высоких энергий. Завышение (занижение) вклада фоновых процессов приводит к систематическому уменьшению (увеличению) величины измеренного полного QEL сечения; при этом предсказать значение Ма, полученное из Q2 анализа, в общем случае становится невозможно.

3. Вероятность реконструкции треков частиц в событии квазиупругого рассеяния сильно зависит от переданного импульса Q2. Для детекторов типа NOMAD она должна уменьшаться как при малых Q2 (из-за невозможности восстановления трека протона с низкой энергией), так и при больших Q2 (вследствие трудностей, связанных с 1 I идентификацией мюона). Эффекты, влияющие на качество реконструкции и идентификации частиц, должны быть тщательно учтены при моделировании отклика детектора.

На рис. 1 представлены результаты измерения Мд в различных экспериментах с (ап-ти)нейтриниымн пучками; численные значения величин, тип используемой мишени, а также число зарегистрированных событий, приведены в таблицах 1 и 2. В тех случаях, где это возможно, мы также приводим значение Мд, вычисленное для измеренного полного сечения исследуемого процесса.

Формальное вычисление средней величины Мд, полученной в различных экспериментах, выполнено в [7]. Полученную величину Мд = 1.026 ± 0.021 ГэВ1 иногда называют среднемировым значением аксиальной массы2. Заметим, что неопределенность параметра Мд, полученная в результате формального усреднения, существенно занижена. Как следует из рис. 1, интервал допустимых значений Мд, соответствующий накопленным к данному моменту экспериментальным данным, достаточно широк (приблизительно от 0.8 до 1.2 ГэВ). Комппляция существующих экспериментальных данных по измерению сечений квазиупругого рассеяния i//t и йц представлена па рис. 2, 3 и 4.

В настоящей работе мы изучим процессы квазиупругого рассеяния v>L и Р/4 с использованием данных эксперимента NOMAD. Большое количество зарегистрированных событий3 и высокое качество их реконструкции позволили измерить сечеине рассматриваемых процессов в широком интервале энергий нейтрино с малой статистической ошибкой. Поэтому особое внимание мы уделили анализу систематических ошибок (связанных с моделированием ядерных эффектов и учетом вклада фоновых процессов) и методам, которые могут быть использованы для их уменьшения.

Диссертация состоит из введения, 4 глав, заключения и трех приложений. Глава 1 посвящена описанию используемых в данном анализе теоретических моделей взаимодействия нейтрино с веществом. Установка NOMAD и моделирование событий в детекторе будут рассмотрены в главах 2 и 3 соответственно. Анализ экспериментальных данных представлен в главе 4■ тпам мы подробно рассмотрим особенности реконструкции и идентификации событий квазиупругого рассеяния (анти)нейтрино в детекторе NOMAD, методы вычислетшя полного сечения и аксиальтюй массы нуклона Ма, а также соответствующие им систематические ошибки.

Заключение диссертации по теме «Физика атомного ядра и элементарных частиц», Любушкин, Владимир Викторович

4.7 Выводы

В дайной главе мы рассмотрели процедуру идентификации событий квазиупругого рассеяния в данных эксперимента NOMAD. Было отобрано 14021 нейтринных и 2237 антинейтринных событий; эффективность и чистота отбора при этом оцениваются в 34.6% и 50.0% для РцП —» рГр событий и 64.4% и 36.6% для Р^р —» р+п событий соответственно.

В данном анализе систематическая ошибка является доминирующей. Ее основными источниками являются неопределенность в сечениях фоновых процессов и процедура идентификации QEL событий. Особое внимание было уделено зависимости полученных результатов от параметров, используемых при моделировании внутриядерного каскада. Показано, что наиболее надежный результат для случая и^п —» рГр может быть получен для совместного анализа 1- и 2-трековых событий.

Было измерено сечение исследуемых процессов и его зависилюсть от энергии нейтрино (в интервале [3,100] ГэВ). Значение аксиальной массы, соответствующее (<7qei)i/;., равно Мл = 1.05 ± 0.02(стат) ± О.Об(сист) ГэВ. Оно находится в хорошем согласии с величиной Мл, вычисленной для сечения квазиупругого рассения антинейтрино, и не про

ANLSC69 ' ' 4 1 ' 4 ' ' 4 J 1 1,1 1 1 1 1 1 1 ] 1 1 1

ANL73

ANL77 1 ■ it

ANL82

BNL81 t*4

BNL90 w

FermiLab 83 1—Ы—,

NuTeV 04 h*-1

CERN HLBC 64

CERN HLBC 67

CERN SC 68

CERN HLBC 69 '—— ^ j

CERN GGM 77 1 • ; 1

CERN GGM 79

CERN BEBC 90 i ■ i; ii« i

IHEP 82 > » i

IHEP 85 IHEP SKAT 88 - -n- I

IHEP SKAT 90 K2K SciFi 06 K2K SciBar 08 i 'a i i*

- Г I о — II » i -Ц

MiniBooNE 07 ! 3 ~ ) # : с

NOMAD 08 1 1 1 1 t 1 1 1 1 I 1 1 t-W-н • . Deuterium filled bubble chambers

• Heavy liquid bubble chambers and spark chambers

M. world average value

BNL80 BNL88 FermiLab 84 NuTeV 04 CERN GGM 77 CERN GGM 79 IHEP 85 IHEP SKAT 88 IHEP SKAT 90 NOMAD 08

0.2 0 4 0 6 OS

M. (GeV)

12 1.4 1.6 MA (GeV)

Рис. 4.11: Аксиальная масса нуклона: сравнение полученных результатов с данными предыдущих экспериментов. тиворечит данным, полученным из анализа Q2 распределения, но обладает наименьшей систематической ошибкой.

Найденное значение Ма согласуется с результатами измерений предыдущих экспериментов, но отличается от опубликованных недавно результатов К2К и MiniBooNE, хотя формально и не противоречит им в связи с их большой систематической ошибкой (см. рис. 4-11).

Заключение

Кратко суммируем результаты, защищаемые в настоящей диссертации:

1. Используя ковариантное представление для лептонного тока, мы обобщили модель Rein-Sehgal (были учтены масса и поляризация лептопа в конечном состоянии). Данная теоретическая схема использовалась при моделировании событий однопионного рождения в детекторе NOMAD.

2. Создан генератор событий квазиупругого рассеяния (анти)нейтрино; взаимодействие нейтрино с нуклоном ядра описывается в рамках модели Smith-Moniz, для моделирования внутриядерного каскада используется пакет DPMJET. Предложен метод настройки параметров каскада, позволивший воспроизвести соотношение между 1- и 2-трековыми событиями, наблюдаемое в идентифицированном QEL наборе vjLn —> рГр событий. Продемонстрировано хорошее согласие между распределениями основных кинематических переменных в МС и экспериментальных данных.

3. Разработана процедура идентификации событий квазиупругого рассеяния в данных эксперимента NOMAD. Для анализа было отобрано 14021 ufl и 2237 Р/( событий; эффективность и чистота отбора при этом оцениваются в 34.6% и 50.0% для vjLn —> уГр событий Ti 64.4% и 36.6% для Р^р —» р+п событий соответственно. Измерение сечений процессов квазиупругого рассеяния (антн) нейтрино на ядерной мишени (преимущественно углероде) выполнено посредством нормировки на полное сечение взаимодействия i/ц и Dfl по каналу заряженного тока. Для сечений процессов vjLn —> р~р и й^р —> р+п, усредненных по спектру в интервале энергий 3 — 100 ГэВ, получены следующие результаты: aqei)*» = (0-92 ± 0.02(стат) ± О.Об(сист)) • Ю-38 см2 (ayah» = (0-81 ± 0.05(стат) ± 0.08(сяст)) • 10~38 см2

На рис. 4.12, 4.13 и 4.14 показано измеренное сечение этих процессов как функция энергии (анти)нейтрино; приведено сравнение полученных результатов с данными предыдущих экспериментов. 1

4. Особое внимание уделено оценке систематической ошибки, которая в данном анализе является доминирующей. В результате можно утверждать, что основными источниками систематической ошибки являются неопределенность в сечениях фоновых процессов, моделирование ядерного каскада, а также процедура идентификации QEL событий. Показано, что наиболее надежный результат для случая vjLn —> рГр получается при совместном анализе 1- и 2- трековых событий.

5. Значение аксиальной массы, соответствующее (<7дег)^, равно

МА = 1.05 ± 0.02(стат) ± О.Об(сист) ГэВ

Оно находится в хорошем согласии с величиной МА, вычисленной для сечения квазиупругого рассения антинейтрино, и не противоречит данным, полученным из анализа Q2 распределения, но обладает наименьшей систематической ошибкой. Найденное значение МА согласуется с результатами измерений предыдущих экспериментов. Недавно опубликованные измерения МА в экспериментах К2К и MiniBooNE несколько отличаются от нашего значения, хотя формально и не противоречат ему ввиду их больших ошибок (см. рис. 4.11).

6. Полученные результаты имеют важное практическое значение для ускорительных нейтринных экспериментов нового поколения, которые используют пучки с относительно низкой энергией. В частности, в эксперименте Т2К па ускорителе J-PARC (Япония), созданном для прецизионного измерения параметров осцилляций нейтрино, при средней энергии пучка нейтрино (Е„) = 0.6 ГэВ вклад процессов квазиупругого рассеяния будет доминирующим.

Список литературы диссертационного исследования кандидат физико-математических наук Любушкин, Владимир Викторович, 2008 год

1. N. Suwonjandee, The measurement of the quasi-elastic neutrino-nucleon scattering cross section at the Tevatron, Ph.D. thesis, University of Cincinnati (2004).2 3 [4 [5 [6 [78 9 [1011 12 [13 [14 [15 [16 [17 [18 [19 [20 [21 [22

2. Y. Hayato, Nucl. Phys. Proc. Suppl. 143, 269 (2005).

3. R. Gran et al, Phys. Rev. D74, 052002 (2006), hep-ex/0603034.

4. C. Mariani, AIP Conf. Proc. 981, 247 (2008).

5. A. A. Aguilar-Arevalo et al., Phys. Rev. Lett. 100, 032301 (2008), 0706.0926. A. A. Aguilar-Arevalo et al. (2006), hep-ex/0601022.

6. V. Bernard, L. Elouadrhiri and U. G. Meissner, J. Phys. G 28, Rl (2002), hep-ph/0107088.

7. H. Budd, A. Bodek and J. Arrington (2003), hep-ex/0308005. J. Brunner et al., Z. Phys. C45, 551 (1990).

8. R. L. Kustom, D. E. Lundquist, Т. B. Novey, A. Yokosawa and F. Chilton, Phys. Rev. Lett. 22, 1014 (1969).

9. Budagov et al., Lett. Nuovo Cim. 2, 689 (1969). S. Bonetti et al., Nuovo Cim. A38, 260 (1977). M. Pohl et al., Lett. Nuovo Cim. 26, 332 (1979).

10. D. Allasia et al., Nucl. Phys. B343, 285 (1990).

11. S. V. Belikov et al., Yad. Fiz. 35, 59 (1982).

12. S. V. Belikov et al., Z. Phys. A320, 625 (1985). л

13. H. J. Grabosch et ai, Sov. J. Nucl. Phys. 47, 1032 (1988).

14. G. Fanourakis et al., Phys. Rev. D21, 562 (1980).

15. L. A. Ahrens et al., Phys. Lett. B202, 284 (1988).

16. A. E. Asratian et ai, Phys. Lett. B137, 122 (1984).

17. N. Ai-menise et al., Nucl. Phys. B152, 365 (1979).

18. J. D. Bjorken and S. D. Drell, Relativistic Quantum Mechanics, Mcgraw-Hill College (1965).

19. С. H. Llewellyn Smith, Phys. Rept. 3, 261 (1972).

20. E. D. Commins and P. H. Bucksbaum, Weak Interactions of Leptons and Quarks, Cambridge University Press (1983).

21. S. Eidelman ct al., Phys. Lett. В 592, 1 (2004).

22. M. L. Goldberger and S. B. Treiman, Phys. Rev. 110, 1178 (1958).

23. K. Hagiwara, K. Mawatari and H. Yokoya, Phys. Lett. В 591, 113 (2004), hep-ph/0403076.

24. A. Strumia and F. Vissani, Phys. Lett. B564, 42 (2003), astro-ph/0302055.

25. D. H. Wilkinson, Eur. Phys. J. A7, 307 (2000).

26. L. A. Ahrens et al., Phys. Rev. Lett. 56, 1107 (1986).

27. L. A. Ahrens et ai, Phys. Rev. D35, 785 (1987).

28. R. A. Smith and E. J. Moniz, Nucl. Phys. B43, 605 (1972).

29. P. A. Schreiner and F. Von Hippel, Nucl. Phys. B58, 333 (1973).

30. D. Rein and L. M. Sehgal, Ann. Phys. 133 , 79 (1981).

31. K. S. Kuzmin, V. V. Lyubushkin and V. A. Naumov, Mod. Phys. Lett. A 19, 2815 (2004), hep-ph/0312107.

32. T. Leitner, L. Alvarez-Ruso and U. Mosel, Phys. Rev. C73, 065502 (2006), nucl-th/0601103.

33. G. L. Fogli and G. Nardulli, Nucl. Phys. B160, 116 (1979).

34. S. J. Barish et al., Phys. Rev. D19, 2521 (1979).

35. G. M. Radecky et al., Phys. Rev. D25, 1161 (1982).

36. S. L. Adler, Ann. Phys. 50, 189 (1968).

37. E. A. Paschos, J.-Y. Yu and M. Sakuda, Phys. Rev. D 69, 014013 (2004), hep-ph/0308130.

38. R. P. Feynman, M. Kislinger and F. Ravndal, Phys. Rev. D 3, 2706 (1971).

39. K. S. Kiizmin, V. V. Lyubushkin and V. A. Naumov, Nucl. Phys. Proc. Suppl. 139, 158 (2005), hep-ph/0408106.

40. D. Y. Bardin and G. Passarino, The standard model in the making: Precision study of the electroweak interactions, Oxford University Press (1999).

41. F. Ravndal, Nuovo Cim. A 18, 385 (1973).

42. C. Berger and L. M. Sehgal, Phys. Rev. D76, 113004 (2007), 0709.4378.

43. J. M. Conrad, M. H. Shaevitz and T. Bolton, Rev. Mod. Phys. 70, 1341 (1998), hep-ex/9707015.

44. J. Altegoer et al., Nucl. Instrum. Meth. A 404, 96 (1998).

45. E. Eskut et al, Nucl. Instrum. Meth. A 401, 7 (1997).

46. R. Brun et al., Geant: Detector description and simulation tool, CERN Programming Library Long Writeup W5013 (1994), version 3.21.

47. P. Astier et al, Nucl. Instrum. Meth. A 515, 800 (2003), hep-ex/0306022.

48. G. Ambrosini et al, Phys. Lett. В 420, 225 (1998).

49. M. Baldo-Ceolin et al, Z. Phys. С 63, 409 (1994).

50. M. Anfreville et al, Nucl. Instrum. Meth. A 481, 339 (2002), hep-ex/0104012.

51. P. Aster, J. Dumarchez, A. Letessier-Selvon, B. Popov and K. Schahmaneche, Drift Chamber global alignment: status report, NOMAD internal memo 73 (1994).

52. G. Bassompierre et al, Nucl. Instrum. Meth. A 403, 363 (1998).

53. G. Bassompierre et al, Nucl. Instrum. Meth. A 411, 63 (1998).

54. D. Autiero et al., Nucl. Instrum. Meth. A 373, 358 (1996).

55. D. Autiero et al, Nucl. Instrum. Meth. A 387, 352 (1997).

56. D. Autiero et al, Nucl. Instrum. Meth. A 411, 285 (1998).

57. J. Altegoer et al, Nucl. Instrum. Meth. A 428, 299 (1999).

58. A. Fasso et al, in Workshop on Simulating Accelerator Radiation Environments, Santa Fe, USA (1993).

59. J.-P. Meyer and A. Rubbia, NEGLIB: NOMAD event generator off-line manual, NOMAD internal note.

60. J. Ranft (1999), hep-ph/9911232.

61. P. Aster, J. Dumarchez, A. Letessier-Selvon, B. Popov and K. Schahmaneche, Drift chamber package, NOMAD Reconstruction Software.75 76 [77 [78 [79 [8081