Моделирование процессов парного рождения суперсимметричных партнеров топ-кварков на будущем международном линейном коллайдере (ILC) и процессов с рождением лептонных пар на планируемом ускорительном комплексе FAIR тема диссертации и автореферата по ВАК РФ 01.04.23, кандидат физико-математических наук Скачкова, Анна Николаевна

• Скачкова, Анна Николаевна
• кандидат физико-математических наук
• 2011

Оглавление диссертации кандидат физико-математических наук Скачкова, Анна Николаевна

Оглавление

Д6102-12

1 Введение

1.1 Фундаментальные частицы Стандартной Модели и ее расширений

1.2 Минимальная Суперсимметричная Модель и её частицы

1 Изучение процесса рождения пары скалярных топ-кварков в е+е~ столкновениях на 1ЬС

2 Изучаемые процессы

2.1 Выбор параметров МССМ и определение массы стоп-кварков

3 Распределения кинематических переменных в процессах рождениях пар стоп- и топ-кварков

3.1 Кинематические распределения стоп-кварков

3.2 Распределения струй от распадов 'УУ-бозона

3.3 Распределения Ь-кварков и 6-струй

3.4 Разделение сигнальных и фоновых мюонов

4 Глобальные переменные для отделения фоновых событий и сечения процессов

4.1 Две наиболее эффективные глобальные переменные

4.2 Критерии отбора событий и величина отношения сигнала к фону

4.3 Сечения сигнальных и фоновых процессов

5 Определение массы скалярного топ-кварка

6 Выводы по части I

II Изучение процесса рождения пар скалярных топ-кварков в

поляризованных фотон-фотонных столкновениях на ILC

54

7 Введение

8 Характеристики фотонных пучков

9 Распределения кинематических переменных в процессах рождения пар стоп- и топ-кварков в фотон-фотонных столкновениях

9.1 Кинематические распределения стоп-кварков в

фотон-фотонных столкновениях

9.2 Распределения струй от распадов \У-бозона в фотон-фотонных столкновениях

9.3 Распределения 6-кварков и ¿-струй

9.4 Распределения сигнальных мюонов

10 Глобальные переменные, используемые для отделения фона 77 10.1 Критерии отбора событий и отношение сигнала к фону

11 Определение массы скалярного топ-кварка

12 Выводы по части II

III Монте-Карло моделирование процесса рождения лептонных пар в событиях рр —> 1+1~ + X при энергии пучка Еьеат = 14 ГэВ

13 Введение

13.1 Эксперимент PANDA

13.1.1 Детектор эксперимента PANDA и его мюонная система

13.2 Важность и актуальность изучения процесса рождения лептонных пар

14 Рождение лептонных пар в протон-антипротонных столкновениях при промежуточных энергиях

14.1 Распределения сигнальных лептонов, рожденных в рр - столкновениях

14.2 Процесс с рождением J/Ф-мезона и его распадом в лептонную пару

14.3 Распределения по инвариантной массе, энергии и поперечному импульсу лептонной пары

14.4 Оценка размера области х — Q2, доступной для измерения структурных фунций

15 Фоновые лептоны от адронных распадов в сигнальных событиях

15.1 Фоновые мюоны

15.1.1 Кинематические распределения пионов

15.1.2 Кинематические распределения распадных фоновых мюонов в сигнальных событиях

15.2 Фоновые электроны

15.3 Ограничения для уменьшения фона

16 Фоновый вклад от minimum-bias и КХД процессов

16.1 Мюонный фон

16.2 Электронный фон

16.3 Разделение сигнальных и фоновых событий

17 Некоторые замечания о других возможностях изучения структуры протона с использования процессов с рождением лептонных пар

18 Выводы по части III

19 Заключение

Введение диссертации (часть автореферата) на тему «Моделирование процессов парного рождения суперсимметричных партнеров топ-кварков на будущем международном линейном коллайдере (ILC) и процессов с рождением лептонных пар на планируемом ускорительном комплексе FAIR»

Введение

Представленная диссертация основана на материалах работ, выполненных автором в Лаборатории Ядерных Проблем Объединенного Института Ядерных Исследовний в период с 2003 по 2010 год.

Диссертация состоит из введения, трех частей основного содержания и заключения. Первые две части посвящены изучению процесса рождения пары стоп-кварков, т.е. двух суперсимметричных партнеров топ-кварков, на будущем Международном Линейном Кол-лайдере (ILC) в электрон-позитронных (главы 2-6) и фотон-фотонных (главы 7-12) столкновениях. В третьей части рассматриваются процессы рождения лептонных пар в антипротон-протонных столкновениях (главы 13-18) на ускорительном комплексе FAIR в GSI (Дармштадт, Германия), запуск которого планируется в 2016-2017 годах. В начале каждой части формулируется рассматриваемая в ней проблематика, а в ее конце излагаются полученные результаты. В заключении перечислены основные результаты диссертации, выносимые на защиту.

Целью данной диссертации является:

• Изучение возможности обнаружения на ILC скалярных топ-кварков (стоп-кварков), предсказываемых суперсимметричной теорией, при работе ускорительного комплекса как в виде электрон-позитронного, так и в моде фотон-фотонного коллайдера. Разработка методов для отделения сигнальных событий с парным рождением стоп-кварков от фоновых событий и для определения массы стоп-кварка;

• Изучение возможных распределений кинематических переменных лептонов (электронов, мюонов), образовавшихся в процессе рождения лептонных пар при энергиях, доступных на FAIR. Оценка необходимого для регистрации лептонных пар аксептан-са мюонной системы и электромагнитного калориметра, входящих в состав детектора эксперимента PANDA. Разработка критериев отделения событий с сигнальными

лептонными парами от фоновых событий, обусловленных другими типами взаимодействий. Изучение возможности измерения с помощью лептонных пар структурных функций протона в области времениподобных значений передач импульса.

Актуальность работ:

1. На настоящий момент времени ранее проведенные на LEP и Тэватроне поиски новых частиц, предсказываемых суперсимметричной теорией и, в частности, её наиболее простым вариантом в виде Минимальной Суперсимметричной Стандартной Модели (МС-СМ), не дали результатов. Большие надежды на их обнаружение возлагаются на Большой Адронный Коллайдер (БАК, или LHC). Однако, надо иметь в виду, что в силу огромной энергии сталкивающихся протонных пучков на ВАКе, а также наличия непосредственно не участвующих в "жестком" одинарном партон-партонном (2 —» 2) взаимодействии протонных компонент (т.е., так называемых "спектаторных кварков"), равно как и присутствие множественных взаимодействий ("underlying events"), обусловленных "мягкими хромодинамическими взаимодействиями", и эффекта "наложения" (pile-up) в детекторах сигналов от разных, почти одновременно происходящих событий, характерных при высокой светимости, поиск и исследование суперсимметричных частиц будет весьма затруднено большими сопутствующими фонами. В случае же ILC, благодаря точечной природе электронов, т.е. отсутствию конституэнтов у сталкивающихся электронов и позитронов, а также у гамма-квантов (при работе ILC в режиме фотон-фотонного коллайдера, называемого PLC), получаемые сигналы от интересующих нас процессов будут существенно более "чистыми" и, соответственно, легче отделяемыми от фоновых событий. Следует отметить, что среди суперсимметричных партнеров кварков (называемых "скварками") самыми легкими будут суперсимметричные партнеры самого тяжёлого топ-кварка, т.е. стоп-кварки. В силу этого, поиск стоп-кварков будет первоочередной задачей при поиске представителей всего семейства скварков.

2. Два процесса с рождения лептонных пар были выбраны коллаборацией ПАНДА в качестве эталонных. Результаты, полученные при анализе экспериментальных данных по измерению этих процессов, предполагается использовать для планирования проведения обработки других экспериментальных измерений, планируемых коллаборацией. Исследования, представленные в данной диссертации, основанны на моделировании методом Монте-Карло процесса образования лептонных пар. Они были начаты в то время, когда окончательный дизайн детектора ПАНДА и составляющих его подсистем еще не был выбран и зафиксирован. Полученные в представляемой диссертационной работе кинематические распределения мюонов, рождаемых в процессе образования мюонных пар, показали, что предлагаемый ранее проект мюонной станции не позволит зарегестрировать

значительную часть сигнальных мюонов и, в результате, может быть потеряна значительная часть статистики. В силу этого, основываясь на результатах, приведенных в данной работе, коллаборацией ПАНДА было принято решение о разработке другого варианта дизайна мюонной станции, нежели тот, который был предложен ранее. В результате, изготовление мюонной станции предполагается поручить экспериментальной группе ОИЯИ, инициировавшей исследование, выполненое в выдвигаемой на защиту диссертации.

Отметим, что полученные в диссертационной работе данные по событиям с рождением лептонных пар могут быть, в дополнение к калибровочным функциям, использованы и для получения новой информфции о структурных функциях протона. Это особо важно по двум причинам. Во-первых, в силу того что область, доступная в эксперименте PANDA, покрывает район перехода от пертурбативной к непертурбативной квантовой хромодина-мике. Во-вторых, эта область является областью "времениподобных" значений квадрата переданного импульса Q2, которая мало изучена по сравнению с областью "простран-ственноподобных" значений Q2, уже хорошо исследованной с помощью процесса глубоко неупругого рассеяния лептонов (е, ¡л) на протонной мишени.

Научная новизна :

1. Изучение процесса с рождением пары стоп-кварков (ti) (см. рис. 2.1) и их последующим распадом на чарджино и Ь-кварк (i\ —» bxf) в канале, где чарджино распадается на нейтралино и W-бозон (xf XÍ^), при том, что один из двух W-бозонов распадается по адронному каналу W+ —> qq, а другой - по лептонному W~ —>• ¡л"и, при энергиях, доступных на ILC, ранее не проводились ни для электрон-позитронного, ни для фотон-фотонного коллайдеров. Это исследование впервые выполнено в представленной диссертации и, что тоже существенно, для обоих электрон-позитронного и фотон-фотонного вариантов кол-лайдера. Важно подчеркнуть, что при этом также впервые был произведён учёт эффекта потери энергии электронными и позитронными пучками, а также учёт эффекта зависимости светимости обратно рассеянного фотонного пучка от поляризации начальных пучков. Впервые получены распределения важнейших кинематических переменных, характеризующих как адронные струи, образованные в конечном состоянии, так и составленные из них системы, которые могут соответствовать распавшемуся сигнальному стоп-кварку или фоновому топ-кварку. В диссертационной работе впервые произведена оценка вклада от главного фонового процесса рождения двух топ-кварков (см. рис. 2.1) и предложены эффективные критерии для подавления этого фона. Также впервые предложен новый метод определения массы стоп-кварка по положению правого края пика распределения инвариантной массы системы, образованной из ¿»-струи и двух адронных струй (от распада W-бозона).

2. До сих пор изучение рождения лептонных пар в процессе кварк-антикварковой аннигиляции в протон-антипротонных столкновениях при энергиях центра масс, предполагаемых в эксперименте PANDA (Ес,т. <5.3 ГэВ), не проводилось. Предыдущие измерения делались при более высоких энергиях (в основном в ЦЕРН и Фермилаб). Наименьшую энергию, Ес.т. = 44 ГэВ, из них имела коллаборация R209 (ЦЕРН), изучавшая процесс рождения мюонной пары в реакции рр —» n+¡i~+X. В представленной диссертационной работе впервые смоделированы теоретические предсказания для энергетических и угловых распределений мюонов и электронов и их корреляции при Ес.т. =5.3 ГэВ как для случая непрерывного (процесс Матвеева, Мурадяна, Тавхелидзе и Дрелла-Яна [61], [62]), так и для резонансного (при распаде J/Ф - резонанса) спектра инвариантных масс лептонных пар. Впервые выполнены такие же исследования для разных видов фоновых лептонов, ведущих своё происхождение от адронных распадов. Соотвественно, впервые получены оценки вклада разных адронных родителей и прародителей лептонов в такие фоновые распады

Практическая ценность работы состоит в том, что:

1. Показано, что будущий Международный Линейный Коллайдер (ILC) имеет уникальные возможности для весьма "чистого" выделения сигнала рождения стоп-кварка при условии его существования в промежутке масс, определяемых выбранным каналом распада t\ bxf. На основе смоделированных событий построены распределения кинематических переменных, имеющих струйную природу, а также выработаны критерии отбора событий, приводящие к весьма эффективному отделению сигнальных событий от основного фона, обусловленного распадом топ-кварка по каналу t —> bW±. Расчитаны значения эффективности применения критериев отбора, с помощью которых получены значения сечений процессов парного рождения стоп-кварков для пяти значений энергии электрон-позитронных пучков y/s = 350, 400, 500, 800, 1000 ГэВ, что позволяет расчитать ожидаемое количество набранных сигнальных событий за планируемый интервал времени. Разработан метод определения массы стоп-кварка, при условии, что масса нейтралино будет известна из анализа других процессов.

2. Выполнена работа по моделированию процессов рождения лептонных пар (при энергии протонного пучка Еьеат = 14 ГэВ), которая является основой для оптимизации геометрических размеров таких важных частей детектора, как мюонная система (и электромагнитный калориметр), а также для проведения других измерений в эксперименте PANDA. Показано, что экспериментальные данные, набранные для изучения процессов с рождени-

1 Отметим, что первое измерение мюонных пар было сделано в 1973 году в BNL на ускорителе AGS в эксперименте по рассеянию протонного пучка с энергией 22-29.5 ГэВ на урановой мишени.

ем лептонных пар, позволят провести измерение структурной функции протона F(x, Q2) в области времениподобных значений переданного импульса q (q2 = (pl+ +pl )2 = Q2 > 0), которая будет доступна в эксперименте PANDA. В настоящий момент времени эта область существенно менее исследована, чем область пространственноподобных значений переданного импульса q (q2 = (р[ — pl2)2 = Q2 < 0), которая весьма основательно изучена в процессах глубоко-неупругих лептон-нуклонных столкновений I + р —> I + X. Измерение процессов рр —> l+l~ + X на вполне доступной для эксперимента PANDA большой статистике позволит получить весьма точную информацию о распределении валентных кварков внутри протона (т.к. в антипротоне антикварки играют роль валентных кварков в протоне). Сделанные оценки показали, что эти измерения позволят покрыть достаточно широкую область по бьеркеновской переменной х: 0.05 < х < 0.70 при значениях квадрата переданного имульса Q2 < 6.2 ГэВ2. Изучены фоновые процессы к процессу рождения лептонных пар и выработаны критерии для подавления их вкладов.

Апробация работы и публикации:

1. Работы по исследованию процесса рождения стоп-кварков в условиях ILC были доложены на крупных международных рабочих совещаниях по "Международному Линейному Коллайдеру"(ЬС\¥8) в Париже (Франция, 2004), ECFA в Вене (Австрия, 2005), IWLC'2010 в Женеве (ЦЕРН, Швейцария, 2010), а также на "Десятой научной конференции молодых ученых и специалистов ОИЯИ" (Дубна, Россия, 2006), научно-методических семинарах рабочей группы по ILC в ДЕЗИ-Цойтен (Германия, 2006, 2007), научном семинаре Лаборатории Ядерных Проблем ОИЯИ (Дубна, Россия, 2008), Балдинском международном семинаре по проблемам физики высоких энергий" (Дубна, Россия, 2008), конференции-сессии Отделения ядерной физики РАН (ИФВЭ, Протвино, Россия, 2008), международном семинаре по физике высоких энергий "Кварки-2008" (Сергиев Посад, Россия, 2008), "Кварки-2010" (Коломна, Россия, 2010), XX международном рабочем совещании по физике высоких энергий и квантовой теории поля "QFTHEP'2011" (Сочи, Россия, 2011).

Публикации по этой теме представлены:

• В трудах конференций:

Международного рабочего совещания по "Международному Линейному Коллайде-ру" LCWS в Париже (Франция, 2004) [1], Десятой научной конференции молодых ученых и специалистов ОИЯИ (Дубна, Россия, 2006) [2], 15-ом международном семинаре по физике высоких энергий "Кварки-2008" (Сергиев Посад, Россия, 2008) [3], 15-ом Балдинском международном семинаре по проблемам физики высоких энергий (Дубна, Россия, 2008) [4], 16-ом международном семинаре по физике высоких

энергий "Кварки-2010" (Коломна, Россия, 2010).

• В качестве электронных публикаций:

ILC-NOTE-2007-036, 2010, что соответствует arXiv:0804.1700v3 [hep-ph], 2010 [5]; ILC-NOTE-2008-042, 2010, что соответствует arXiv:0804.2125v3 [hep-ph], 2010 [6].

• А также в российском рецензируемом журнале "Письма в ЭЧАЯ"(6 N3(152), ОИЯИ 2009) (arXiv.0906.3805 [hep-ph]) [7] , 2009;

"Письма в ЭЧАЯ"(9 N1(171), ОИЯИ 2012) [8].

2. Работа по исследованию процесса рождения лептонных пар в условиях эксперимента ПАНДА представлялась автором на пленарных сессиях общих рабочих совещаний коллаборации в Уппсале (Швеция, 2005), Вене (Австрия, 2006), Кракове (Польша, 2008) и секцонных заседаниях таких же совещаний в Юлихе (Германия, 2004), GSI (Дармштадт, Германия, 2006), Генуе (Италия, 2007), Дубна (Россия, 2007), Протвино (Россия, 2011), а также на первом российском совещания по физике ПАНДА (ИТЭФ, Москва, 2008). Работа была также представлена и обсуждалась на международной школе-семинаре "The Actual Problems of Microworld Physics" в Гомеле (Беларусь, 2005 и 2007) и XIX-ом Балдинском международном семинаре по проблемам физики высоких энергий (Дубна, Россия, 2008), а также на Молодёжной школе-семинаре "Вклад молодых учёных России в проект FAIR" (ИЦФР, Москва, 2010 и 2011), первой объединённой "Гельмгольц-Росатом" школе для молодых учёных на FAIR (Хиршегг, Австрия, 2011), XIV международной конференции по адронной спектроскопии "Hadron2011" (Мюнхен, Германия, 2011).

Публикации по этой теме были представлены:

• В трудах конференций:

Международной школе-семинаре "The Actual Problems of Microworld Physics" в Гомеле (Беларусь, 2005) [9], Балдинском международном семинаре по проблемам физики высоких энергий (Дубна, Россия, 2008) [10].

• В качестве электронных публикаций: arXiv:hep-ph/0412279vl, 2004 [72];

PANDA-NOTE PHY-003, 2011, что соответствует arXiv:hep-ph/0506139v2, 2011 [73].

• А также в российском рецензируемом журнале "Письма в ЭЧАЯ"(6 N4, ОИЯИ, 2009) [И].

3. Работа в целом также была представлена и обсуждалась на семинарах в:

Лаборатории Теоретической Физики им.Боголюбова ОИЯИ (Дубна, апрель 2011),

ОЭФВЭ НИИЯФ МГУ им. Ломоносова (Москва, апрель 2011).

Структура и объем диссертации. Работа изложена на 151 страницах печатного текста, состоит из введения, трёх частей и заключения. Она содержит 88 рисунков, 13 таблиц и список литературы, включающий 89 наименований.

Часть I диссертации посвящена изучению возможности обнаружения скалярного топ-кварка в е+е~ столкновениях на 1ЬС.

В главе 2 приводится описание изучаемых процессов рождения и распада стоп-кварков, а также набора используемых в работе параметров Минимальной Суперсимметричной Модели.

Глава 3 содержит описание полученных путём моделирования этих процессов распределений некоторых кинематических переменных, характерных для кварков и порожденных ими адронных струй, а также мюонов, образовавшихся в конечных состояниях рассматриваемых процессов рождения пар искомых стоп-кварков (е+е~ —> ¿1^1). Аналогичные распределения получены также для случая рождения фоновых топ-кварков е+е~ —► Ы. Всё моделирование выполнено с помощью Монте-Карло генератора физических событий РУТН1А [33], а распределения построены, в основном, для случая 2Еьеат = = 500 ГэВ. В этой главе также представлен результат оценки (выполненной с помощью программы СШСЕ1 [34]) степени влияния эффекта "бимштралунга" и процессов взаимодействия ускоряемых пучков на конечный спектр энергии сталкивающихся электронных и позитронных пучков. В разделе 3.1 представлены спектры поперечного имульса и полярного угла стоп-кварков, рожденных в электрон-позитронных столкновениях. Разделы 3.2 и 3.3 включают в себя полученные распределения кинематических переменных для струй, образовавшихся в результате распада ^У-бозона на пару кварков, и, соответственно, ¿-струй, порожденных в процессе распада стоп-кварка 1\ —> Ьх^- Распределения событий со стоп-кварками детально сравниваются с аналогичными распределениями в событиях основного фонового процесса - рождения пары топ-кварков. В разделе 3.4 демонстрируются полученные модельные спектры как сигнальных, так и фоновых мюонов, рожденных в распадах адронов в том же самом событии. Предложены критерии для разделения сигнальных мюонов, образующихся в результате распада \¥ - бозона, от фоновых мюонов.

В главе 4 приводится ряд распределений для предлагаемых глобальных переменных. В качестве таковых рассмотрены потерянная энергия, общая наблюдаемая (в детекторе)

энергия, скалярная сумма поперечных импульсов всех наблюдаемых частиц в событии, а также инвариантная масса системы, состоящей из всех адронных струй в конечном состоянии плюс сигнальный мюон от распада \¥-бозона. Показано, что предлагаемые глобальные переменные могут быть хорошим инструментом для отделения сигнальных событий от фоновых. В разделе 4-1 дополнительно введены ещё две глобальные переменные - инвариантная масса всех адронных струй в конечном состоянии и потерянная масса. Продемонстрировано, что эти две переменные являются наиболее эффективными для отделения сигнальных стоп-кварковых событий от фоновых топ-кварковых. В разделе 1^.2 предлагаются три ограничительных условия для отбора событий с рождением пар сигнальных стоп-кварков и для подавления вклада от фонового процесса с рождением топ-кварка. В разделе 4-3 представлены полученные с помощью генератора РУТН1А предсказания для значений сечений в случаях рождения пары стоп-кварков и пары топ-кварков при пяти различных энергиях столкновения электрон-позитронных пучков в интервале 350 < у/И < 1000 ГэВ. Там же демонстрируется влияние предложенного набора ограничений на значения сечений процессов рождения пар сигнальных стопи фоновых топ-кварков, а также их влияние на ожидаемое количество соответствующих событий при одном и том же фиксированном значении светимости и, соответственно, на значение отношения сигнала к фону.

Глава 5 содержит описание предложенной автором процедуры восстановления массы скалярного топ-кварка, основанной на анализе распределения инвариантной массы системы, состоящей из одной Ь-струи и двух струй от распада Д¥-бозона, при условии что известна масса нейтралино.

Глава б содержит краткое описание результатов, полученных в первой части.

Часть II диссертации посвящена изучению рождения пар скалярных топ-кварков на 1Ь С в столкновениях поляризованных фотон-фотонных пучков.

В главе 7 дается описание изучаемого процесса рождения стоп-кварков в фотон-фотонных соударениях.

В главе 8 рассматриваются основные характеристики фотонных пучков, такие как импульсный спектр и светимость, а также корреляции энергий фотонов в пучках для случаев разных поляризаций фотонов, принимающих участие в комптоновском рассеянии поляризованных лазерных фотонов на поляризованных электронных пучках. При этом, в отличии от предыдущих глав, рассматривается случай существенно более высокой энергии электронных пучков, а именно, 2Е%еагп = = 1000 ГэВ. Приводятся расчитанные с помощью программы СШСЕ2 [35] оценки ожидаемой светимости и значений сечений для

разных комбинаций поляризаций фотонных пучков.

Глава 9 содержит описание полученных с помощью генераторов РУТША и СШСЕ2 распределений кинематических переменных частиц, фигурирующих в конечных состояниях рассматриваемых сигнальных (77 —> ¿1^1), а также в фоновых 77 —> Ы процессах. В разделе 9.1 представлены распределения основных кинематических переменных стоп-кварков, рожденных в фотон-фотонных столкновениях при разных комбинациях поляризаций пучков. Это спектры энергии, поперечного импульса и полярного угла стоп-кварков, а также инвариариантной массы их пары. Разделы 9.2 и 9.3 включают в себя полученные распределения кинематических переменных для адронных струй, образованных в результате распада '\¥-бозона и, соответственно, для 6-струй. Распределения сигнальных событий, содержащих стоп-кварки, детально сравниваются с аналогичными распределениями в фоновых событиях рождения пары топ-кварков. Такое сравнение выполнено для разных вариантов поляризаций пучков. В -разделе 9-4 показаны полученные распределения кинематические переменных (энергия и Рт) мюонов в сигнальных событиях при разных поляризациях сталкивающихся фотонных пучков. Там же предложен способ разделения сигнальных мюонов, рождённых от распада - бозона, и фоновых, берущих начало от распада адронов в том же самом событии.

Глава 10 содержит полученные с помощью программных пакетов РУТН1А и С111СЕ2 распределения ряда предложенных автором глобальных переменных. Эти распределения были полученны как для сигнальных событий, содежащих пару стоп-кварков, так и для фоновых, включающих тор-антитоп пару. При этом были рассмотрены случаи разных поляризаций сталкивающихся фотонов. Конкретно, были построены распределения по потерянной энергии, общей наблюдаемой в детекторе энергии, скалярной сумме поперечных импульсов всех наблюдаемых в событии частиц, а также по инвариантной массе системы, построенной из всех адронных струй в конечном состоянии и сигнального мюона от распада \У-бозона. Также построены распределения для следующих двух глобальных переменных - инвариантной массе всех адронных струй в конечном состоянии и потерянной массе. Подчеркнуто, что использование перечисленных переменных может привести к существенному разделению сигнальных стоп-кварковых событий фоновых событий, содержащих топ-кварки. В разделе 10.1 предлагаются три ограничительных условия, использование которых при отборе событий может обеспечить высокое значение отношения сигнала к фону. Там же представлены значения эффективностей подавления вклада фоновых топ-кварковых событий, которые можно ожидать при разных поляризациях сталкивающихся фотоных пучков в результате последовательного применения таких ограничений.

В главе 11 предложена процедура восстановления массы скалярного топ-кварка, основанная на анализе распределения инвариантной массы системы, составленной из 6-струи

и двух струй от распада W-бозона, при условии, что известна масса нейтралино. Здесь также дается оценка влияния фона от вклада топ-кварковых событий на точность реконструкции массы стоп-кварка.

Глава 12 содержит краткое описание результатов, полученных во второй части.

Часть III посвящена изучению процесса рождения лептонных пар в антипрото протонных столкновениях рр —> l+l~ + X при энергии антипротонного пучка Ebeam =14 ГэВ.

Глава 13 является введением к третьей части работы. Здесь, в разделе 13.1 приводится схема эксперимента PANDA и краткое описание мюонной системы установки. В разделе 13.2 обсуждается важность изучения процесса с рождением лептонных пар в условиях эксперимента PANDA на ускорительном комплексе FAIR.

Глава 14 посвящена описанию процесса рождения лептонных пар в антипротон-протонных столкновениях при промежуточных энергиях. Раздел 14-1 включает в себя кинематические распределения, полученные для отдельных лептонов с помощью генератора PYTHIA. Набор графиков с распределениями событий по энергии, поперечному импульсу и полярному углу представлен совместно с рядом графиков, отражающих разного рода корреляции между физическими переменными (Энергия-Энергия, Энергия-Угол и Угол-Угол) лептонов, рожденных в подпроцессе чисто кваркового уровня qq l+l~~, амлитуда которого определяется диаграммой низшего порядка по теории возмущений. Представлены оценки потерь событий при выборе различных геометрических размеров мюонной системы и электромагнитного калориметра. Раздел lJ¡.-2 посвящен изучению другого канала рождения лептонной пары, а именно - процессу рождения J/Ф - резонанса с последующим его распадом на пару лептонов. Эта реакция р + р —» J/Ф + Х —> l+l~ + X (I = /л, е) была смоделирован с использованием PYTHIA6.4, которая включает большой набор партонных подпроцессов, дающих вклад в рассматриваемый процесс. Раздел 14-3 содержит полученные распределения по инвариантной массе и некоторым другим физическим параметрам, которые являются характерными для сигнальной лептонной пары как системы в целом. Наиболее интересный среди них - суммарный поперечный импульс лептонной пары, который связан с внутренней поперечной скоростью движения кварков внутри протона. В разделе 14-4 приводится оценка размера кинематической области в плоскости переменных х — Q2, которая может быть доступна для измерения структурной функции протона (в основном кварковых распределений) в эксперименте PANDA.

В главе 15 представлены результаты изучения проблем, связанных с наличием фоновых лептонов, которые могут рождаться вместе с сигнальной лептонной парой в одном

и том же событии в силу наличия мезонных распадов. Особенности сигнальных процессов, содержащих фоновые мюоны и электроны обсуждаются, соответственно, в разделах 15.1 и 15.2. В разделе 15.3 приведен набор условий, которые позволяют до определённой степени отделить фоновые лептоны от сигнальных. Эффективность предложенных ограничений приводится там же в виде доли потерянных сигнальных событий (в процентах).

В главе 16 рассматриваются проблемы, связанные с фоновым вкладом, обусловленном "мягкими", или "минимум-байс"(minimum-bias), процессами, а также "жесткими" хромо-динамическими подпроцессами, отличными от qq —> l+l~~. Процессы с фоновыми мюонами и электронами обсуждаются, соответственно, в разделах 16.1 и 16.2 Б разделе 16.3 приведен набор ограничительных условий, которые позволяют отделить и существенно подавить вклад фоновых минимум-байс и КХД событий при незначительной потере сигнальных. Варианты предложенных условий отбора событий и их эффективности представлены там же.

В главе 17 изложены предложения по измерению некоторых других важных физических процессов, которые могут быть сделаны путём изучения процессов рождения леп-тонных пар при энергиях, доступных в эксперименте PANDA.

Глава 18 содержит краткий итог результатов исследования процессов рождения леп-тонных пар, полученных в третьей части диссертации и планируемых для их дальнешего применения в эксперименте PANDA на ускорительном комплексе FAIR.

В главе 19 суммируются результаты диссертационной работы.

1.1 Фундаментальные частицы Стандартной Модели и ее расширений

Физика элементарных частиц пытается найти ответы на фундаментальные вопросы. Из чего сделан мир вокруг? Что представляют собой самые малые частицы материи, и каковы базовые силы, действующие в мире этих фундаментальных частиц? В настоящее время, теоретической конструкцией, описывающей фундаментальные составляющие вещества, которые называются элементарными частицами, и базовые силы, которые управляют их поведением, является так называемая Стандартная Модель (СМ), основанная на аппарате релятивистской квантовой теории поля. Предсказания, сделанные на основании этой теории, находятся в хорошем сооответствии с данными экспериментов. Однако, Стандартная Модель не является законченной теорией. Она содержит около двадцати феноменологических параметров, а также не в состоянии объяснить ряд важных физических явлений, как, например, "запирание кварков" (confinement) внутри адронов. Поиск вариантов ее

расширенния является наболее актуальной задачей теоретической физики. В следующем разделе представлены основные положения СМ и одного, наиболее простого, варианта ее расширения.

1.1.1 Стандартная Модель

СМ базируется на кварковой модели, предложенной Гелл-Манном и Цвейгом в 1964 году (а также Нишиджимой и Нееманом) в качестве одного из математических вариантов развития составных моделей адронов. Она основана на модели трёх частиц u ("up"), d ("down") и s ("strange"), называемых кварками, и обладающих спинами 1/2 и дробными электрическими зарядами, соответственно, +2/3, +1/3 и -1/3, из которых построены адроны, например, протон p=uud, нейтрон n=udd, 7г-мезоны: 7г+ — ud, тг~ — Ud и т.д. С её помощью, были расклассифицированы почти все известные на тот момент времени адроны. В приближении равенства масс всех кварков, т.е. массовой симметрии, для этого были использованы представления группы SU(3), которая играет роль расширения группы SU(2), предложенной Гейзенбергом в 30-ые годы для описания изотопической симметрии нуклонов, в частности, протона и нейтрона. Семейство u-, d- и s-кварков образует "фундаментальное" триплетное представление группы SU(3). В рамках SU(3) мезоны, состоящие из двух кварков, описываются синглетными и октетными представлениями, а барионы, состоящие из трёх кварков, декуплетными. Экспериментальное обнаружение в 70-х годах семейства тяжелых J/Ф-мезонов (1974 г.), трактуемых как связанные состояния с ("charm") - кварков, а затем и семейства Т-мезонов (1977 г.), являющиеся связанными состояниями b("beauty") - кварков, а также и топ-кварка (1995 г.), привело к увеличению числа кварков с разными массами (разные "ароматы" или "флэйворы") до шести.

Весьма важным моментом развития не только самой кварковой модели, но и квантово-полевого подхода к описанию сильных взаимодействий, явилось преодоление трудности с включением Г2~-гиперона в декуплетное представление группы SU(3). Эти трудности с описанием тяжелых гиперонов в рамках SU(3) натолкнулись на противоречие с принадлежностью кварков статистике Ферми-Дирака. Выход был найден путем введения для кварка нового квантового числа, получившего позднее название "цвет", а затем и "цветовой симметрии", реализуемой представлениями группы SUC(3) [36].

СМ состоит из Квантовой Электродинамики (КЭД), Электрослабой теории и Квантовой Хромодинамики (КХД). КЭД описывает электромагнитные взаимодействия, Электрослабая теория представляет собой объединение электромагнитного и слабого взаимодействий. Электрослабая теория предполагает, что входящие в её "номенклатуру" фундаментальные частицы приобретают свои массы через взаимодействие с гипотетическим бозоном Хиггса, который до сих пор не удаётся обнаружить экспериментально.

В рамках СМ фундаментальными частицами являются три типа частиц: кварки, .пептоны и и аети цы-пер ен ос ч и к и взаимодействия (калибровочные бозоны). Все вещество построено из лептонов и кварков, которые взаимодействуют, обмениваясь калибровочными бозонами. Рис, 1.1 представляет собой схему фундаментальных частиц. Кварки и лептоны классифицированы по трем "поколениям", каждое из которых представлено па рис. 1,1 п виде трех стобцов из двух ячеек (дублетов): (и,с1), (с,в), (г,Ь)- для кварков и (ис, е), (и^, д), (иТ) т) - для лептонов. Для каждой из этих частиц существует античастица с такой же массой и спином, но с противоположными значениями остальных свойств, таких как, например, электрический заряд.

Рис. 1.1: Элементарные частицы

Лептоны, как и кварки, являются фермиоиами со спином 1/2, которые должны подчиняться статистике Ферми-Дирака. Существует шесть типов (или ароматов) лептонов. Три из них - что электрон (с), мюон (ц) и тау (т). Эти лептоны несут электрический заряд -1 и имеют различные массы. Еще три лептона - это электронное нейтрино (у), мюоипое нейтрино (иц) и тау-нейтрино (ит). Эти лептоны электрически нейтральны и имеют малые массы. Шесть лептонов попарно разбиты на три поколения, представленных столбиками-дублетами, Каждое поколение состоит из заряженного лептона и нейтрино. Полагается, что псе наблюдаемое вокруг иас вещество построено из лептонов и кварков первого поколения. Протоны и нейтроны атомных ядер, как уже отмечалось выше, состоят из и и Л кварков. Нейтрино взаимодействуют очень слабо и непосредственно п детекторах ис детектируются. Но их воздействие очень существенно, к примеру, в ядерных процессах, где с их помощью объясняется, например, Д-распад нейтрона п —* р + е~ + йе (или, на кварковом уровне и<1с1 —+ иид, + е~ + ре, который идёт за счет процесса А —* и + \¥~ с дальнейшим распадом И7" —?- е~ + Ре). Два других поколения не так существенны дня

окружающего нас мира, так как все входящие в них объекты, за исключением нейтрино, распадаются очень быстро. Тем не менее, эти два поколения интенсивно исследуются в проводимых физических экспериментах, как для проверки СМ, так и для углубления наших знаний о возможных формах существования материи во Вселенной.

Поколение Спин лептонов = 1/2 Спин кварков = 1/2

Ароматы Заряд Масса Ароматы Заряд Масса

(Н) (Меу/с2) (|е|) (Меу/с2)

1 0 < ю-3 и 4-2/3 5

е -1 0.511 <1 -1/3 10

2 ^ 0 < 0.17 с +2/3 1300

-1 106 Б -1/3 200

3 ит 0 < 18.2 t +2/3 172800

т -1 < 1777 Ь -1/3 4300

Таблица 1.1: Фермионы в Стандартной Модели

Взаимодействие между частицами осуществляется посредством обмена калибровочн-ми бозонами, которые составляют отдельную группу фундаментальных частиц. В табл. 1.2 приведены четыре силы, наблюдаемые в природе и их переносчики. Поля бозонов описывются 4х-вектором, имеют спин 1, и подчиняются статистике Бозе-Эйнштейна. В КЭД переносчиками взаимодействия являются фотоны. Фотон (7) распространяет электромагнитное поле, т.е. электромагнитное взаимодействие, но сам электрического заряда не несет.

В КХД роль фотонов выполняют безмассовые бозоны, называемые глюонами Глю-оны несут цветовой заряд, который есть комбинация цвета и антицвета. Эта комбинация, в соответствии с теорией групп, строится как прямое произведение двух 317(3)с триплетов: 5,6Г(3)С х 5£/(3)с, из которого формируется ¿>£/(3)с синглет и октет. Последний, т.е. цветовой октет, используется для описания восьми возможных цветовых состояний глюонов (в результате синий (или "Ь-Ыие") кварк, испуская синий-антикрасный глюон, становится красным (или "г-гес1") кварком). Таким образом, глюонное поле, в отличие от синглетно-го бесцветного (или "белого") фотона, является 8-компонентным объектом в "цветовом пространстве". Структура цветовой группы задаёт правила перестановки компонент глю-онного поля в этом новом "цветовом пространстве", которого не было в КЭД. Некоммутативность "цветовых объектов" в корне меняет алгебраическую структуру взаимодействия, которая, например, в КЭД соответствовала перестановочному характеру компонент ЭМ поля. Математически это отражается в том, что в КХД вершины взаимодействия, со-

держащие константы взаимодействия, перестают быть просто числовыми функциями, а становятся многокомпонентными ("тензорными") объектами в "цветовом пространстве". В силу этого появляется новое явление - "самодействие глюонов", которое отсутствовало у фотонов.

Тип Гравитационное Электромагнитное Слабое Сильное

взаимодействия

Переносчики Гравитон Фотон (7) ъ глюон

Масса (ГэВ/с2) 0 0 = 80.4, Ъ = 91.2 0

Действует на все электрически лептоны, кварки кварки

частицы заряженные

Сила ю-38 ю-2 ю-13 1

Диапазон оо оо < Ю-16 ст < Ю-13 ст

Таблица 1.2: Четыре основных взаимодействия и их переносчики

Одним из следствий этого является появление асимптотической свободы, т.е. поведение партонов при высоких энергиях и на малых расстояниях как квазисвободных частиц. Другое следствие - это явление "конфайнмента" (или "запирания") цвета, т.е. возрастание сильного взаимодействия при низких энергиях, или, соответственно, на больших расстояниях. Цветовой потенциал между разделяемыми партонами возрастает, пока образование новой бесцветной системы не станет энергетически выгодным, и не родится пара (ад). Этот процесс называется адронизация. Из-за запирания цвета кварки в мезонах и барионах встречаются только в бесцветных комбинациях. В мезонах валентная пара кварк-антикварк обладает прямым и обратным цветами. В барионах цвета трех валентных кварков должны "оптически" суммироваться в белый.

В СМ слабое взаимодействие переносится У/~ - бозонами и электрически нейтральным Z - бозоном. Полной группой симметрии, используемой в СМ, является группа 3и(3)с х 5£/(2)\у х 31/(1)у, где группа 81/(1)у отражает "абелеву" симметрию калибровочных преобразований электромагнитного поля.

1.2 Минимальная Суперсимметричная Модель и её частицы

Существуют различные теории, расширяющие Стандартную Модель (СМ), одна из них - Суперсимметрия. Она вводит новую симметрию между бозонами и фермионами:

число степеней свободы бозонов приравнивается к числу степеней свободы фермионов. В подобной теории все частицы и их взаимодействия могут быть описаны одной группой симметрии.

Преобразование суперсимметрии заменяет фермионное состояние на бозонное и наоборот. Полученные частицы называются суперсимметричными частицами (счастица-ми). Суперсимметричные бозоны и фермионы так же называются суперпартнерами соответствующих частиц в СМ. Возонный суперпартнер фермиона называется сфермион, а фермионный партнер калибровочного бозона - гейджино. Суперпартнеры отличаются от их партнеров в СМ по спину на 1/2, тогда как остальные квантовые числа равны, а также должны быть равны и массы. Отсутствие равенства масс таких частиц называется нарушением суперсимметрии. Вследствие этого суперпартнеры имеют массы, которые много больше, чем массы их партнеров в СМ.

Суперсимметрия перспективна с точки зрения объединения физики частиц и гравитации. Генераторы суперсимметрии создают следующую цепочку состояний: эрт2 —► зрт2>/2 —» арт\ —> зргп!/2. Алгебра суперсимметрии решает проблему объединения четырех сил природы в одной алгебре (спин-1 калибровоных бозонов и спин-2 гравитона). Суперсимметрия оправдывают введение скалярных Хиггсовских полей, т.к. они связывают поля спин-0 и спин-1/2. Следовательно, является естественной причиной нарушения электрослабой симметрии.

Суперсимметрия важна в связи с Теориями Великого Объединения, где калибровочная симметрия возрастает с ростом энергии. Пренебрегая гравитацией вследствие ее малости, идея Великого Объединения выражается в следующем сценарии: фундаментальные взаимодействия (сильное, слабое и элетромагнитное) являются различными ветвями единого взаимодействия, связанного с калибровочной группой. Объединяющая калибровочная группа симметрии нарушается в области энегии порядка Мсит = Ю16 ГэВ и ниже этого порога единое взаимодействие расщепляется на три ветви: сильное, слабое и электромагнитное.

Эволюция ассоциированных констант связи описывается уравнениями перенормировочной группы и подтверждается экспериментально. Три константы связи могут быть описаны как = (5/3)(/2/(47г) = 5а/(Зсоз20^), «2 = = а/зт20ц? и а3 = дЦ(4-тг), где ©ук - слабый угол смешивания, а - константа тонкой структуры и д8,д,д - обычные константы связи в СМ. В однопетлевом приближении обратные константы связи &"1, г — 1,2,3 линейно зависят от десятичного логарифма энергии О, (рис. 1.2).

Объединение калибровочных соотношений, невозможное в рамках СМ, легко проводится в МССМ, где суперсимметричные частицы вносят ощутимый вклад в эволюцию констант связи, что изменяет углы наклоны прямых в области 1 ТэВ. Объединение трех

JO

Log]0(Q/GeV)

Ü 60

------------- 50

40

30

™ 20

10

0

10 15

Log i0(Q/GeV)

Рис. 1.2: Эволюция обратных констант связи в СМ (слева) и в Минимальной Суперсимметричной Модели (МССМ) (справа), как функции энергии <5-

прямых в одной точке очень нетривиально. Введение новых частиц влияет на все три прямые одновременно, приводя к сильным корреляциям между наклонами этих линий.

Однако, это объединение не доказывает существование Суперсимметрии, настоящим доказательством может послужить наблюдение счастиц. Естественно, что начинать поиск надо с более лёгких суперсимметричных частиц, о чём пойдет речь в следующих двух частях диссертации, посвященных изучению возможности проведения таких экспериментальных исследований на ILC.

МССМ является простейшим (в смысле наименьшего числа новых частиц и взаимодействий, требующихся для согласования с феноменологией Суперсимметрии) расширением СМ. Собственные массовые состояния частиц в МССМ (счастиц и соответствующих им партнеров в СМ) приведены в табл. 1.3.

R - дополнительное квантовое число ("R-чётность"), определенное как R=(—l)3(ß_-L)+2S (где В - барионное квантовое число, L - лептонное квантовое число, S - спиновое квантовое число). Оно служит для отделения частиц, входящих в номенклатуру CM (R= +1), от их суперсимметричных партнеров (R— -1).

Все левые и правые кварки, так же как их суперпартнеры, имеют три возможных цветных состояний (г, b, g ("green") ). Взаимодействия скварков и слептонов аналогичны взаимодействиям фермионов в СМ. Гей джины и хиггсины имеют значительные массы и смешаны. Нейтральные гейджины и хиггсины, смешиваясь, образуют четыре нейтралино (Xi,i = 1,2,3,4), заряженные - чарджины = 1,2). На рис. 1.3 приведен схематиче-

ский спектр масс счастиц.

Из приведенной таблицы видно, что среди скварков, т.е. частиц, имеющих цветовые степени свободы (г, b, g), самым легким является суперпартнер топ-кварка - t\. Поэтому предполагается, что его будет легче всего обнаружить.

Таблица 1.3: Собственные массовые состояния частиц МССМ.

Частицы Спин Четность Счастицы Спин Четност!

"левые" кварки Яь 1/2 +1 "левые" скварки йь 0 -1

"правые" кварки Яя 1/2 +1 "правые" скварки 0 -1

"левые" лептоны к 1/2 +1 "левые" слептоны к 0 -1

"правые" лептоны к 1/2 +1 "правые" слептоны к 0 -1

глюон g 1 +1 ГЛЮИНО 9 1/2 -1

заряженный бозон Ц/± 1 +1 ■

чарджино Хл,2 1/2

заряженный Хиггс Н± 0 +1

фотон 7 1 +1

нейтральный бозон 1 +1

нейтралино XI,2,3,4 1/2 •1

нейтральный Хиггс /г°, Н°, А0 0 +1

гравитон 2 +1 гравитино 3/2 -1

эй. эй

ш

Л1

Ус» ее. Ур. ¥т

еа

X?

Рис. 1.3: Схематический спектр масс счастиц.

Часть I

Изучение процесса рождения пары скалярных топ-кварков в столкновениях на 1ЬС

Изучаемые процессы

1ЬС представляет собой линейный электрон-позитронный коллайдер, обеспечивающий суммарную энергию в системе центра масс порядка 200-500 ГэВ и высокую светимость (пик светимости - ~ 2 • 1034см_2сек_1). Его конструкция обеспечивает возможность модернизации до 1 ТэВ для обеспечения работы во второй фазе. Согласно [17], в первые четыре года работы планируется достижение общей светимости порядка 500 фб-1. Предполагается, что набор 1000 фб-1 будет достигнут в течении первой фазы работы при 500 ГэВ. Ожидается также, что первый запуск при л/в = 500 ГэВ позволит провести первые измерения масс частиц, знание которых необходимо для оптимизации порогов сканирования [18].

Скалярный топ-кварк (т.е. стоп-кварк, суперпартнер топ-кварка) привлекает к себе большое внимание, поскольку, как уже говорилось ранее, предполагается, что самое низшее из двух его возможных состояний должно быть самой легкой суперсимметричной (ЯШУ) частицей, носящей цветовое квантовое число. Согласно МССМ, суперсимметричные партнеры правого и левого топ-кварка (¿ь и ¿д) смешиваются. В результате, получающиеся собственные массовые состояния ¿1 и ¿2 могут иметь большое различие по массе. При этом возможно даже, что самое легкое собственное состояние ^ может быть легче топ-кварка [13], [14].

Экспериментальные поиски скалярных топ-кварков были проведены на ЬЕР и Теуа1;гоп. Планируется продолжение таких поисков на ЬНС и 1ЬС [17], [18].

В дальнейшем, в этой части, будет изучаться реакция:

е+ + е~ -»¿1 + 5. (2.1)

Среди возможных в рамках МССМ каналов распада легчайшего стоп-кварка (см. подробнее ниже п.2.1 и [29]), нами был выбран распад ¿1 —> Ь^, сопровождающийся двухчастичным распадом чарджино на нейтралино и W-бoзoн: Хл —> При этом рассматривается случай, когда один из \\'-бозонов распадается "адронным" образом \¥ —> д,;^, а

другой - "лептонным": IV ¡ли^ [1] х. В результате, конечное состояние этого сигнального процесса, показанного на левой диаграмме рис. 2.1, состоит из двух "прекрасных"Ь-кварков, двух кварков (получившихся из распада одного \¥-бозона), мюона и нейтрино (из распада другого ^У-бозона), а также двух нейтралино:

е+е- Цх Ых+хГ -> ЪЪШ+Ш-хЧхЧ ЬЗД/ЯЪХ?*?- (2-2)

Основным фоновым процессом является рождение пары топ-кварков с последующим распадом I —► Ъ\¥± (распады W-бoзoнoв идут по тем же каналам, что и в случае стоп-кварка):

е+е- й ЬЪУ/+\¥~ ->■ Щщриц. (2.3)

Рис. 2.1: Слева диаграмма сигнального события (рождение и распад стоп-кварков), справа диаграмма фонового события (рождение и распад топ-кварков).

Единственное различие в конечных состояниях процессов рождения стоп- и топ-кварков (см. рис. 2.1) заключается в том, что в случае рождения пары скалярных топ-кварков появляются два нейтралино, которые не могут быть зарегистрированы детектором. Т.о. оба процесса имеют одинаковую сигнатуру: две 6-струи, две струи от распада W-бозона и мюон. В дальнейшем мы покажем, что физические переменные сконструированные из комбинаций струй, могут позволить восстановить массу скалярного топ-кварка в случае е+е~ столкновений.

В данной работе в качестве фона мы будем учитывать только рождение пары топ-кварков, поскольку этот процесс вносит доминирующий вклад в фон. Анализ этих двух процессов (2.2) и (2.3) был выполнен с использованием двух наборов событий, которые были сгенерированы методом Monte Carlo с применением моделей соответствующих процессов, заложенных в программу PYTHIA 6.4 [33]. Программа CIRCE1 [34] применялась для параметризации спектров электрон-позитронных пучков, участвующих в процессах

1 Процесс е+е~ —> ti +t\ с последующим распадом t\ —> cxf был рассмотрен в [30] - [32].

(2.2) и (2.3), что необходимо для учета эффекта бимштралунга (Ьеагг^гаЫш^) и, соответственно, коррекции светимости. Значения суммарных энергий пучков были выбраны равными 2Еьеат = = 350, 400, 500, 800, 1000 ГэВ.

2.1 Выбор параметров МССМ и определение массы стоп-кварков

В настоящее время существует большое количество моделей, которые являются более сложными расширением МССМ и, соответственно, содержат разные наборы параметров. Выбор этих параметров определяет значения тех или иных физических величин, в частности, масс суперсимметричных частиц, ни одна из которых по сей день не обнаружена. Так, например, многие работы по МССМ содержат достаточно большое количество таблиц, демонстрирующих наборы масс SUSY частиц при разных наборах параметров. Отметим, что в формулу для сечения рождения пары стоп-кварков непосредственно эти параметры не входят. Сечение самого процесса зависит только от величины массы стоп-кварка и определяется весьма простой диаграммой, которая по структуре во многом похожа на диаграмму, описывающую процесс рождения пары топ-кварков, который, как уже отмечалось, даёт наибольший фоновый вклад. По этой причине, с точки зрения борьбы с фоном, наибольший интерес представляет случай, когда масса скалярного топ-кварка близка к массе топ-кварка, что делает анализ наиболее трудным. В качестве примера достижения такого сближения масс нами рассмотрен набор параметров для МССМ, как простейшей модели, дающий такую массу.

Скалярный топ-кварк описывается следующей массовой матрицей (в базисе t^ — £д)

[13], [41]

(2.4)

где

MfLL = М| + (1 - |sin2Qw)cos2pM2z + Ml M?RR = Ml + \sin2ewcos2(3M2z + Mf,

О

и

(2.5)

(2.6)

(2.7)

Собственные значения массы вычисляются по формуле:

К* = \ [(ML + MU =F a/(mL + mL) + 4ImLI

(2.8)

где угол смешивания

-М?

cosOi = , tL" (2.9)

^\MU2 + (4-MU2

М~ — Mj , ч

sinOt = 0 fl 0 2.10

В дальнейшем мы будем рассматривать один конкретный набор параметров MSSM, которые определены, в обозначениях PYTHIA6, следующим образом:

= 270 ГэВ; М$ = 270 ГэВ; At = -500 ГэВ (stop trilinear coupling); tan(5 = 5; ц = -370 ГэВ; Мх = 80 ГэВ; М2 = 160 ГэВ.

Заметим что в PYTHIA6.4 М^ соответствует М^ (масса левого скварка 3-го поколения) и М^ соответствует Mj . Такой набор параметров совместим со всеми экспериментальными данными, полученными ранее на LEP и на Тэватроне. Эти параметры дают М + = 159.2 ГэВ, Mvо = 80.9 ГэВ и значение Mr = 167.9 ГэВ, близкое к значению массы

XI ' А1 Ч >

топ-кварка Mtop = 170.9 ±1.8 ГэВ [42]. Вследствие этого ожидается достаточно большой вклад фоновых топ-кварков, поэтому нахождение подходящих критериев отбора, разделяющих сигнальные и фоновые события, становится ключевой целью настоящей работы.

Вообще говоря, сечение рождения стоп-пары при фиксированной энергии зависит от массы стоп-кварка и угла смешивания в^. Т.к. спаривание Z0 с левыми и правыми компонентами стоп-кварка различны, то сечение сильно зависит от поляризации пучка (см. [29], [1], [52]). Выбирая сооответствующую поляризацию пучка, возможно увеличить сечение. Например, для электронного пучка с 90% левой поляризацией сечение будет больше, чем неполяризованное сечение, примерно, на 40%, для cos = - 0.81 в соответствии с приведенными выше параметрами. Если в дополнение позитронный пучок будет иметь 60%-ую правую поляризацию, то сечение увеличится, примерно, на фактор 2 по сравнению с непо-ляризованным сечением. Заметим, что достаточно точное определение угла смешивания стоп-кварка возможно путем измерения лево-правой ассиметрии. Сечение рождения топ-пары также имеет характерную зависимость от поляризации пучка [52]. К примеру, поляризация обоих пучков приводит к увеличению сечения на фактор 1.5.

Заключение диссертации по теме «Физика высоких энергий», Скачкова, Анна Николаевна

Выводы по части III

В настоящей части осуществлено моделирование двух процессов с рождением лептон-ной пары рр —»1+1~ + X при рассеянии пучка антипротонов с энергией Еьеат = 14 ГэВ на протонной мишени. Для этого был использован генератор физических событий РУТН1А и встроенные в него релятивистские амплитуды соответствующих кварк-партонных подпроцессов.

На этой основе получены распределения наиболее важных кинематических переменных индивидуальных лептонов, которые представлены в разделе 1^.1. Эти распределения позволяют оценить диапазоны энергии, поперечного импульса и области углов, которые могут быть покрыты лептонами, образованными в процессе кварк-антикварковой аннигиляции. Они показывают, что энергетические и угловые спектры наиболее энергетических (быстрых) лептонов в паре весьма отличаются от аналогичных спектров для медленных лептонов: среднее значение < Е^аа1. >= 3.85 ГэВ примерно в три раза выше, чем для медленных лептонов < Е1з1ои) >= 1.36 ГэВ. Моделирование показало тенденцию, которая является весьма важной для проектирования геометрических размеров мюонной системы: быстрые лептоны летят преимущественно под меньшими углами < в1^ >= 16.5° по сравнению с углами медленных лептонов < 01Могц >= 38.2°. Следует отметить, что около 6% событий могут содержать медленные лептоны, которые будут рассеиваться в обратную полусферу, т.е. в1а1ти > 90°. Корреляции "Угол-Энергия", "Энергия-Энергия" и "Угол-Угол" между медленными и быстрыми лептонами в одной и той же лептонной паре описаны в том же разделе 14-1 и представлены на рис. 14.3 и 14.4 вместе в соответствующими распределениями числа событий относительно лептонных энергий и углов разлёта.

Таблицы 14.1 и 14.2 раздела 1^.1 содержат оценки потери сигнальных событий в зависимости от выбора ограничений на нижнее значение энергии лептона и, соответственно, на верхний предел углового покрытия мюонной системы и электромагнитного калориметра. Из этих таблиц можно видеть, что, к примеру, выбор ограничения Е™™ = 0.5 ГэВ и

9lmax = 90° приводит к потере около 30% сигнальных событий. Эти оценки были использованы при выбора дизайна мюонной системы эксперимента PANDA и также могут быть использованы для электромагнитного калориметра. Моделирование с помощью PYTHIA показало, что можно ожидать выхода порядка 9.7 • 106 ММТ-ДЯ событий в год при светимости L = 2 • 105 мб-1сек-1.

Аналогичное изучение было выполнено на основе PYTHIA в разделе 14-2 для лепто-нов, которые могут появиться в распаде J/Ф мезонов, рожденных в эталонном процессе рр —> J/Ф + X. Было показано, что лептоны, рождённые в J/Ф —» 1+1~ распаде, хорошо укладываются в те же самые области углов, что и лептоны, рождённые в процессе ММТ-ДЯ qq —► l+l~~ + X. Восстановление инвариантной массы лептонной пары может позволить избавиться от фонов без заметной потери сигнальных событий. Показано, что, при упомянутой ранее светимости, число событий с рождением J/Ф может быть порядка 700 в год.

В разделе 14 ■ 3 приведены кинематические характеристики лептонной пары, рассматриваемой как целостная система. Показано, что спектр инвариантной массы лептонной пары уменьшается достаточно быстро и практически исчезает при — 2.5 ГэВ. В то же время, спектр общей энергии лептонной пары El+l начинается примерно от 1 ГэВ и простирается до значения 12 ГэВ. Продемонстрировано также, что около половины событий могут иметь энергию лептонной пары выше 4 ГэВ. Показано, что можно ожидать, что примерно в 50% событий лептонные пары будут достаточно энергетичны и могут нести от 33% до 80% от общей энергии частиц, образующих конечное состояние.

В разделе 14-4 приведены полученные с помощью PYTHIA распределения по бъёр-кеновской переменной х, которые, совместно с приведенным в предыдущем разделе спектром инвариантной массы лептонной пары, позволяют оценить размеры области в кинематической плоскости x-Q2, которая может быть доступна для измерения протонной структурной функции в эксперименте PANDA. Эта область определяется следующими границами: 0.05 < х < 0.7 и Q2 < 6.25 ГэВ2. Подчеркнём, что измерение структурной функции протона в области положительных ("времениподобных") значений квадрата переданного импульса q2 = (Pl+ + Pl~)2 = Q2 = )2 > 0 было бы хорошим расширением исследований упругого формфактора протона в этой же области, включённых в планы эксперимента PANDA, а также аналогичных измерений, планируемых в JLab в области отрицательных ("пространственноподобных") значений qjis = {P¡n — Plout)'2 < 0.

Важная проблема подавления фона рассмотрена в главах 15 и 16. В главе 15 мы концентрируемся на фоновых лептонах, которые могут возникнуть от распадов адронов в самих сигнальных процессах. Были изучены сигнальные процессы с рождением мюонной пары отдельно от процессов с образованем электронной пары, используя для этого два отдельных набора сгенерированных событий с сигнальной мюонной парой и, соответственно, с парой электронов. Вначале был рассмотрен случай рождения пары мюонов: Гистограммы, демонстрирующие относительный вклад различных родителей и прародителей мюонов, представлены в подразделе 15.1. Показано, что основная часть фоновых мюонов происходит от распадов заряженных пионов. Следующим существенным источником мюонов являются рапады заряженных К-мезонов (их вклад более чем на два порядка меньше, чем от пионов).

Некоторые детали пионного источника представлены в подразделе 15.1.1, где показано, что около 42% сигнальных событий вообще не содержит заряженных пионов, в то время как 24% от них содержит только один пион и 27% включают в себя два заряженных пиона в конечном состоянии. Около 5% сигнальных событий содержат три заряженных пиона и 1.5% имеют четыре заряженных пиона. Это предсказание PYTHIA означает, что восстановление инвариантных масс адронных родителей и прародителей может быть достаточно надежным способом определения происхождения фоновых мюонов.

Кинематические графики, показанные в подразделе 15.1.2 для фоновых мюонов, получены при наложении геометрического ограничения на объём детектора. Это ограничение привело к сильному уменьшению количества фоновых лептонов. Доля сигнальных событий, включающих фоновые мюоны, уменьшилась до 16.6% (по сравнению с распределением родительских пионов). Это означает, что согласно PYTHIA, около 83% сигнальных событий вообще не содержат фоновых мюонов (благодаря ограничению на объём детектора).

Аналогичные распределения кинематических переменных, родителей и прародителей были получены в разделе 15.2 для случая фоновых электронов. Обнаружено, что наложение геометрических ограничений на объём детектора приводит к уменьшению доли сигнальных событий, содержащих фоновых электроны, до 2%.

Набор из трёх ограничений, приведённый в разделе 15.3, который, будучи наложен вместе с упоминаемым выше ограничением на объём распада в детекторе, приводит к дальнейшему уменьшению доли (fr) сигнальных событий, содержащих фоновые распад-ные лептоны. А именно, /гм = 0001% - в случае рождения ¡и,+/л~ пар и /ге = 0.008% -в случае е+е~ пар. Подчеркнём, что это сильное уменьшение доли сигнальных событий, включающих фоновые лептоны, было достигнуто ценой потери заметной части отобранных сигнальных событий: « 17% для случаев рождения пар и « 14% для рождения е+е~ пар.

Намного более опасный фон, определяемый вкладами minimum bias и КХД событий, был изучен в главе 16, включающей в себя два раздела 16.1 и 16.2, в которых представлены рисунки с кинематическими распределениями, а также относительными вкладами родителей и прародителей для случаев мюонного и электронного фонов, соответственно. Раздел 16.3 содержит набор из пяти ограничений, которые включают в себя три ограничения, которые уже использовались ранее для уменьшения числа событий, содержащих фоновые распадные лептоны. Четвёртое условие обрезает спектр инвариантных масс системы двух лептонов условием Minv(l+, I> 0.9 ГэВ, в то время как пятое ограничение использует критерий изолированности для лептонов. Показано, что, несмотря на тот факт, что сечение процесса minimum-bias cr^lnba примерно на 7 порядков выше, чем оа—« сечение сигнального процесса , применение этих пяти ограничительных условии позволяет в случае избавиться от вклада minimum-bias и КХД фонов и достигнуть значения S/B = 3.8 для случая е+е~. Следует отметить, что наложение четвёртого и пятого ограничений приводит к дополнительной потере около 8% сигнальных событий, доводя тем самым общую величину потери до 22-25%.

Глава 17 содержит три важных программных предложения об изучении в эксперименте PANDA событий, имеющих несколько лептон-антилептонных пар в конечном состоянии, а также об измерении поперечного импульса кварков внутри протона ("Ферми-движение") .

Заключение

В представленной диссертационной работе изучалась, в рамках Минимальной Суперсимметричной Стандартной Модели (МССМ) и на основе Монте-Карло моделирования с помощью программного пакета PYTHIA6.4 (а также программ CIRCE1 и CIRCE2), возможность обнаружения на будущем ускорительном комплексе ILC предсказываемого МССМ стоп-кварка, скалярного суперсимметричного партнёра топ-кварка (ti).

Были рассмотрены возможности использования для этой цели двух предполагаемых вариантов ускорителей: электрон-позитронного и фотон-фотонного коллайдеров. Изучался канал распада стоп-кварка на чарджино и Ь-кварк: ti —> bxf- При этом предполагалось, что чарджино распадается на нейтралино и W-бозон xf Х])И/Г±, а далее один из двух W-бозонов распадается по адронному каналу W+ —> qq, а другой - по лептонному W~ ¡л"V. Были выбраны такие параметры МССМ, которые согласуются с имеющимися экспериментальными данными и задают значение массы стоп-кварка = 167.9 ГэВ, которое является достаточно близким к массе топ-кварка, что делает задачу нахождения подходящих критериев отбора, разделяющих сигнальные и фоновые события (среди последних доминирует вклад от топ-кварка), первостепенной.

Для случая электрон-позитронных столкновений была выполнена генерация событий и получены значения сечений процессов для пяти значений энергии пучков /s = 350, 400, 500, 800, 1000 ГэВ (как для сигнальных процессов с рождением пары стоп-кварков, так и для фоновых событий с рождением пары топ-кварков). Для средней энергии i?e+e- = y/s = 500 ГэВ, соответствующей наибольшему (из пяти) значению сечения, осуществлено детальное изучение распределений кинематических переменных (энергии, поперечных импульсов, углов разлёта) как на кварковом уровне, так и на уровне порождённых ими струй. Из анализа распределений инвариантной массы двух кварков и соответствующих им струй, было установлено, что W бозон, рождающийся при распаде стоп-кварков, имеет виртуальную природу. На основе рассмотренных кинематических переменных был построен набор глобальных переменных, представляющих собой разные комбинации 4-х импульсов струй (а также с включением и 4-х импульса мюона).

Впервые предложен набор из трёх критериев отбора (налагаемых на две глобальные переменные и на число b-струй), которые почти на четыре порядка понижают вклад фоновых событий с рождением топ-кварков при потере около 23.8% сигнальных событий с рождением стоп-кварков. В результате, данные критерии отбора улучшают отношение сигнала к фону с S/B = 0.066 до S/В « 143. На основе этого сделана оценка, что при энергии л/s = 500 ГэВ и светимости Lint = 1000 фб-1 будет возможность за 2.5 года набрать, с учётом эффективности таггирования b-струй, порядка 1800 сигнальных событий с рождением стоп-кварков с фоном порядка 12 топ-кварковых событий. Показанно (см. таблицу 4.2), что измерения при других энергиях в области 400 < y/s < 500 ГэВ и 500 < л/s < 800 ГэВ, могут позволить значительно увеличить число отобранных сигнальных стоп-кварк событий и осуществить более точное измерение массы скалярного топ-кварка.

Нами впервые было показано, что, при условии, что масса нейтралино xí будет уже известна из других измерений, определение положения правого края пика распределения инвариантной массы M¿nt)(b-jet, Jetsw*) системы "&-jet+(all-non-fr-jets)" позволит измерить на электрон-позитронном коллайдере массу стоп-кварка с хорошей точностью, основываясь на статистике, соответствующей светимости Lint = 1000 фб-1.

Отдельно были впервые исследованы возможности фотон-фотонного коллайдера для обнаружения стоп-кварка. Принципиальная разница с электрон-позитронным коллайде-ром состоит в том, что суммарная энергия фотон-фотонного столкновения может меняться от столкновения к столкновению. В связи с этим, нами, с помощью программы CIRCE2, которая учитывает энергетический спектр обратно рассеянных фотонных пучков, были сгенерированы (с использованием пакета PYTHIA и осуществлением необходимой для наших целей модификации входящих в неё формул) события с рождением стоп-кварков в фотон-фотонных соударениях, а также определены величины светимости для разных комбинаций поляризации фотонных пучков. Вслед за этим, аналогично тому как делалось ранее в случае е+е~ коллайдера, были получены распределения кинематических переменных, а также распределения глобальных переменных, на основе анализа которых были предложены критерии подавления фона от событий с рождением топ-кварков и отбора событий с рождением стоп-кварков.

Показано, что для рассмотренного случая с усиленным вкладом состояния с полным угловым моментом J = 0, предложенные ограничительные критерии улучшают отношение сигнала к фону в случае разнознаковых " + —" и " — +" поляризаций фотонных пучков - с S/B = 0.15 до S/B « 60 с потерей около 23.7% сигнальных стоп-кварк событий. В случае поляризаций " + +" и "--" - отношение сигнала к фону улучшается с S/B = 0.222 до S/B « 123 с потерей около 27.6% сигнальных стоп-кварк событий. В результате, с учётом эффективности таггирования b-струй, можно ожидать, что в течении 2.5 лет можно будет собрать: в случае разнознаковых поляризаций - около 1453 сигнальных стоп-кварк событий (при 24 фоновых топ-кварковых событиях) и около 2338 сигнальных стоп-кварк событий (при 19 фоновых топ-кварк событиях) в случае одинаковознаковых поляризаций фотонных пучков.

Применение использованного ранее в случае е+е~ столкновений метода реконструкции массы стоп-кварка путём определения положения правого края пика распределения инвариантной массы Minv(b-]et,Jetsw*) системы "6-jet+(all-non-6-jets)" показало, что этот метод позволяет и в рассматриваемом случае рождения стоп-кварковой пары в фотон-фотонных соударениях восстановить с хорошей точностью массу стоп-кварка.

В третьем разделе диссертации представлены результаты исследования возможности изучения в эксперименте PANDA (FAIR, GSI) двух процессов с рождением лептонных (е, ц) пар, которые выбраны коллаборацией в качестве эталонных процессов. На основе анализа распределений физических переменных, полученных с помощью генератора событий PYTHIA, были определены кинематические границы, доступные для изучения этих процессов в эксперименте PANDA при энергиях FAIR. В частности, полученные в нашей работе результаты по изучению угловой зависимости эффективности отбора событий с лептонными парами были использованы при конструировании мюонной системы для PANDA. Были также получены оценки на выход сигнальных событий (9.7 * 106 в год) и их потерю от применяемых ограничений снизу на энергию лептонов.

Выполненные нами исследования полученных распределений физических переменных, характеризующих рождённую лептонную пару как единую систему (инвариантная масса, энергия и поперечный импульс лептонной пары), а также анализ результатов моделирования, позволили прийти к заключению, что для проведения в эксперименте PANDA измерений структурной функции протона будет доступна кинематическая область 0.05 < х < 0.7 и Q2 < 6.25 ГэВ2, представляющая особый интерес как область малоизученных "времени-подобных" значений квадрата переданного импульса Q2 = > 0.

Нами была выполнена также весьма необходимая задача поиска критериев для подавления фона. На первом этапе были выработаны ограничения, приводящие к значительному уменьшению доли сигнальных событий, содержащих фоновые лептоны от адронных распадов. Именно, эта доля (fr) была доведена до уровня /гм = 0001% - в случае рождения пар, и /ге = 0.008% - при рождении е+е~ пар. Такое сильное уменьшение доли сигнальных событий, включающих фоновые лептоны, было достигнуто ценой потери части отобранных сигнальных событий: « 17% при рождении /í+/í~ пар и « 14% при рождении е+е~ пар. Более опасный фон вносят minimum bias и КХД события, сечения которых, сответственно, на 7 и 6 порядков выше, чем сечение сигнального процесса с рождением лептонных пар . Тем не менее, впервые был найден набор из пяти критериев, применение которых позволило практически полностью избавится от фонового вклада в случае рождения мюонных пар и добиться отношения сигнала к фону S/B = 3.8 в случае рождения е+е~ пар ценой потери порядка 22-25 % сигнальных событий.

На защиту выдвигаются следующие результаты:

1) Впервые для обеих опций работы ILC (е+е~ и 77 - пучки) получены детальные кинематические распределения для объектов, составляющих конечные состояния каскадного распада стоп-кварка по каналу t\ —> bxf —► bx\W±, на первом этапе которого появляются b-кварк и суперсимметричная частица чарджино, распадающаяся далее на нейтралино и W-бозон. Далее, на третьем этапе, один из W бозонов распадается на пару кварков W —> qiqj, рождающих адронные струи, а другой W бозон распадается на мюон и нейтрино W —> ¡лиß. Также осуществлено аналогичное моделирование процесса и построены кинематические распределения для процесса рождения пары топ-кварков, дающего основной фоновый вклад, существенно превышающий вклад сигнальных событий с рождением стоп-кварков.

2) Предложен набор глобальных переменных, построенных из полученных кинематических распределений адронных струй и мюонов, демонстрирующих заметное различие между распределениями в процессах с рождением стоп-кварков и топ-кварков. На этой основе разработан ряд критериев для отбора сигнальных событий с использованием значений инвариантной массы всех струй, потерянной массы и общей детектируемой энергии. Эти критерии обеспечивают подавление фона и увеличение отношения числа сигнальных событий к числу фоновых событий с S/B = 0.07 до S/B = 143 (в случае е+е~ пучков), и с S/B = 0.15 до S/B = 59 (в случае разнознаковых поляризаций фотонных пучков), а также с S/B = 0.22 до S/B = 120 (в случае, когда поляризации фотонных пучков имеют одинаковые знаки), что гарантирует высокий уровень подавления фона.

3) Разработан новый метод для определения массы стоп-кварка путём измерения положения правого края пика гистограммы распределения инвариантной массы системы, состоящей из Ь- струи и двух струй от распада W бозона на пару кварков. Использование предложенного метода позволяет избавиться от недостатков распространенного метода, основанного на фитировании правого склона гистограммы, определяемого процессом фрагментации кварков в струи.

4) Впервые получены путем моделирования распределения для кинематических переменных, таких как энергия, импульс, углы и пр. отдельных лептонов, а также их пар (имеющих непрерывный спектр инвариантной массы или происходящих от распада J/Ф), рожденных в эталонных событиях антипротон-протонного столкновения при энергии, доступной на FAIR (Ес,т — 5.3 ГэВ). Установлена, путём анализа полученных распределений, зависимость величины потери сигнальных событий от выбора угловых размеров мюонной системы детектора PANDA. Полученные результаты моделирования были использованы при проектировании мюонной системы для детектора эксперимента PANDA, что демонстрирует их практическую значимость.

Выполненное моделирование процесса рождения и распада чармония на пару лепто-нов также имеет важное практическое значение, поскольку оно показало, что области углового покрытия лептонами совпадают в случае обоих эталонных процессов как для случая непрерывного, так и для резонансного (при распаде J/Ф - резонанса) спектра инвариантных масс лептонных пар (несмотря на сильное различие характерных для них кинематических спектров), что свидетельствует о достаточной универсальности предложенных геометрических параметров мюонной систем детектора.

5) Обосновано предложение об измерении в эксперименте PANDA, используя события с рождением лептонных пар с непрерывным спектром их инвариантной массы, структурной функции протона в новой области времениподобных, т.е. положительных, значений квадрата переданного импульса Q2, существенно менее изученной по сравнению с пространственноподобной областью. Показано, что структурная функция протона может быть измерена в достаточно широкой кинематической области: 0.05 < х < 0.7 и Q2 < 6.2 ГэВ2.

6) Предложен набор критериев с учетом значений энергий, поперечных импульсов, зарядов, вершины рождения, инвариантной массы и изолированности лептонов для отбора сигнальных событий рождения лептонных пар. Этот набор позволяет минимизировать фоновый вклад как от распадающихся адронов, так и от вклада хромодинамических и "minimum-bias" событий, изначально превышавшего вклад сигнальных событий, соответственно, на пять и семь порядков, практически до нуля в случае событий рождения мюонных пар, и позволяющий довести отношение сигнала к фону до уровня S/B = 3.8 в случае рождения электрон-позитронных пар.

Благодарности

В заключение, хочу выразить глубокую благодарность моему научному руководителю Геннадию Дмитриевичу Алексееву за предложенные задачи, постоянную поддержку и советы. Я также признательна моим соавторам за многочисленные обсуждения и весьма полезное сотрудничество.

Список литературы диссертационного исследования кандидат физико-математических наук Скачкова, Анна Николаевна, 2011 год

Литература

[1] A.Bartl, K.Moenig, W.Majerotto, A.Skachkova, N.Skachkov // Proc. of the Intern. Conf. on Linear Colliders (LCWS 2004), April 19-23, 2004. - Paris, 2004. - Vol.11. - P.919.

[2] А.Н.Скачкова // Труды десятой науч. конф. молодых ученых и специалистов ОИЯИ. 6-10 февраля 2006. - Дубна: ОИЯИ, 2006. - С.135-138.

[3] A.Bartl, W.Majerotto, K.Monig, A.N.Skachkova, N.B.Skachkov // Труды 15-го между-нар. семинара по физике высоких энергий "Кварки 2008". Май 23-29, 2008. - Москва, 2010. - Т.1. - С.227-246.

[4] A.Bartl, K.Mdnig, W.Majerotto, A.Skachkova, N.Skachkov // Proc. of the XIX Intern. Baldin Seminar on High Energy Physics Problems "Relativistic nuclear physics & Quantum Chromodynamics". 29 сентября - 4 октября 2008. - Dubna: JINR, 2008. - №XVI. Vol.1. - Pp. 173-181.

[5] A.Bartl, K.Mdnig, W.Majerotto, A.Skachkova, N.Skachkov // ILC-NOTE-2007-036; arXiv: 0804.1700v3 [hep-ph], - 2010. - 34p.

[6] A.Bartl, K.Mdnig, W.Majerotto, A.Skachkova, N.Skachkov // ILC-NOTE-2007-042; arXiv: 0804.2125v3 [hep-ph], - 2010. - 25p.

[7] A.Bartl, W.Majerotto, K.Mdniq, A.N.Skachkova, N.B.Skachkov // Письма в ЭЧАЯ. -2009. - T.6, №3 (152). - C.300-311; arXiv:0906.3805 [hep-ph], - 2009. - 12p.

[8] A.Bartl, W.Majerotto, K.Mdniq, A.N.Skachkova, N.B.Skachkov // Письма в ЭЧАЯ. -2012. - T.9, №1 (171). - С.53-76.

[9] A.Skachkova, N.Skachkov // Труды междунар. школы-семинара "The Actual Problems of Microworld Physics". 25 июля - 5 августа 2005. - Дубна: ОИЯИ, 2007. - Т.2. - С.114-138.

[10] A.N.Skachkova, N.B.Skachkov // Proc. of the XIX Intern. Baldin Seminar on High Energy Physics Problems "Relativistic nuclear physics & Quantum Chromodynamics". 29 сентября - 4 октября 2008. - Dubna: JINR, 2008. - №XVI. Vol.1. - Pp.43-49.

[11] A.N.Skachkova, N.B.Skachkov // Письма в ЭЧАЯ. - T.6, №4 (153). - 2009. - C.504 -518.

[12] Y.Gol'fand, E.Likhtman // JETP Lett. - 1971. - Vol.13. - P.323; D.Volkov, V.Akulov // Phys. Lett. B. - 1973. - Vol.46. - P.109; J.Wess, B.Zumino // Nucl. Phys. B. - 1974. - Vol.70. - P.39.

[13] J.Ellis, S.Rudaz // Phys. Lett. B. - 1983. - Vol.128. - P.248.

[14] G.Altarelli, R.Rückl // Phys. Lett. B. - 1984. - Vol.144. - P.126; S.Dawson, E.Eichten, C.Quigg // Phys. Rev. D. - 1985. - Vol.31. - P.1581; K.Hikasa, M.Kobayashi // Phys. Rev. D. - 1987. - Vol.36. - P.742; M.Drees, K.Hikasa // Phys. Lett. B. - 1990. - Vol.252. - P.127;

J.Ellis, G.L.Fogli, E.Lisi // Nucl. Phys. B. - 1993. - Vol.393. - P.3.

[15] B.Badelek et al. // Int. J. Mod. Phys. A. - 2004. - Vol.19 - Pp. 5097-5186; arXiv: hep-ex/0108012.

[16] F.Bechtel et al. // Nucl. Instrum. Meth. A. - 2006. - Vol.564. - P.243; arXiv: physics/0601204.

[17] International Linear Collider. Reference Design Report. V.l. Executive Summary / Eds.: J.Brau, Y.Okada, N.Walker; ILC-Report-2007-001. - 2007. -http://www.linearcollider.org/about/Publications/Reports-and-statements.

[18] International Linear Collider. Reference Design Report. V.2. Physics at the ILC / Eds.: A.Djouadi et al; ILC-Report-2007-001. - 2007. -http://www.linearcollider.org/about/Publications/Reports-and-statements; hep-ph/0709.1893.

[19] I.E.Ginzburg, G.L.Kotkin, V.G.Serbo, V.I.Telnov // Preprint INP 81-50: Novosibirsk, 1981; JETP Lett. - 1982. - Vol.34. - P.491.

[20] C.Akerlof // Preprint UM HE 81-59: Univ. of Michigan, 1981.

[21] I.F.Ginzburg, G.L.Kotkin, V.G.Serbo, V.I.Telnov // Preprint INP 81-102: Novosibirsk, 1981; Nucl. Instrum. Meth. A. - 1983. - Vol.205. - P.47.

[25

[26 [27 [28 [29

[30

[31

[32 [33

[34 [35

I.F.Ginzburg, G.L.Kotkin, S.L.Panfil, V.G.Serbo, V.I.Telnov // Preprint INP 82-160: Novosibirsk, 1982.

I.F.Ginzburg, G.L.Kotkin, V.G.Serbo, V.l. Telnov // Sov. Jour. Nucl. Phys. 38. - 1983. -Vol.2. - P.372.

I.F.Ginzburg, G.L.Kotkin, S.L.Panfil, V.G.Serbo // Sov. Jour. Nucl. Phys. 38. - 1983. -Vol.10. - P.1021.

I.F.Ginzburg, G.L.Kotkin, S.L.Panfil, V.G.Serbo, V.l. Telnov // Nucl. Instrum. Meth. A. - 1984. - Vol.219. - P.5.

V.I.Telnov // Nucl. Instrum. Meth. A. - 1990. - Vol.294. - P.72. V.I.Telnov // Nucl. Instrum. Meth. A. - 1995. - Vol.355. - P.3. I.F.Ginzburg // Nucl. Instrum. Meth. A. - 1995. - Vol.355. - P.63.

A.Bartl, H.Eberl, S.Kraml, W.Majerotto, W.Porod // Eur. Phys. J. C2. - 2000. - P.6; hep-ph/0002115.

A.Finch, H.Nowak, A.Sopczak // hep-ph/0211140.

M.Carena et al. // Phys. Rev. D. - 2005. - Vol.72. - P. 115008; hep-ph/0508152.

A. Sopczak et al. // hep-ph/0605225.

T. Sjöstrand, S. Mrenna, P. Skands // JHEP - 2006. - Vol.05. - P.26; LU TP 06-13; FERMILAB-PUB-06-052-CD-T, 2006.

T. Ohl Ü hep-ph/9607454.

T. Ohl //http://theorie.physik.uni-wuerzburg.de/ ohl/circe2/; http://projects.hepforge.org/whizard/circe2.pdf.

B. V. Struminsky // JINR Preprint P-1939: Dubna, 1965;

N. Bogolubov, B. Struminsky, A. Tavkhelidze // JINR Preprint D-1968: Dubna, 1965; A. Tavkhelidze // Proc. Seminar on High Energy Physics and Elementary Particles. Trieste, 1965. - Vienna IAEA, 1965. - P.763.

I.F.Ginzburg, V.G.Serbo // Proc. of 23rd Winter School of LINP. 1998. - Vol.2. - P.132.

I.F.Ginzburg // Proc. IX Intern. Workshop on Photon-Photon Collisions, San Diego, CA, USA, 1992 - P.474 / Editor D.Caldwell and H.Paar: World Scientific

[39] S. Berge // DESY-THESIS-2003-048. - Dec. 2003. - 106p.

[40] S. Berge, M. Klasen, Y. Umeda // Phys. Rev. - 2001. - V61.D63. - P.035003.

[41] J.F.Gunion, H.E.Haber // Nucl. Phys. - 1986. - V61.B272. - P.l; Nucl. Phys. - 1986. -VÖ1.B278. - P.449; Erratum. - 1993 - Vol.402. - P.567.

[42] E. Brubaker et al. // Fermilab-TM-2380-E. - 19 Mar2007; hep-ex/0703034.

[43] S.Catani, Yu.L. Dokshitzer, M.Olson, G.Turnock and B. Weber // Phys. Lett. - 1991. -Vol.B269. - P.432

[44] JADE Gollab., W.Bartel et al. // Z. Phys. - 1986. - V61.C33. - P.23; S.Bethke // Habilitation thesis, LBL, 50-208. - 1987.

[45] V. Telnov // hep-ph/001201.

[46] T.Takahashi, K.Yokoya, V.l.Telnov, M.Xie and, K.Kim // Proc. of Snowmass Workshop,

1996.

[47] P.Chen, T.Ohgaki, A.Spitkovski, T.Takahashi and K.Yokoya // Nucl. Instrum. Meth. -

1997. - V61.A397. - P.458; physics/9704012.

[48] G.Klamke and K.Moenig // Eur. Phys. J. 2005. - Vol.C42 - P.261; DESY-05-049, Mar 2005; hep-ph/0503191.

[49] R.Hawkings // LC-PHSM-2000-021. - 2000.

[50] U.Dydak // CMS TN/96-022, CERN, 1996;

U.Dydak, H.Rohringer and J.Tuominiemi // CMS TN/96-103, CERN, 1996.

[51] C.J.S.Damerell, D.J.Jackson // eConf960625. - 1996. - DET078; R.Hawkings // LC-PHSM-2000-021;

S.M.Xella Hansen, D.J.Jackson, R.Hawkings, C.J.S.Damerell // LC-PHSM-2001-024; S.M.Xella Hansen, M.Wing, D.J.Jackson, N. De Groot, C.J.S.Damerell // LC-PHSM-2003-061;

S.M.Xella Hansen et al. [Linear Collider Flavour Identification Collaboration] // Nucl.

Instrum. Meth. - 2003. - Vol.A501. - P. 106;

S.Hillert, C.J.S.Damerell // eConf0508141. - 2005. - ALCPG 1403.

[52] G.Moortgat-Pick et. al. // Phys. Rept. - 2008. - Vol.460. - P.131; hep-ph/0507011.

[54

[55

[56

[57 [58

[59 [60 [61

[64 [65

D. Schulte // Ph.D. Thesis, Univ. Hamburg. - 1997; DESY-TESLA-97-08; K.Yokoya and P.Chen // KEK Preprint 91-2, April 1991.

Jiyeon Han // "The Differencial Cross Section Distribution of Drell-Yan Dielectron Pairs in the Z Boson Mass Region": Univ. of Rochester, New York. - 2008.

D.H. Perkins // "The introduction to High Energy Physics": Cambridge University Press.

- 2000.- 426p.

Jinbo Liu // "Measurement of da/dy for Drell-Yan e~e+ Pairs in Z Bozon Region Producted in Proton-Antiproton Collisions at v^ = 1.8 TeV": Univ. of Rochester, New York. - 2008.

F.E. Close, "An Introduction to Quarks and Partons": Academic Pr. - 1979. - 494p.

Gregory Francisco Veramendi // "Measurement of Forward-Backward Charge Asymmetry of e-e+ Pairs in Proton-Antiproton Collision at 1.96 TeV": Univ. of California, Berkley. -2003.

PANDA Computing Group // FAIR-EXPERIMENTS-02.

G. Schepers et al. // FAIR-QCD-PANDA-05.

V.A. Matveev, R.M. Muradian, A.N. Tavkhelidze // JINR P2-4543: JINR, Dubna, 1969; SLAC-TRANS-0098; JINR R2-4543. - Jun 1969. - 27p.

S.D. Drell, T.M. Yan // SLAC-PUB-0755. - Jun 1970. - 12p.; Phys. Rev. Lett. - 1970. -Vol.25 - Pp. 316-320.

C. Albajar et al. (CERN UA1 Collaboration) // Phys. Lett. B. - 1988. - Vol.209 - P.397; P.L. Gaughey at al. (FNAL Em Collaboration) // Phys. Rev. D. - 1994. - Vol.50. - P.3038.

A.D. Martin et al. // Eur. Phys. J. - 1998. - Vol. C4. - P.463.

W. Erni, ... A.Skachkova, ... et al. (PANDA Collaboration) // hep-ex: 0903.3905. - 2009.

- 216p.

W. Erni, ... A.Skachkova, ... et al. (PANDA Collaboration) // arXiv:0810.1216vl [physics.ins-det] - 2008. - 199p.

M.Maggiora et al. // hep-ph/0504011. - 2005; V.Abazov et al. // hep-ph/0507077. - 2005.

[68] F.Rathmann, P.Lenisa // hep-ex/0412078. - 2004; V.Barone et al. // hep-ph/0505054. - 2005.

[69] R.Baier and R.Riickl // Z. Phys. - 1983. - Vol. C19. - P.251.

[70] M.Drees and C.S.Kim // Z. Phys. - 1991. - Vol. C53. - P.673.

[71] G. T.Bodwin, E.Braaten and G.P.Lepage // Phys. Rev. D. - 1995. - Vol.51. - P.1125, [Erratum: ibid 1997. - Vol. D55. - P.5883];

M.Beneke, M.Kramer and M.Vanttinen // Phys. Rev. D. - 1998. - Vol.57. - P.4258; B.A.Kniehl and J.Lee // Phys. Rev. D. - 2000. - Vol.62 - P.114027.

[72] A.N.Skachkova, N.B.Skachkov // hep-ph/0412279. - 2004.

[73] A.N.Skachkova, N.B.Skachkov // hep-ph/0506139. - 2005; PANDA-NOTE PHY-003.

[74] B. Andersson, G. Gustafson and C. Peterson // Z. Phys. - 1979. - Vol. CI. - P.105; B. Andersson, G. Gustafson // Z. Phys. - 1980. - Vol. C3. - P.22;

B. Andersson, G. Gustafson and T. Sjdstrand // Z. Phys. - 1980. - Vol. C6. - P.235; Z. Phys. - 1982. - Vol. C12. - P.49.

[75] B. Andersson, G. Gustafson and T. Sjdstrand // Phys. Lett. B. - 1980. - Vol.94. - P.211.

[76] B. Andersson, G. Gustafson, I. Holgersson and O. Mansson // Nucl. Phys. B. - 1981. -Vol.178. - P.242.

[77] B. Andersson, G. Gustafson, G.Ingelman and T. Sjdstrand // Z. Phys. C. - 1981. - Vol.9.

- P.233.

[78] B. Andersson, G. Gustafson and T. Sjdstrand // Nucl. Phys. B. - 1982. - Vol.197. - P.45.

[79] B. Andersson, G. Gustafson, G. Ingelman and T. Sjdstrand // Phys. Rep. - 1983. - Vol.97

- P.31.

[80] T. Akesson et al. (AFS Collab.) // Z. Phys. C. - 1987. - Vol.34. - P.163.

[81] J. Alitti et al. (UA2 Collab.)// Phys. Lett. B. - 1991. - Vol.268. - P.145.

[82] F. Abe et al. (CDF Collab.) // Phys. Rev. D. - 1993. - Vol.47. - P.4857.

[83] F. Abe et al. (CDF Collab.) // Phys. Rev. Lett. - 1997. - Vol.79. - P.584; Phys. Rev. D. -1997. - Vol.56. - P.3811.

[84] V. M. Abazov et al. (DO Collab.) // Phys. Rev. D. - 2010. - Vol.81. - P.052012.

[85] L. Apanasevich et al. (Fermilab E706 Collab.) // Phys. Rev. D. - 2004. - Vol.70. P.092009; hep-ex/0407011; Phys. Rev. Lett. - 1998. - Vol.81. - Pp.2642-2645; hep-ex/9711017.

[86] D.V. Bandurin, V.F. Konoplyanikov, N.B. Skachkov //hep-ex/0207028.

[87] D.V. Bandurin, N.B. Skachkov // DO-NOTE-3948: FNAL, Mar.2002, hep-ex/0203003. -2002; Phys. Part. Nucl. - 2004. - Vol.35. - Pp.66-106; Fiz. Elem. Chast. Atom. Yadra. -2004. - Vol.35. - P.113-177; hep-ex/0304010.

[88] R. Brun and F. Rademakers // Proceedings AIHENP '96 Workshop, Lausanne, Sep. 1996; Nucl. Inst. & Meth. in Phys. Res. - 1997. - Vol. A389. - P.81.; http://root.cern.ch/.

[89] L. Apanasevich et al. // Phys. Rev D. - 1999. - Vol.59. - P.074007; hep-ph/9808467; J. Huston // Int. J. Mod. Phys. - 2001. - V0I.AI6SIA. - Pp.205-208.

Государственное образовательное учреждение высшего профессионального

образования Московской области

Международный университет природы, общества и человека

«Дубна»

УТВЕРЖДАЮ Проректор по учебной работе

__C.B. Моржухина

«_»_20 г.

ИНДИВИДУАЛЬНЫЙ ПЛАН1 РАБОТЫ ПРЕПОДАВАТЕЛЯ

_КАФЕДРЫ общей физики_

_Доркина Сергея Михайловича_

_к.ф.-м.н.,_доцент _

на 2011 /2012 учебный год

Назначен на должность _доцента_

на срок_

Приказ №_от «_» _20_г.

Избран (переизбран) на должность_доцента_

на срок_

Приказ №_от «_» _20_г.

Заполняется в соответствии с Положением о планировании учебной и внеучебной работы профессорско-преподавательского состава (приказ № 1131 от 23.06.2009)

I. Учебная работа

Итого часов

Дисциплина, № групп, число потоков Вид учебной нагрузки2 План Выполнение

Общая физика (2121,2141,2171) Лекции, семинары, лабораторный практикум, текущие консультации, контроль выполнения самостоятельной работы, консультации перед экзаменом, проверка отчетов по лабораторному практикуму, зачет, экзамен 600

Общая физика (2121,2141,2171) Лекции, семинары, лабораторный практикум, текущие консультации, контроль выполнения самостоятельной работы, консультации перед экзаменом, проверка отчетов по лабораторному практикуму, зачет, экзамен

Концепции современного естествознания (1031, 1032) Лекции, текущие консультации, контроль выполнения самостоятельной работы, консультации перед зачётом, зачёт

Современные концепции естествознания (1091,1092, 1211, 1212) Лекции, текущие консультации, контроль выполнения самостоятельной работы, консультации перед зачётом, зачёт

Современная научная картина мира (1051, 1052) Лекции, текущие консультации, контроль выполнения самостоятельной работы, консультации перед зачётом, зачёт

Итого ставок 1.0

2 Включены все виды учебной нагрузки