sötét Foton keresések elmozdult csúcsok segítségével alacsony energiájú Ütközőknél

absztrakt

egy új, fotonszerű, masszív részecske,a vagy a sötét foton létezését a Standard modell több kiterjesztése feltételezi. Ezeket a modelleket gyakran támogatják, hogy megmagyarázzanak néhány közelmúltbeli rejtélyes asztrofizikai megfigyelést, valamint hogy megoldják a müon anomália mért és kiszámított értékei közötti eddig megmagyarázhatatlan eltérést. Sötét fotonok keletkezhetnek az ütközőknél mind a kontinuumeseményekben, mind a vektor mezon átmenetekben, és végül elektron-pozitron párra bomlanak. Az elmélet paramétereinek megfelelő megválasztásához az a viszonylag hosszú élettartamú lehet, ezért az elsődleges kölcsönhatási ponttal jól elválasztott csúcsként megfigyelhető. Ezt az esetet nagyon nagy fényerővel tárgyalják ütközők akár építés alatt, akár több tanulmány alattlaboratóriumok a világon. Kimutatták, hogy az eltolódott csúcsok felderítésén alapuló keresési stratégia elvileg nagyon hatékony lehet az elméleti paraméterek térének meglehetősen széles és eddig fel nem fedezett régiójában.

1. Bevezetés

a Standard modellben (Sm) az elemi részecskék közötti kölcsönhatásokat az erős, gyenge és elektromágneses erők vektor bozonjai közvetítik. A bozonok létezésére vonatkozó kísérleti bizonyítékok meggyőzőek, és tulajdonságaik pontos mérései az elmúlt évtizedekben felhalmozódtak. Az új erők eddig elkerülhették az észlelést, akár akkor, ha a hozzájuk tartozó bozonok nagyon nehézek, akár ha a közönséges anyaghoz való kapcsolódásuk elég gyenge. Az utóbbi esetet többek között olyan modellekben támogatták, amelyek megpróbálják megmagyarázni és összeegyeztetni az elmúlt években végzett számos rejtélyes asztrofizikai megfigyelést . Néha arra is használják őket, hogy összehangolják a müon anomália mért értékét az SM előrejelzéssel, amelyek körülbelül 3,5-rel különböznek (lásd pl. ).

ha új, könnyű, semleges bozonok (amelyeket mostantól sötét fotonoknak neveznek) léteznek, és ha mérhetően, bár gyengén kapcsolódnak SM részecskékhez, akkor ütköző gerendák és rögzített célkísérletek során előállíthatók és megfigyelhetők . Valójában számos kísérlet történt az ilyen részecskék bizonyítékainak megfigyelésére, a futó létesítmények adatainak felhasználásával vagy a régi kísérletek adatbányászatával . Mivel létezésükre nem találtak bizonyítékot, a tömeg és a közönséges anyaghoz való kapcsolódásának függvényében határértékeket határoztak meg.

a közeljövőben az építés alatt álló új kísérletek várhatóan kiterjesztik ezeket a határértékeket a csatlakozások és/vagy tömegek eddig fel nem fedezett tartományában. Mindegyiket úgy tervezték, hogy kihasználja az sugárzási termelését egy nagyon intenzív elektron vagy pozitron sugárral egy megfelelően felépített magas célponton . Jelen levél célja annak bemutatása, hogy hasonló eredményeket lehet elérni nagy fényerejű és alacsony energiájú elektron-pozitron ütköztetőkkel, például a világ számos laboratóriumában építés alatt vagy tanulmányozás alatt állókkal . Ezek a létesítmények két fő szerkezeti jellemzőt fognak kihasználni, amelyek koherens módon összejátszanak felfedezési potenciáljuk növelése érdekében: nagyon magas célfényességüket és a nagyon kompakt gerendák használatát (ez a két tulajdonság valójában erősen korrelál). Valójában a nagy fényerő az alacsonyabb termelési keresztmetszetek szondázásának lehetőségét jelenti, vagyis az alacsonyabb effektív tengelykapcsolókat a rendes anyag között. Másrészt az alacsony tengelykapcsolók hosszabb bomlási utakká válnak, különösen alacsony tömegek esetén. Így a nagyon kis méretű gerendák használata lehetővé teszi, hogy világos jelet kapjunk egy jól definiált invariáns tömeg másodlagos csúcsainak megfigyelésével, jól elválasztva a gerendák kölcsönhatási pontjától.

a tanulmányban ezt az esetet a gép tömegközéppontjának három lehetséges választási lehetőségével tárgyaljuk, amelyek megfelelnek az (1020), az (1s) és a (4S) mezonok tömegének. Ezt a választást a fent említett projektek motiválják. Megmutatjuk, hogy a nagyobb energiájú gépek előnyben részesülnek, nem csak azért, mert várhatóan nagyobb adathalmazokat szolgáltatnak, hanem azért is, mert az ott előállított bomlási utak hosszabbak, ceteris paribus. A műszeres hatások azonban fontos szerepet játszanak a tényleges kimutatási stratégiában, és egyes esetekben drámai módon csökkenthetik a módszer felfedezési potenciálját. Ennek ellenére, különösen egy nagy fényerő-varázsa gyár esetében, elég magas marad ahhoz, hogy versenyképes legyen a fent említett rögzített célkísérletekkel szemben.

a papír a következőképpen szerveződik. Először a tanulmány elméleti keretét tárgyaljuk, a sötét fotonok létezésének eddig kapott kísérleti korlátainak rövid bemutatásával együtt. Az alacsony energiájú, nagy fényerejű ütközők keresésének esetét a 3. szakasz tárgyalja, amelyet néhány megfontolás követ a javasolt módszer tényleges megvalósításával kapcsolatban a meglévő vagy tervezett létesítményekre. A sugárzó vektor mezon bomlását az 5. Szakasz tárgyalja. A következtetéseket a 6. szakasz tartalmazza.

2. Fizika eset

sok új fizikai forgatókönyvben az SM meghosszabbodik egy további szimmetria hozzáadásával, amely alatt az SM részecskék első sorrendben töltetlenek . Az új szimmetriához kapcsolódó nyomtávú bozon, az, még mindig kölcsönhatásba léphet a hétköznapi anyaggal kinetikus keverés útján, amelyet egy hatékony interakció Lagrangian ír le. Fontolja meghol jelöli a mezőt. A kinetikus keverési tényező paraméterezi a kapcsolási szilárdságot az elektromos töltéshez viszonyítva, és különböző modellekben a tartományba esik . A sötét foton tömege kiszámíthatatlanul nyugszik. Fenomenológiai okokból azonban a MeV–GeV tartományban lévő tömegeket részesítik előnyben, amelyek a jelen mű szempontjából érdekesek.

létezhetnek nem SM anyag részecskék, amelyek érzékenyek az új kölcsönhatásra. Gyakran feltételezik, hogy ők a világegyetem még fel nem fedezett sötét anyag-összetevőjének (DM) fő alkotóelemei, ezért elektromosan semlegesnek és stabilnak kell lenniük. Ha kinematikusan megengedett, az akarat előnyösen e részecskék párjaira bomlik; így bomlása “láthatatlanná válik.”A láthatatlan bomlás észlelésének esetét például a . Másrészt, ha a sötét foton könnyebb, mint a DM, akkor arra kényszerül, hogy egy pár SM részecskévé bomlik, amelynek szélességét az (1) szabályozza. Ebben az esetben a megfelelő időt megközelítőleg az adja meg, hogy hol van a kinematika által megengedett SM bomlási csatornák száma.

számos kísérlet történt kísérletileg megfigyelni egy jelet, sokféle technikával. A referenciából vett 1. ábra a síkban lévő kizárási ábrát mutatja, amely a fent említett keresésekből származik. Elektronnyaláb dump kísérlet kiterjed a régió alacsony tömegek és nagyon alacsony csatlakozások, le ~. Nagyobb tömegek és alacsonyabb csatlakozások esetén a határértékek elsősorban a mezon bomlásából és az elektron-nukleon szórási kísérletekből, valamint a B-gyárak adataiból származnak. Az 1. ábrán nem látható Fontos információk asztrofizikai megfigyelésekkel is levezethetők (lásd például az ott található hivatkozásokat). 10-20 MeV esetében a régió nagyrészt feltáratlan marad.

ábra 1

kizárt régió a síkban a jelenleg rendelkezésre álló adatok alapján. Elektronnyaláb dump kísérlet kiterjed a régió alacsony tömegek és nagyon alacsony csatlakozások, le ~. A nagyobb tömegekre és az alacsonyabb tengelykapcsolókra vonatkozó határértékek elsősorban a mezon bomlási és elektron-nukleon szórási kísérletekből és a B-gyárak adataiból származnak (S. Andreas jóvoltából). A telek beszámol a jelenleg építés alatt álló kísérletek előrejelzéseiről is. Az egyes kísérletek részleteit lásd:.

jelenleg különféle kísérletek folynak vagy folynak, amelyek célja a régió egy részének szondázása. Mindegyiket úgy tervezték, hogy kihasználja az sugárzási termelését egy nagyon intenzív elektron vagy pozitron sugárral egy megfelelően felépített magas célponton. Különösen a Thomas Jefferson Laboratory (USA) HPS kísérletét úgy tervezték , hogy lefedje a régiót, a MeV-t (lásd az 1.ábrát).

a következőkben a sötét fotonok keresésének esetét tárgyaljuk ugyanazon paraméterekben tér régió nagyon nagy fényerejű ütközőnél.

3. Keresés a Colliders

az elmúlt évtizedekben nagy mennyiségű adatot gyűjtöttek a nagy fényerejű ízgyárakban, amelyek különböző tömegenergia-központokban működnek. Ezek az adatok a ~2 fb−1–től az (1020) csúcson az olasz ütköztető DANE−től a 0,5-1 ab-1-ig terjednek, amelyet a B-gyárak gyártottak a PEP-II-ben (USA) és a KEK-B-ben (Japán). A közeljövőben a fenti statisztikák következetes növekedése várható mind a DANE-nél, mind a KEK-B-nél, amelynek célja az adatminta 10, illetve 50 tényezővel történő növelése. Figyelembe vették azt a lehetőséget, hogy a DANE tömegenergiájának középpontját 2,5 GeV-ig növeljék . Végül Olaszországban, Oroszországban és Kínában (lásd például) tanulmányozzák egy olyan ütköztető megépítését, amely képes ~1 ab−1 szállítására a charm küszöb körül.

a mai naptól kezdve a sötét fotonok keresését az ütközőknél elsősorban a folyamat tanulmányozásával folytatták, az ezt követő párosodással. Ez korlátozza a keresést, amely a (2) következményeként azt eredményezi, hogy élettartama mérhetetlenül rövid. Ezért a jelet a bőségesebb és egyébként megkülönböztethetetlen QED háttér elválaszthatja, csak a végső állapotú lepton pár invariáns tömegeloszlásának éles csúcsának megfigyelésével.

felmerül a kérdés, hogy lehetséges-e kiterjeszteni a keresést a régióra is, különösen a . Jelen dolgozat fő üzenete, hogy a potenciálisan rendelkezésre álló adatminta várható növekedése lehetővé teszi a fenti kérdésre adott pozitív válasz megadását, nemcsak a megnövekedett statisztikai érzékenység miatt , hanem azért is, mert megnyitja az ajtókat a hosszú életű egyértelmű jelzés megfigyelésének lehetőségére, amely a jelenleg rendelkezésre álló adatokkal csak marginális.

itt és a következőkben az egyszerűség kedvéért csak a szimmetrikus gépek esetét vesszük figyelembe. Továbbá, mivel érdekel az ügy, a sötét foton csak párra bomlik.

az ütközések sugárzási termelésének differenciális keresztmetszetét a bejövő pozitron és a kimenő foton közötti szög adja meg, és az esemény tömegenergiájának középpontját jelöli. A fenti egyenlet integrálásával megközelítőleg 3,1, illetve 10,5 GeV teljes keresztmetszetet kapunk. Így a jelenleg rendelkezésre álló adatmintákban néhány tucat megtalálható.

a két test kinematikája miatt a sötét foton a laboratóriumi keretben egy tényezővel növekszik . Ezért kis kinetikus keverékek és elég alacsony sötét fotontömegek esetén a laboratóriumi keretben való élettartama jelentős lesz. Például a MeV esetében a sötét foton átlagos bomlási útja ~1, 3 és 10 cm , 3,1 és 10,5 GeV.

kihasználhatók-e ezek a hosszú bomlási utak a potenciális jel elválasztására a QED háttérből? Nyilvánvaló, hogy bár a másodlagos csúcs meghatározható standard csúcstechnikákkal, nem lehet eseményenként eseményenként. Másrészt az ütközési burok tényleges helyzete és mérete statisztikai alapon meghatározható ismert eljárásokkal, például Bhabha szórással vagy müonpár előállításával. Érdekes módon az összes vizsgált létesítménynél a fényesség maximalizálására alkalmazott egyik stratégia az, hogy a keresztirányú gerenda méreteit az interakciós ponton a lehető legkisebbre, jellemzően 1 mm-re tartsuk. Ezért, feltételezve a gerendafolt tökéletesen Gauss-eloszlását, maximális keresztirányú mérete 1 mm, annak valószínűsége, hogy a csúcsot standard QED folyamatokból megfigyeljük az ütközési pont közepétől legalább 1 cm keresztirányú távolságban, gyakorlatilag nulla. Másrészről, az 1 cm-nél nagyobb keresztirányú bomlási útvonalú bomlási események száma akár több ezer is lehet, A gép által integrált fényerő tényleges értékétől függően , , és és, .

a 2. ábra három különböző kísérleti körülmény függvényében mutatja a GeV , fb−1; b) GeV,; c) GeV, ab−1 változásait. A kiválasztott értékek megfelelnek a fent említett építés alatt álló vagy tanulmányozott létesítmények célteljesítményének. A görbék viselkedése könnyen megmagyarázható. A sötét foton átlagos bomlási útja sokkal nagyobb, mint 1 cm, ezért növekszik , függetlenül attól . Végül eléri a csúcsot, és gyorsan csökken a nulla felé, mindaddig , amíg növekszik, az élettartam egyre rövidebb lesz. A csúcs helyzetét a termelési keresztmetszet hatása közötti megfelelő egyensúly határozza meg, amely növekszik , és az élettartam hatása, amely csökken vele. Ez attól is függ , hogy az értéke, a bomlási útvonal csökken ismét kvadratikusan vele. Látható, hogy az alacsonyabb gyártási keresztmetszet ellenére a legnagyobb várható integrált fényerő a magasabb fokozási tényezőkkel kombinálva a B-factory opciót részesíti előnyben (C) eset). Ebben az esetben azonban az eloszlás csúcsát, különösen az alacsonyabb tömegek esetében, a kinetikus keverés ~értékeire kapjuk. Azt is meg lehet jegyezni, hogy abban az esetben (a) A megfigyelhető sötét fotonok száma ~30 MeV-nál nagyobb tömeggel reménytelenül kicsi lesz. Ez nemcsak az alacsonyabb fényerőnek, hanem a csökkent Lorentz-fokozatnak is köszönhető, amely az ütközés alsó tömegközéppontjának következménye.

bár az eddig elért eredmények általános alapon nagyon biztatónak tűnnek, a fenti keresési stratégia valós kísérletbe történő megvalósításából két fő korlátozás származik. Egyrészt a paraméterek meghatározott értékei esetében az élettartam olyan hosszú lesz, hogy a bomlások releváns része elkerülheti a reális méretű készülék észlelését. Például a GeV,, és MeV esetében az átlagos bomlási út körülbelül 1,5 m. Ennél is fontosabb, hogy egy nagyon veszélyes instrumentális háttér lép működésbe, nevezetesen az események által kiváltott fotonkonverziók a detektor anyagán. Ez különösen fontos, mivel a kísérleteket gyakran úgy tervezték, hogy a kölcsönhatási ponton nagyon kis sugarú sugárcsövek legyenek. Bár megpróbálhatjuk minimalizálni a detektorelemek konverziós valószínűségét, az anyagok típusának és méreteinek megfelelő megválasztásával a folyamat keresztmetszete annyira nagyobb, mint a jel (valójában egy tényezővel nagyobb), hogy ez a háttér gyorsan verhetetlenné válik.

ennek a problémának a legegyszerűbb módja az, ha az interakciós pont körül elég nagy üres régiót engedünk meg, ahol a fotonok nem tudnak kölcsönhatásba lépni az anyaggal, és a sötét fotonok legalább részben elbomlanak. Ekkor ésszerű lenne csak olyan eseményeket elfogadni, amelyek bomlási csúcsai a sugárcső előtt fordulnak elő, de még mindig messze (1 cm) a névleges sugárpont középpontjától. Feltételezve, hogy a gerenda cső 5 cm sugarú, mint például a jelenleg használt KLOE-2 Kísérlet DANE, az események száma így kapott belül elfogadás, , ábrán látható 3 A három vizsgált esetben.


(a)

(b)

(c)


(a)
b)
c)

ábra 3

ugyanaz, mint a 2. ábrán, azzal a további kéréssel, hogy a keresztirányú bomlási út 5 cm-nél alacsonyabb legyen.

magas értékei esetén, ez az elfogadási vágás nem befolyásolja észrevehetően az előző eloszlásokat. Valójában ebben az esetben az élettartam olyan rövid, hogy szinte az összes sötét foton jóval 5 cm előtt lebomlik. Az alacsonyabb értékek helyett az elfogadás csökkentésének következménye láthatóbb, és nagyságrenddel csökkentheti az elfogadott események számát, különösen nagyon alacsony tömegek esetén. Azonban, és ez a tanulmány egyik fő üzenete, a potenciálisan megfigyelhető események száma továbbra is jelentős a paramétertér széles tartományában, különösen a magasabb energiájú gép opciók esetében. Különösen, lehetővé téve a további észlelési hatékonyságot is, látható, hogy a kinetikus keverékek néhányszor, ~200 MeV tömegig vizsgálhatók.

kizárólag jelstatisztikák alapján (pl., a lehetséges detektorfelbontási hatások és egyéb lehetséges instrumentális háttér figyelembevétele nélkül), ez a 4. ábrán látható felfedezhető régiókat jelenti a vizsgált három esetben. Míg az a) eset szinte teljes egészében egy olyan régiót fed le, amelyet a korábbi sugár-lerakási kísérletek már kizártak, a b) és c) eset potenciálisan egy viszonylag széles, felderítetlen régiót vizsgálhat (lásd az 1.ábrát). Másrészt azt is hangsúlyozni kell, hogy ugyanez a régió várhatóan a fent említett jövőbeli rögzített célkísérletek hatálya alá tartozik (Lásd még az 1.ábrát).

ábra 4

feltárható régió az (a) szilárd, (b) szaggatott és (c) pontozott esetekben a síkban . Nem veszik figyelembe a műszeres hátteret, valamint a detektor potenciális hatékonyságát és felbontási hatásait. ~210 MeV felett a 2-muon csatorna megnyitása drasztikusan csökkenti a módszer hatékonyságát.

érdemes még egyszer hangsúlyozni, hogy a cm-skála bomlási útjának megfigyelésének követelménye ideális esetben elutasítja a jelünk minden lehetséges fizikai hátterét. Ennek ellenére az egyéb instrumentális hatásokat gondosan figyelembe kell venni, amint azt a következő szakasz tárgyalja.

4. Megvalósítás a jelenlegi és a jövőbeli létesítményekben

érdekes megérteni, hogy milyen nehéz lenne az eddig tárgyalt ötleteket valós kísérleti létesítményekben gyakorlatilag megvalósítani. Ehhez részletes ismeretre van szükség a gép és az érzékelő tényleges tervezéséről és várható (vagy mért) teljesítményéről. Csak az ezen adatokon alapuló konkrét vizsgálatok határozhatják meg végül, hogy a módszer alkalmazható-e vagy sem, milyen mértékben és melyik gépen. Nyilvánvaló különbség van egyszerűsített modelljeink és valóságunk között például a (c) esetben; mind a régi, mind a jövőbeli B-gyárak valójában aszimmetrikus gépek, az elektronnyaláb nagyobb energiájú, mint a pozitron. Bár ez némileg megváltoztathatja az ebben a cikkben tárgyalt szimmetrikus opcióval kapcsolatos konkrét elfogadási követelményeket, ésszerű feltételezni, hogy hasonló következtetések még levonhatók.

általános okokból négy paramétert kell figyelembe venni: az elsődleges gyártási sebességet, a gerendák méreteit, a gerendacső méreteit és a detektor csúcsképességét.

ami az első pontot illeti, a nagyobb gyártási keresztmetszet ellenére a-factory opció (a) eset) kevésbé teljesít, mint a másik kettő, nemcsak a jóval alacsonyabb integrált fényerő miatt, hanem, amint azt korábban megjegyeztük, az alacsonyabb Lorentz-fokozási tényezők miatti belső korlátozás miatt is. A DANE magasabb energiákon történő futtatására vonatkozó javaslat, e tekintetben, különösen érdekes ,mert ez lehetővé tenné a bomlási utak arányos növelését.

mint korábban megjegyeztük, az összes vizsgált gép esetében a gerendák méretei keresztirányban nagyon kicsiek. Például DÁNNÁL a gerendák ~1,5 mm, ~0,02 mm, a többi gépnél pedig sokkal alacsonyabb méretűek. Vegye figyelembe, hogy mind a 2., mind a 3. ábra, amelyre Keresési stratégiánkat alapozzuk, keresztirányú bomlási utakra utal, tehát a gerenda hosszirányú méretei nem relevánsak következtetéseink szempontjából. Nyilvánvaló, hogy az ütközési boríték nem Gauss-féle farka bizonyos mértékig növelheti a háttér szennyeződését. Ha azonban nem teljesen elnyomják őket, akkor is tanulmányozhatók más ismert eljárásokkal, mint a Gauss-rész esetében.

valódi aggodalomra ad okot a tényleges gerenda-cső méretek. A meglévő létesítmények közül a dán KLOE-2 az egyetlen, amelynek gerendacső sugara az interakciós ponton 5 cm. Ami a charm küszöbén futó gépeket illeti, az egyetlen jelenleg működő, a kínai bepc ütköző sugárcsöve 3,5 cm sugarú kölcsönhatási ponton van; jelenlegi fényereje azonban körülbelül 100-szor alacsonyabb, mint amit az adott energiára vonatkozó érveink megkövetelnek. A B-gyárak esetében a sugárcső sugara a BaBar detektor 2,5 cm-től a jövőbeli SuperBelle 1 cm-ig terjed.

míg a SuperBelle belső régiójának újragondolása valószínűleg nagyon valószínűtlen, egy jövőbeli nagy fényerő-varázsa gyár esetében elképzelhető, hogy az interakciós régiót úgy lehet megtervezni, hogy maximalizálja a vizsgált sötét fotonkeresés érzékenységét. Itt érdemes megjegyezni, hogy a gerendacső méreteinek minimalizálására irányuló kérés a kísérletből inkább az első sorrendbe kerül, mint a gépből. Valójában valamilyen módon korrelálnak a detektor csúcsképességével. Valójában egy általános detektor bomlási hosszmérésének felbontása megközelítőleg arányos a legbelső nyomkövető eszköz egypontos felbontásával, fordítottan arányos a bomlási ponttól való távolságával. Ebben a tekintetben kedvezőtlenebb a helyzet a KLOE-2 esetében, amelynek első nyomkövető eszköze, egy hármas gyöngyszemű hengeres detektor, belső sugara 12 cm, egypontos felbontása pedig ~200 MHz. Ennek ellenére az események becsült csúcsfelbontása 1-2 mm . A szilíciumdetektorok használata, amelyek egypontos felbontása 10 MHz lehet, határozottan javulna a KLOE – 2 esethez képest. Figyelemre méltó, hogy az összes lep kísérlet, amelynek sugárcsövei 5,5 cm-esek voltak, elérheti a tipikus bomlási hossz felbontását ~250 6m B bomlási események esetén, a szilícium detektorok használatának köszönhetően . Ez azt jelenti, figyelembe véve a cm skála bomlási hosszát, amely eddig érdekelt minket, a csúcsfelbontás nem lehet fő kérdés. Másrészt releváns szerepet játszhat a következő szakaszban tárgyalt megfontolásokban.

5. A mezon bomlik

az elektron-pozitron ütközők hasznos termelési mechanizmust biztosítanak sugárzó vektor mezon bomlik is. Valójában minden megfigyelt bomlásra (és mivel vektor és pszeudoszkaláris mezon, ill.), lehet egy folyamat, amelyet egy tényező elnyomott az előbbihez képest . Ezt a tényt valójában kihasználta a KLOE-2 együttműködés, amely a sötét fotont kereste a folyamat felhasználásával . Ami a csatornában végzett kereséseket illeti, a jelet az SM (Dalitz-bomlás) háttér választja el azáltal, hogy csúcsot keres a végső állapotú lepton pár invariáns tömegeloszlásában. Amint azonban az élettartam jelentőssé válik, ezeket az eseményeket az ütközési pont által egyértelműen elválasztott csúcsok jelenléte is jellemzi, lehetővé téve ezzel az előző szakaszokban leírt keresési stratégia alkalmazását.

a termelt számot adjukahol a termelt vektor mezonok száma, valamint a megfelelő standard sugárzási bomlás elágazási aránya.

nézzük először a fent említett folyamatot. Az a-gyárban ~ mezonokat állítanak elő, amelyeket a gép szállít. Mivel könnyen látható, hogy az előállított jel események száma, feltételezve , elhanyagolhatóvá válik . Másrészt magasabb értékek esetén az átlagos bomlási út mérhetetlenül rövid lesz (a milliméteres skála csúcsfelbontásaihoz képest), de nagyon alacsony tömegek esetén. Például, mert már 0,8(0,2) cm, a MeV esetében. Hacsak, ebből adódóan, az egyik integrálja a fényességet, amely nagymértékben meghaladja a jelenleg figyelembe vett géptől elvártakat, a módszer alig alkalmazható erre a bomlási csatornára.

most fordítsuk figyelmünket az átmenetre. Ezt a folyamatot már tanulmányozták , ahol azonban csak a rövid életű sötét fotonok esetét veszik figyelembe. Mint korábban, az egyik / fb−1, a csúcson fut. Figyelembe véve, hogy az egyik szerez ~150 események és ab−1. Másrészt a kinetikus keverés ezen értékére az átlagos bomlási út csak a tömegértékek korlátozott tartománya esetén megfelelő nagyságrendű. Ez például 11,2, 2,8 és 0,45 cm = 10, 20 és 50 MeV esetén. Ennek hatása az 5. ábrán látható, ahol az interakciós ponttól 1 és 5 cm közötti távolságban bekövetkező bomlások számát ábrázoljuk a függvényében , különböző értékekre . Az esettől eltérően itt a rövid élettartam hatása a domináns, legalábbis az érdekes kinetikus keverési értékek esetében , mert a nagyobb sötét fotontömegek és az elég alacsonyak esetében szinte az összes 1 cm-nél rövidebb ideig marad fenn. Vegye figyelembe azt is, hogy a megfigyelhető események számának további csökkenését figyelembe kell venni geometriai elfogadási megfontolások miatt. Még mindig, a paramétertérnek van egy kis régiója, amelyre remélhetjük, hogy ésszerű számú bomlást figyelhetünk meg az elfogadáson belül.

ábra 5

a folyamatból származó, 1 cm-nél nagyobb és 5 cm-nél kisebb bomlási útvonalakkal rendelkező sötét fotonok száma a különböző értékek függvényében . Figyelembe vesszük az 1 ab−1 integrált fényerőt.

az eseményeknek azonban van egy további előnye; ezek a folyamatok valójában felhasználhatók a tényleges sötét foton bomlási útjának eseményenkénti mérésére is, feltéve, hogy a végső állapotú mezon legalább egy töltött részecskékké bomlik. Ebben az esetben az utóbbi részecskék helyzete határozza meg az elsődleges termelési csúcsot, míg a bomlási helyzetet a szokásos módon az egy határozza meg.

például események esetén alkalmazható a folyamat, ahol a pár lehetővé teszi az ütközési pont pontos meghatározását, azon az áron, hogy a hasznos események teljes mennyiségét ~0,43-as tényezővel csökkentik . Mivel milliméteres léptékű bomlási utak érdekelnek minket, a fotonkonverziós háttér már nem jelenthet problémát. Azonban, van egy fizikai háttér, amelyet most figyelembe kell venni, ugyanis, a Dalitz bomlása , . Elágazási aránya körülbelül ~ – ra becsülhető, így a folyamat ~ – szer gyakoribb, mint a jel, ha . Ebben az esetben azonban Az and csúcsoknak egybe kell esniük a detektor felbontásán belül, . Ezért, a háttér tényezővel történő csökkentése csak olyan események elfogadásával érhető el, amelyek mért bomlási útjai nagyobbak, mint . Sőt, a háttéresemények várhatóan széles invariáns tömegeloszlással rendelkeznek, míg a bomlások szűk rezonanciát jelentenek az ilyen csatornában. Ha nem vesszük figyelembe a formai tényezők hatásait, akkor a háttéresemények számát,, körülbelül egy ablakban hozzávetőlegesen

vegye figyelembe, hogy az (5) – től való függőség a nagyobb tömegű sötét fotonok megfigyelését részesíti előnyben. Másrészt, mivel a bomlási út as méretarányú , a véges csúcsfelbontás hatása elősegíti az alacsonyabb tömegű részecskék megfigyelését.

ezért egy adott kísérletben ideális esetben két paramétert kell a lehető legkisebbre tartani, és . Vesz, például,, MeV. Az (5) szerint az érdekes tömegtartály háttéreseményeinek száma ebben az esetben ~ lenne a MeV számára. A fent tárgyalt vágás alkalmazásával ez a szám ~20-ra csökken. Ezért mm esetében a jel jelentősége (azaz a jelesemények száma osztva a háttér négyzetgyökével) ~lenne. Fontos hangsúlyozni, hogy ebben az esetben a gerendacső méretei elsőrendű fontosságúak, mivel viszonylag rövid bomlási hosszúságokkal van dolgunk. Másrészt azt is meg kell jegyezni, hogy itt teljes detektálási hatékonyságot feltételezünk, amely túloptimista feltételezést tárhat fel. Ami a kontinuum eseményeket illeti, csak a reális detektorparamétereken alapuló részletes tanulmányok képesek végül felmérni a módszer potenciálját.

6. Következtetések

egy új, könnyű, semleges bozon, a “sötét foton”, vagy a világ számos laboratóriumában különböző detektálási technikákat alkalmaznak. Ha az is elég könnyű, és ha az SM részecskékkel való összekapcsolódásait a szokásos fotonéhoz képest egy tényező elnyomja, akkor viszonylag hosszú élettartamot érhet el. Ezt a tényt az ütközőknél ki lehet használni az elsődleges termelési csúcs által jól elválasztott bomlási csúcs keresésével, eseményekben. A tanulmány azt mutatja, hogy az új generációs ütközők képesek teljes mértékben kihasználni ezt a technikát, és képesek felfedezni a hatékony csatlakozásokat néhány alkalommal és tömegben a 10-100 MeV tartományban. Általában a magasabb energiájú gépeket részesítik előnyben, mert a termelt (könnyű) bozonok magasabb Lorentz-lendülete lehetővé teszi a másodlagos csúcsok jobb elválasztását. Az is látható azonban, hogy ennek a módszernek a valós létesítményekben történő megvalósítása megköveteli az interakciós régió megfelelő tervezését és a nyomkövető detektor bölcs választását. Tudomásunk szerint sajnos a SuperBelle gerendacső méretei messze nem optimálisak ebben a tekintetben. Másrészt, mivel az összes jövőbeli nagy fényerő-varázsa gyár még mindig előzetes tervezési vizsgálati szakaszban van, elképzelhető, hogy ebben az esetben az interakciós régiót úgy lehet megtervezni, hogy maximalizálja a javasolt keresési technika érzékenységét. Egy ilyen gép kiegészítő keresési módszert is nyújthat az elmozdult csúcsok megfigyelésével teljesen rekonstruált eseményekben, ezáltal növelve az érdeklődést egy ilyen létesítmény építése iránt.

összeférhetetlenség

a szerző kijelenti, hogy e cikk közzétételét illetően nincs összeférhetetlenség.

Acnowledgments

a szerző köszönetet mond S. Andreasnak és D. Babuscinak a segítségért és a hasznos beszélgetésekért.

Vélemény, hozzászólás?

Az e-mail-címet nem tesszük közzé.