LES RÉSONANCES

(1)

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Submitted on 1 Jan 1966

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LES RÉSONANCES

L. Montanet

To cite this version:

(2)

JOURNAL DE PHYSIQUE Colloque C 4, supplément au no 11-12, Tome 27, Nov.-Déc. 1966, page C 4-80

LES

RÉSONANCES

L. MONTANET CERN, Genève

Résumé. - Nous présentons dans cet exposé la situation expérimentale des résonances bosoniques. Nous étudions en particulier les problèmes posés par l'existence simultanée des mésons

q' et 6-t à 962 MeV ; nous discutons les effets

(KK)

près du seuil de production. Nous comparons les résultats obtenus dans différentes voies pour les systèmes pz,

KK

et

KKA

vers 1 300 MeV. Nous analysons les derniers résultats obtenus pour le méson E et en déduisons ses nombres quantiques probables. Enfin nous passons rapidement en revue la situation expérimentale des mésons d'étrangeté f 1.

Abstract. - We present here the experimental situation for mesons.

In particular, we study the n'-a* (962 MeV) difficulty, the ( K K ~ threshold effects, and we compare different results obtained for (Kg), (KKz) and (pz) systems near 1 300 MeV. We analyse the possible quantum numbers for the E-meson. We also review briefly the experimental situation of the S =

+

1 mesons.

1. Introduction. -Il ne m'est pas possible, dans le temps dont je dispose, de couvrir entièrement un sujet aussi vaste que celui des résonances.

Je me permettrai donc de limiter mon sujet à un exposé sur la situation expérimentale des résonances bosoniques. Aussi bien, il m'a semblé que les résultats expérimentaux présentés à cette Conférence sur les baryons ne donnaient pas lieu à des dificultés nouvelles, et je me permettrai de vous demander de bien vouloir vous reporter, à ce sujet, à l'exposé de C. Peyrou [l] fait à la Conférence d'Oxford de Septembre 1965.

Par contre, sans pouvoir dire que nous venons d'assis- ter, pendant cette Conférence, à la floraison d'une nouvelle génération de mésons, il est certain, qu'à plusieurs reprises, une remise en question de la nature, voire de l'existence de plusieurs mésons a été proposée.

Il me paraît donc intéressant de refaire, avec vous, l'inventaire de cette famille et de tenter de préciser l'état actuel de nos connaissances expérimentales sur ce sujet.

La confusion la plus complète régnant sur les pro- priétés de certains mésons, il m'a semblé impossible d'utiliser autre chose que la masse et l'étrangeté pour organiser un peu mon exposé. Je commencerai donc par inventorier les mésons d'étrangeté S = O par masse croissante ; je passerai ensuite aux mésons d'étrangeté S = * l .

2. z, q , p , o, p. - Le problème soulevé par le mé- canisme de production et de désintégration du mésonp

reste à résoudre : comme vous le savez, le méson p étant une particule de spin 1, il devrait avoir une distribution angulaire de désintégration de la forme cos2 8 lorsqu'il est (( aligné », comme c'est le cas lorsqu'il est produit par échange d'un méson n. Cette distribution angulaire est effectivement observée pour le méson p chargé, alors qu'une forte asymétrie est observée pour le méson p neutre [2]. Par contre, cette asymétrie dispa- rait lorsque le méson p neutre est produit par photo- production, comme l'a montré un groupe de Harvard [3]. L'existence d'un méson (nn) de nombres quantiques

J' = 'O OU 2+ (le méson e) a été suggérée pour expliquer cette asymétrie [4, 5, 61.

Cependant, rien ne permet d'affirmer, pour le moment, sur la base des résultats expérimentaux connus, l'existence de ce méson [7].

L'étude du système (no no) (mode de désintégration interdit pour le méson p) devrait permettre, en prin- cipe, de confirmer, ou d'infirmer, l'existence du méson

E : les résultats expérimentaux connus à l'heure actuelle sont contradictoires [8, 91.

En ce qui concerne les mésons y, w et cp, un effort expérimental important reste à faire pour déterminer avec précision leurs rapports d'embranchement ; il semble néanmoins que ces objets ne donnent pas lieu à une remise en question sérieuse de leurs propriétés (le problème soulevé par une éventuelle asymétrie de charge dans la désintégration q -+ ni TC- no dépasse

le cadre de cet exposé).

(3)

LES RÉSONANCES C 4 - 81

3. XO, S f ,

a-.

-Nous rencontrons ici notre pre- mière sérieuse difficulté. Plusieurs expériences de chambre à bulles assez semblables (K- p de 2 à 4 GeV) ont mis en évidence l'existence d'un méson neutre (nommé X0 ou y') de masse et largeur

M

-

960 f 3 MeV

r

<

15 MeV

Ce méson est observé dans plusieurs réactions, qui peuvent toutes s'écrire finalement :

Un mode de désintégration est bien établi pour ce méson :

Mais ses nombres quantiques ne sont pas complète- ment déterminés par ces expériences : deux possibilités semblent assez probables :

[IO, 11, 121 d'après une analyse comparée des modes de désintégration (y0 no n'/y0 .nf n-) et l'étude détaillée du mode de désintégration y0 '~7 n-. Pour résoudre

cette ambiguïté, il faudrait étudier la réaction :

cette expérience est en cours aussi bien à Berkeley qu'en Europe.

II faut cependant ajouter que les modes de désinté- gration observés pour ce méson conduisent à penser qu'il s'agit bien d'une désintégration forte ; l'absence du mode de désintégration r]' + 3 .n entraîne donc G(yl) =

+

1. De plus, si la désintégration y' -> py se confirme, C'(yf) =

+

1, ce qui entraîne I(y') = 0.

Or, deux résultats expérimentaux, ceux de W. Kienzle et al. [13] et de J. Oostens et al. [14] ne semblent pas confirmer cette conclusion.

Dans une recherche systématique sur la production des bosons chargés dans la réaction

le groupe de Maglic, au CERN, a mis en évidence une résonance chargée très étroite nommée 6- de masse et largeur :

Dans une recherche assez semblable, mais effectuée cette fois à Saclay, sur la réaction

Oostens et al. ont également mis en évidence une réso- nance chargée de masse et largeur (Fig. 1) :

FIG. 1. - Masse manquante en MeV.

Ces deux derniers résultats sont compatibles avec les observations antérieures sur le XO, ce qui renforcerait l'hypothèse (IG J P = 1 + 1 +) pour ce méson si l'on pouvait être certain que la nature, là comme ailleurs, ne se plaisait pas à tromper le phycisien en superposant, peut-être, deux mésons en tout identiques, mais de spins isotopiques différents.

Attendons donc les résultats des expériences de chambre à bulles sur deutérium et souhaitons que les groupes auxquels Mrs Maglic et Oostens appartiennent améliorent encore leurs résultats avant de nous pro- noncer.

4. Le système

(KR)

près du seuil.

-

A. Rosenfeld [15] a proposé l'existence de deux résonances (KK) près du seuil de production pour interpréter l'ensemble des résultats disponibles en 1965. Les deux résonances auraient une masse voisine de 1 GeV. L'une serait un isoscalaire : IG J P = O + O+, l'autre un isovecteur,

IG J' = 1

-

O+. L'existence d'une résonance Of Of a

été avancée dès 1962 pour expliquer l'accumulation observée dans le spectre de masse (KY

KY)

vers 1 GeV [16, 17, 181.

L'existence d'une résonance 1 - 0' découle de l'obser-

vation d'une accumulation (KY K*) vers 1 GeV dans les annihilations Pp à l'arrêt 1191.

Quatre nouveaux résultats expérimentaux amélio- rent sensiblement l'état de nos connaissances sur le système (KK) au seuil. Dans une étude des annihila- tions pp à 3,7 GeV/c, C. Baltay et al. [20] montrent que

(4)

C 4 - 8 2 L. MONTANET

pour interpréter les spectres de masse (KK) dans les annihilations :

-

pp -+

KY KY

n" n- pp -+

KY KY

n + Z - no pp -+

KY

K! nf n- n + n- @p

+ K Y

K" nr no pp-+KYK'n'nf n - @p -+

KY

K" nT n + 71- no

il faut introduire une déformation de l'espace de phase, au seuil ; cette déformation est obtenue en introduisant une longueur de diffusion de l'onde S du système

KK

dans l'approximation de la portée effective nulle ; les résultats expérimentaux s'ajustent entre une longueur de diffusion de 2 et 6 Fermis (Fig. 2) : puisque l'observa-

tion est faite aussi bien sur (Ki K*) que sur (KY

KY),

ce résultat confirme celui obtenu avec les annihilations bp à l'arrêt.

Les deux résultats suivants sont relatifs au système (KY KY) : le groupe CERN-ETH [21] observe une

1 .O 1.5 2.0 2.5

MASS ( :K

KY

1 G ~ V / C '

FIG. 3.

-

n - p -+ K o n ; 12 GeVclc, 947 événemements.

Pas de correction pour la désintégration (CERN - ETH).

accumulation dans le spectre de masse (KY KY), vers 1060 MeV : l'étude des distributions angulaires incline à penser qu'il s'agit d'un scalaire JP = O+ produit par l'échange d'un n (Fig. 3).

D.

J.

Crennell et al.1221 observent dans les interactions :

n - + p + n + K + K

à 6 GeV/c, une accumulation dans le spectre de masse

KY KY

centrée à M = 1068 MeV (Fig. 4) ; pour inter-

M ( K : K y ) i n GeV

FIG. 4.

préter leurs résultats, ces auteurs essaient d'ajuster une longueur de diffusion de l'onde S du système (KK) ainsi qu'une résonance décrite par une Breit et Wigner (Fig. 5). L'accumulation est trop éloignée du seuil pour

O .96 1.1 l 126 141

M

(KIK~

1 in GeV

(5)

LES RÉSONANCES C 4 - 8 3 qu'une longueur de diffusion donne une bonne inter-

prétation : ils concluent donc à la présence d'une réso- nance O+ O+ (non observée en

KY

K*) de masse M = 1068 f 10 MeV et de largeur

r

= 80 f 15 MeV. Enfin, dans une étude des annihilations

Pp

à 1,2 GeV/c :

~p +

KY KY

n f 71- 397 ev"

j 5 p + K ~ K * 7 t F z 0 1621evts c p + K~(K:) 7t' z-

-

460 ev"

J. Barlow et al. [23] concluent à la présence des deux effets dans le système (KR) près du seuil : la voie 1 = 1 (à laquelle le système

KY KY

contribue peu), est décrite par une longueur de diffusion de l'ordre de 3 Fermis. Par contre, pour la voie I = O (uniquement observée sous la forme

KY

K a , il semble nécessaire d'introduire une résonance centrée à M = 1045 f 9 MeV et de largeur

r

= 50 4 24 MeV.

Tous ces nouveaux résultats tendent donc à confirmer l'existence d'une résonance O + O

+,

de masse

M

-

1055 f 10 MeV et de largeur

r

-

60

i-

20 MeV : ces nombres quantiques devraient permettre l'observation d'une désintégration n+ z - : D. S. Crenell donne pour le rapport d'embranchement :

Quant à l'effet observé dans l'état IG JP = 1- O+,

s'il s'agit d'une résonance, la désintégration permise la plus simple est yz : faut-il rapprocher cet effet de l'accumulation observée par Alitti et al. [24] vers 1040 MeV ? En attendant une meilleure connaissance expé- rimentale du système u]n vers 1 GeV, il n'est pas possible de décider de la nature exacte de l'effet observé dans le système

KY

Ki : l'introduction d'une longueur de diffusion de l'onde S du système KK de

-

3 Fermis permet d'interpréter correctement tous les résultats expérimentaux connus à l'heure actuelle.

5. Mésons A et D. - A l'origine, les mésons A se

présentent sous la forme d'une accumulation de combinaisons (np) dans la bande de masse 1 GeV-1,4 GeV 1251. Plusieurs expériences montrent que cette accumulation comprend deux maximums : l'un centré vers 1,08 GeV, le A,, l'autre vers 1,30 GeV, le A,.

Ces expériences peuvent être regroupées en 4 caté- gories :

(a) interactions n--noyau entre 12 et 18 GeV/c,

(b) interactions xi-p entre 2,75 et 4 GeV/c,

(c) interactions z*-p entre 6 et 11 GeV/c,

( d ) interactions TC*-d entre 3 et 5 GeV/c.

Les interactions (a) ont été étudiées dans une série d'expositions de la chambre à liquide lourd de 1'Ecole Polytechnique. La figure 6 résume les résultats obtenus

16 GeWc T - on Nuclei

-

( A l l a r d et al.

8 O

0.5 1 .O 1.5 20 2.5 3.0

M 3

GeV

~

par Allard et al. [26,27] sur le système tripion (TC- n- n+) produit sans excitation visible du noyau. L'accumulation d'événements vers 1,08 GeV est encore accentuée lorsqu'on introduit une coupure supérieure sur le qua- drimoment transféré au noyau ; de plus, les événements alors sélectionnés contiennent près de 100

%

de p. Ces deux caractéristiques du A , (faible moment de transfert, association pz) vont se retrouver systémati- quement dans les autres résultats expérimentaux. Remarquons que, dans cette expérience, le A, est absent, ce qui peut s'expliquer par le mode de production du tripion.

La figure 7 est une synthèse des résultats obtenus sur le système tripion (nf n- ni) produit dans les interactions de type (b) [28, 29, 301. Ce spectre est obtenu après élimination des bandes de N * + + (1238) et par sélection des tripions contenant un pO. L'élimination des bandes de N*" (1238) introduit sans doute des dis- torsions dans le système pz : en fait, la région d'intersection des bandes N* + + et pn est relativement peu impor-

(6)

L. MONTANET

(G.

Goldhaber et al.)

FIG. 7. M

(rrfpO)

GeV

s- p 2.75 GeV ( A l i t t i et al. ) l l 1 1 , 1 1 exclu- 534 events Ca po lr- 650 M e V < M p < 8 5 0 MeV M (T-T-T+) (MeV)

-

" 0 4 8 0 MeV < MT) < 6 2 0 MeV

Y

Z Tl 1 O O 500 700 900 1100 1300 1500 FIG. 8. M (TM") (MeV)

geable que l'énergie totale de la réaction est élevée. On remarque sur la figure 7 les accumulations vers 1,08 GeV et 1,30 GeV : il faut cependant noter que le fond représente au moins 75

%

des événements dans la région du A,.

Dans le même type de réaction, mais à 2,75 GeV/c, Alitti et al. [31] observent les mêmes phénomènes (Fig. 8). Cette fois, la comparaison des voies

indique un rapport d'embranchement n- pO/nO p- pour les A égal à l.

Les interactions de type (c) produisent les mêmes phé- nomènes (Fig. 9). Il semble toutefois que le fond soit

EXCLUDED

1.08 128

1 1

---- OPE. BACKGROUND

-

OPE. BACKGROUND + A 1 + A2

STATISTICAL PHASE SPACE

( T l + p ' ) EFF. MASS

.

GeV.

relativement moins important, dans ce cas, que pour les interactions nt p à énergie plus faible [32, 33, 341. On peut voir sur la figure 10 que la région d'intersection des bandes N*++ (1238) et (pn) devient relativement très petite à 8 GeV/c. Ces deux avantages sont malheu- reusement contrebalancés par l'incertitude qui subsiste sur la forme du fond à haute énergie.

D'autres résultats sur les interactions nt p ont été présentés à cette Conférence : dans des résultats préli- minaires et ne représentant que 40

%

de la statistique finale, M. Daronian (collaboration Gênes, Hambourg, Milan, Saclay) a montré que dans les interactions :

à11 1 GeV/c, les accumulations (pz) sont assez bien sépa- rées en deux pics à 1080 MeV et 1 300 MeV respectivement.

(7)

LES RÉSONANCES C 4 - 8 . 5

( p Tf' ) EFF. MASS SQUARED , ( G ~ v ) '

FIG. 10. - n + p p a + po -+ p a + n + a -

.

8 GeV/c; points de Daiitz pour p n + po ; 1279 événements. rimentaux obtenus par le groupe Ecole Polytechnique- Orsay-Milan sur les interactions :

n- p + 71- n-

n- p -, nn' n- no n- p -, nnf n f n- n-

à 8 GeV/c, ne signale aucun effet vraiment positif dans le spectre de masse pn. Ces résultats sont d'ailleurs à rapprocher de ceux de Barnes et al. [32] (Fig. 11, 12, 13).

L L O R E T e t al 2 1 8 e v t s M A S S ( T C ' l t - n o ) FIG. 11 L L O R E T e t ai

1

MASS 371 L 4 3 e v t s M A S S 371 2 0 2 e v t s ( a v e c P s a n s N* ) 2 0 A;lzsoi - 4 5 2 events ----311 (pan-1 events with N*'

- -

(1240 MeV) events removed -195 (pon-)events with N*++

( 1 2 4 0 MeV) and N*" ( 1 2 4 0 MeV) events removed

Les interactions du type ( d ) indiquent aussi une accu-

mulation pn dans la bande de masse 1 GeV-1,4 GeV : la comparaison des systèmes (pO n-) et ( p - n-) (Fig. 14) permet d'exclure I = 2 pour les deux effets pn [35, 361. De nombreux mécanismes ont été proposés pour expliquer l'accumulation A, vers 1,10 GeV dans le système pn [37 à 431. Parmi ces mécanismes, celui de Deck-Maor-O'Halloran semble le plus apte: à repro- duire les faits expérimentaux, comme l'a montré G. Gold- haber [44] dans une analyse détaillée des résultats obtenus entre 3 et 4 GeV/c. Le modèle de Deck suppose l'échange d'un méson ni entre le n incident et le

(8)

C 4 - 8 6 L. MONTANET

(Abolins et al.) 3.7 GeV/c

Mp (MeV)

un maximun vers l,lO;GeV(Fig. 15). En fait, il en est bien ainsi, expérimentalement, pour les réactions du type :

TC+ p -+ N*+ + p0 -+ pn+ pO.

P

rr inc. ./ 77-1

77-2

Dans ces réactions, le diagramme représenté sur la figure 15 joue un rôle important : en sélectionnant les événements pour lesquels l'angle cc entre le proton cible et le N*+ + (dans le centre de masse du N* + +) est

inférieur à 900, on reproduit une accumulation d'évé- nements dans le spectre de masse (pz) vers 1,l GeV [35]. Pour distinguer le mécanisme de Deck d'une vraie résonance A,, les intéractions n* -deutérium sont de grand intérêt : en effet, dans les réactions

n- d + dnf n- n-

la production des mésons A doit être réduite, voire interdite, si cette production est dominée par l'échange d'un p. Par contre, le mécanisme de Deck est favorisé par la sélection des événements (transfert de moment au deutérium très faible pour préserver ce dernier) : la figure 16 montre que le mécanisme de Deck permet

M +, , ,

- (MeV)

d'expliquer une importante accumulation d'événe- ments vers 1,10 GeV V6].

D'autre part, dans les réactions :

les trois combinaisons pf TL-, p0 no, p- nf sont obser- vables, mais si les mésons A ont un spin isotopique 1 = 1, la désintégration A0 -+ p0 no est interdite,

alors que pour le mécanisme de Deck, c'est la combinaison p- nf qui est interdite (il faudrait échanger entre les deux vertex une double charge) : il semble que la situation expérimentale ne donne pas, actuellement, une réponse claire à cette alternative, les trois combinaisons p+ TC-, p0 no, p- n+ montrant approxi- mativement la même accumulation d'événements vers 1,lO GeV/c 1451.

S'il est donc évident que le mécanisme de Deck joue un rôle important dans l'accumulation (pz) observée vers 1,10 GeV, il n'est pas exclu qu'une résonance lui soit superposée ; d'après M. Deutschmann et al. [34], le mécanisme de Deck peut être « représenté » par une Breit-et-Wigner centrée vers 1,l GeV, quelle que soit l'énergie du n incident, mais de largeur croissante avec cette énergie :

(9)

LES R É S ~ Or l'accumulation observée à 8 GeV/c est représentée après soustraction d'un fond calculé suivant Wolf [46], par une Breit-et-Wigner centrée à 1 076

+

14 MeV et de largeur

r

-

130

2

50 MeV.

En conclusion, il est possible que le mécanisme de Deck soit la cause essentielle de l'accumulation obser- vée à basse énergie : il est toutefois douteux que ce mécanisme permette d'interpréter intégralement les résultats obtenus à plus haute énergie.

Si nous admettons l'existence d'une résonance A,, il est clair, d'après l'analyse précédente, que nous nous heurtons à de grandes difficultés pour déterminer son spin et sa parité : le fond, sous la résonance, repré- sente dans les meilleurs cas 50

%

de l'ensemble des événements : dans ces conditions, l'analyse des distributions angulaires est difficilement interprétable. Notons cependant que le mode de production du A,, dans les expériences de chambre à liquide lourd [26, 271 tend à favoriser pour le A, les nombres quantiques :

(O- étant exclu d'après les distributions angulaires observées).

Sans présenter le même genre de difficultés que les propriétés du A;, celles du A, ne sont pas aussi claire- ment établies qu'il pourrait le paraître. S'il semble bien établi qu'il existe une résonance pz vers 1,3 GeV, la valeur centrale de sa masse varie de 1,26 à 1,32 GeV suivant les expériences. De plus, l'attribution des nombres quantiques JP(A,) = 2' repose principalement sur l'observation d'une accumulation d'événements dans les systèmes (KY K') et (KY K!) vers 1 320 MeV [29] : or, il n'est pas absolument certain que ces effets soient rigoureusement corrélés à l'accumulation (pz). L'existence d'une résonance (KK*) vers 1 320 MeV n'est pas douteuse : outre les travaux originaux de S. Chung et al. [29], J. Barlow et al. [23] observent le même effet dans les annihilations

pp

+

KG

et

pp

-, K ~ n n à 1,2 GeVjc. Cette résonance peut avoir les nombres quantiques I = 1, JP = O+, 1-, 2+

...,

Si de plus on lui attribue, en partie ou en totalité, l'accumulation (KY KY) observée vers 1 300 MeV par de nombreux expérimentateurs [19, 21, 291 les possibilités de spin se réduisent à Of, 2+,

...

Si, enfin, on admet que l'accumulation (pz) est de la même nature, il faut conclure à l'existence d'une résonance de masse M

-

1 320 MeV,

r

-

60 MeV,

z G J P

= 1-2'.

Cette dernière étape est cependant discutable, si

l'on se rappelle que de nombreux désaccords subsis- tent entre les expériences :

a) La valeur moyenne de la masse de la résonance

(KY

K*) est située vers 1 320 MeV, alors que la même valeur moyenne pour le système (pz) se situe vers

1 290 MeV.

b) La détermination directe des nombres quantiques

J' pour le système pz ne permet pas de discriminer rigoureusement entre 1

+,

2-, 2'.

c) Certaines expériences n'observent pas le mode (KO K*), alors qu'elles mettent en évidence le mode (PZ).

d ) D'autres résonances sont certainement présentes dans le voisinage du A , : le Do (1280), le fo (1250), une résonance (KK)* vers 1 250 MeV pouvant éven- tuellement se désintégrer dans le mode (qz) [19].

Si le spin isotopique du Do (1290) est bien 1 = 0, comme le suggèrent les résultats actuels [47, 481, il ne peut compliquer l'analyse du A, que dans certains états neutres de ce dernier ; il faut cependant remar- quer que, pour l'instant, la détermination du spin isotopique du Do (1290) repose sur une statistique assez limitée : en effet, le Do (1290) est observé sous la forme d'une combinaison (KKz) neutre et la déter- mination de son spin isotopique repose sur les observations suivantes : d'une part, le spectre de masse (KK) dans le Do (1290) présente une forte accumulation vers le seuil, ce qui entraîne probablement :

donc :

G(KK) =

-

1 car I(KK)

+

1 d'où :

d'autre part, l'observation du Do -+

KY KY

no entraîne :

(10)

L. MONTANET

I(KK) = 1 I(KK) = O L(KK) = 1 L(KK) = 1

4

J.

(KY K' n') (KY

KO,

no) On voit donc qu'un méson D de spin IG = 1-

serait admissible, et pourrait alors être compatible avec un état pn, mais cette hypothèse suppose L(KK) = 1, ce qui semble exclu expérimentalement.

Quant aux nombres quantiques J'(D), on ne peut que donner, pour l'instant, les possibilités O-, 1 +, 2-, étant donné qu'on ne peut pas exclure l'hypothèse d'une interaction (KK) importante vers le seuil, ce qui expliquerait la distribution de la population obser- vée dans le diagramme de Dalitz du méson D.

La présence probable du f 0 (1250) dans les spectres (KY KY) peut fausser les conclusions tirées de l'obser-

I(KK) = 1 L(KX) = O

J.

(KY K" n*)

vation du A , dans le mode

KY KY.

Enfin, l'observation d'une résonance (KY K') vers 1 250 MeV par R.

Armenteros et al. [19] dans les annihilations pp +

KKX

(11)

LES RÉSONANCES C 4 - 8 9

nombres quantiques IG J' = 1- Of (ce /qui interdit les modes 2 n et 3 n) n) il faut alors s'attendre à rencon-

trer cette résonance dansle mode yn, ce qui semble en accord avec certaines observations d'Alitti et al. [24]. Ce qui précède ne prétend pas être une interprétation définitive des résultats expérimentaux accumulés sur les systèmes de mésons dans le voisinage de 1,3 GeV : nous voulons tout au plus souligner la complexité de cette situation.

Pour résumer brièvement ce chapitre, disons qu'il est tentant, actuellement, de proposer l'existence de plusieurs résonances dans la région 1'1 GeV - 1,4 GeV : en nous limitant aux résonances de spin isotopique 1, nous pouvons avoir : une résonance JP = 2' à 1 320 MeV, observée dans les modes (KO KI), (KY KY) et peut-être (pn) - une résonance JP = 2 -

à 1280 MeV observée dans le mode (pn) [49], une résonance JP = Of à 1 250 MeV observée dans les modes (KO K A ) et (yn), enfin, une résonance JP = 1 i.

à 1 080 MeV, observée dans Ie mode (pz).

6. Le méson B (1220).

-

Nous retrouvons pour

le méson B, résonance (on) observée uniquement dans les réactions du type

les difficultés d'interprétation rencontrées pour le méson Al.

Comme le A,, le B semble être produit de façon très périphérique, ce qui pourrait s'expliquer par l'échange d'un méson n dans le diagramme de la figure 19. Les nombres quantiques 1' JP pourraient alors être du type 1 + I d , I f 3-

...

Cette conclusion est cependant en contradiction avec l'absence des désintégrations (nn) et (KK), (si JP(B) = 1- et si g,,, = g,,,, l'espace de phase favorise B + 2 n par rapport à B + o n dans un rapport 5,5 à 1).

En outre, dans les interactions n* p à 3-4 GeV/c, le méson B semble systématiquement associé à la production de N* (N* 1238, N* 1518, N* 1688) [50].

Il est donc impossible d'étudier le méson B à l'état pur dans ces réactions. D'ailleurs, les distributions angulaires obtenues pour ces événements tendent à ren- forcer l'idée que le B est dû au mécanisme de Deck- Maor-O' Halloran [51].

M. Lestienne, présentant à cette Conférence les résultats d'une expérience faite avec des nf p de 5 GeV/c (collaboration Bonn, Durham, Nimègue, Paris, Turin) a indiqué une forte production de o" auquel aucun méson B n'est associé.

Il est donc d'abord nécessaire de confirmer (ou d'infirmer) l'existence de cet objet avant de tenter d'en rechercher les nombres quantiques. Pour le moment nous l'oublierons.

7 . Le méson f 0 (1254). - Nous avons vu les très beaux résultats obtenus par le groupe de M. Quin- quard sur ce méson, dans l'étude des interactions n" deutérium de 5 GeV/c.

Une difficulté reste cependant commune à toutes les expériences ayant mis en évidence le f 0 : lorsqu'on étudie sa distribution angulaire de désintégration, il n'est jamais possible d'ajuster une onde D pure et tout se passe comme s'il fallait ajouter une onde S qui serait en phase avec celle du f 0 (2').

8 . Le méson E (1425). - Le méson E a d'abord

été proposé pour interpréter la forte accumulation observée dans l'état de charge neutre du système ( K G ) des annihilations Pp -+

KK

3 n à l'arrêt 152, 531. Son existence a été confirmée par D. Miller et al. 1481, observation obtenue cette fois par l'analyse d'interactions n- p.

Les nombres quantiques du E étaient jusqu'alors pratiquement indéterminés, exception faite de son spin isotopique ( I = 0).

De nouveaux résultats présentés à cette Conférence par la Collaboration C. E. R. N.-Paris-Liverpool confir- ment l'existence du E et précise ses nombres quantiques. Je me limiterai donc à l'étude de ces nouveaux résultats. L'analyse de 600 annihilations du type :

montre qu'il existe une résonance ( K G ) dans l'état de charge neutre, centrée à 1 425

+

7 MeV et de largeur 80 f 10 MeV (Fig. 20, 21, 22).

L'analyse d'environ 300 annihilations du type

(12)

C 4 - 9 0 L. MONTANET

tion sont d'ailleurs dominés (70 à 95

%)

par la production du E, si bien qu'on peut les récrire :

D'autre part, et c'est là le fait nouveau important, le méson E0 est observé dans les annihilations du type (Fig. 23, 24) :

-

pp -t

KY KY

n+ n- no

.

a Cette fois, la production du E0 ne domine pas,

car on observe une abondante production de w0 (et, à un moindre degré, de y'). Pour mettre en évi- dence le E0 en tenant compte de la forte production

O de wO, on utilise le fait que le w0 est complètement

\

V> symétrique par rapport aux trois mésons TC, on obtient

'e

20-

w donc statistiquement une bonne élimination de cet w0

>

w en opérant la soustraction

1

M'(K~

KY

no)

-

- M'(K:

KY

ni). 2

Il est clair que l'accumulation positive résiduelle,

I

14 16 18 20 22 24 26 centrée vers M2

-

2 GeV2 correspond exactement

au méson E ; de plus, le rapport entre le nombre de M'( K Ü T ) (G~v/c)' _EO _{se désintégrant en}

KY

_{no et le nombre corres-}

(13)

LES RÉSONANCES C 4 - 9 1

rectement avec le rapport attendu 116 si la parité C du méson E est

+

1 (ce même rapport serait nul si C(E) = - 1). En outre, aucune accumulation n'est observée dans le système

KY

K; no, mode de désin- tégration prévu pour le Eo si C(E) =

-

1 (on observe

N 600 E0 -+ K: K' n T , N 83 E0 -f

KY

K: no et une limite supérieure de 20

+

20 E O --+

KY

K; no).

Il semble donc bien établi que les nombres quantiques

IC

du méson E sont O+. Compte tenu de ce résul- tat, l'étude de la production du E dans les annihilations

-

pp -+ E0 no no

va nous permettre de préciser son spin et sa parité, car cet état est un état pur de C =

+

1, correspondant à l'état singlet lS0 du protonium (il est établi que les annihilations à l'arrêt se font essentiellement dans les états 'So et 3S, du protonium). Les nombres quantiques JP de l'état initial : 0- entraînent donc une loi de distribution angulaire de désintégration du Eo bien définie, en fonction des nombres quantiques du Eo et du système 2 no ; pour les nombres quantiques les plus simples, on obtient les distributions angulaires suivantes : J ~ ( E ) J ~ ( ~ O no) W(a) 0- O + 1 1 + O + cos2 CI 1 - O + interdit 2+ Of interdit 2- O + (3 cos2 CI

-

1)2 O - 2 + 1 1 + 2+ 3

+

cos2 CI

la distribution expérimentale (Fig. 25) indique une émission isotropique, (3

+

cos2 a) ne pouvant pas être complètement exclu.

pp- P7P 7T

15 KO K'S~

O

-1.0 O 1.0

c o s 8 ,

De ce point de vue, les nombres quantiques du E les plus favorables sont donc J'(E) = O-, 1' ne pouvant pas être complètement exclu.

Avant de passer à l'analyse de la désintégration du E, remarquons que les nombres de EO produits dans

les annihilations

-

_O _O _O

p p - + ~ O n + ~ - , ~ p - + ~ n n sont dans le rapport 211 : ceci nous permet de postuler que la voie d'annihilation pp -+ E0 '17 n- provient

essentiellement de l'état

's,,

et l'analyse précédente s'applique également à ces événements. Elle conduit aux mêmes résultats (Fig. 26).

01

, I l I ( -10 O 1 O cos 8 , -

%

3 0 - O O - \ 20- - "2 +

L'analyse de la désintégration du E fait ressortir que deux voies de désintégrations sont en compétition :

t

5 IO-

W

(14)

C 4 - 9 2 L. MONTANET

K* désignant la résonance Kn de 891 MeV et (KK) l'effet dynamique observé au seuil du système (KK) mentionné plus haut (voir paragraphe 4).

Pour le premier mode de désintégration, il faut écrire l'élément de matrice de transition pour JP(E) = 0- :

B W(K, n) et B W(K, n) désignant les Breit-et-Wigner des deux voies de formation possible pour les K* (891), p*(Kl n) et p* (K, n) désignant les quantités de mouvement des mésons K dans le centre de masse des K* (891) et p(K2) et p(K,) désignant les quantités de mouvement des mésons K dans le centre de masse du E : on voit que les deux amplitudes interfèrent constructivement, donnant lieu à une forte accumulation d'événements dans la région d'interférence. Il se trouve que cette région est aussi celle des faibles masses

(KK)

et que la désintégration E0 + (KK)n contribue

sans doute également à cette accumulation.

Les distributions angulaires observées sont en bon accord avec JP(E) = 0- ; les autres nombres quantiques possibles ne donnent pas un aussi bon accord. On trouve aussi que les deux voies de désintégration indiquées pour le E interviennent dans la même pro- portion.

Les nombres quantiques du méson E sont donc probablement

IG

JP = O + O-, ce qui interdit toute désintégration (2 n) et (3 n) (yzn par contre est permise). Ces nombres quantiques permettent également d'expliquer l'absence du E0 dans les annihilations

-

pp + KK nn à l'arrêt, la transition

pp

+ E0 no étant interdite, soit par la parité C (3S1 est C =

-

1), soit par la parité P (lS0 est O-).

9. Le méson f' (1500). - Dans son rapport à la conférence d'Oxford [15], A. Rosenfeld n'a pas hésité à introduire ce méson alors tout récemment découvert dans un nonet de mésons 2'.

Il semble qu'il ait eu raison puisqu'une statistique améliorée de la même expérience tend à confirmer l'accumulation de

KY KY

autour de 1 500 MeV (Fig. 27).

Cette résonance soulève pourtant deux problèmes a) Pourquoi le groupe C. E. R. N.-E. T. H. ne voit-il rien dans le spectre

KY

vers 1 500 MeV 1211 ? Est-il possible que l'accumulation observée par ce groupe vers 1430 MeV soit le f' (1500) ? Les auteurs du

f' (1 500) [54] n'admettent certainement pas un déplace- ment de la masse de 70 MeV et, d'après la figure 27, il semble que l'erreur sur la valeur centrale de la masse soit de l'ordre de 30 MeV.

( Barnes et al.)

b) Le spin isotopique ne semble pas bien établi, les auteurs de f' (1500) n'affirment rien à ce sujet. Si I = O, comme A. Rosenfeld le suppose, les nombres quantiques IG JP les plus probables du f' sont Of 2+ (JP = 0' étant exclu par la présence du mode de désintégration K* K) : alors la désintégration (n+ n-) est permise : or le groupe de Brookhaven donne pour le rapport d'embranchement,

Ce faible couplage f' nn pourrait expliquer l'absence du f' dans l'expérience du groupe C. E. R. N.-E. T. H. Glashow et Socolow 1551 montrent qu'il est possible de supprimer le mode f' -, n + n-, par l'emploi de SU(3).

Si 1 = 1, les nombres quantiques IG JP les plus probables du f' sont 1- 2' : alors la désintégration (3 n) est permise. De nombreux groupes ont proposé des résonances (3 n), mais elles se situent soit vers 1 300 MeV, soit au-dessus de 1 600 MeV.

10. Les mésons lourds (M > 1 600 MeV). - On sait que trois collaborations ont proposé, en 1965, l'existence d'une résonance (nn)' vers 1 670 MeV, ce sont :

La collaboration C. E. R. N.-Ecole Polytechnique i561

d -, ppnf a - à 6 GeVlc. La collaboration Orsay-Milan-Saclay [56]

(15)

LES RÉSONANCES C 4 - 9 3 B. Maglic avait annoncé à la même époque l'exis- Ce bref aperçu sur les mésons « lourds 1) illustre bien tence d'un méson R de masse M = 1 675 f 25 MeV la richesse d'un domaine à peine exploré.

e t

r

= 70 MeV [58], observé cette fois dans le mode

chargé. 11. Les mésons K. - Alors que les mésons K

La collaboration ABC avait également observé un (499, K* (891) et K* (1405) affirment leur présence dipion cliargé à 1 670 MeV. dans de nombreuses réactions, et que leurs propriétés M. Quinquard nous a montré les récents résultats sont de mieux en mieux établies (JP = O-, 1-, 2' confirmant l'existence du dipion neutre (parfois respectivement), plusieurs candidats (725, 1 170, 1 215 appelé méson G), de masse et largeur M

-

1 650 MeV 1 320, 1 800, 1 865 MeV) sont encore d'existence ï

-

160 MeV (section efficace de production de 30 pb) précaire et de nature mal définie.

(Fig. 28). 11 est même possible qu'avec un tel résultat Quatres années de recherches se sont écoulées depuis la première mise en évidence du méson K (725) et

il puisse nous donner bientôt les nombres quantiques de ce méson.

D'autres résonances ont été proposées dans la même région de masse. Outre son méson R de masse et largeur M

-

1 675

+

25 MeV,

r

-

70 MeV, le groupe de Maglic observe, dans la réaction

n- p -t pX- à 12 GeV/c

un méson S à 1 929 14 MeV,

T

( 24 MeV un méson T à 2 195

5

15 MeV,

r

<

23 MeV un méson U à 2 382

+

4 MeV,

ce dernier étant moins bien établi que les deux autres, à cause de sa position en extrémité de la bande de masse étudiée.

Remarquons les faibles largeurs (compatibles avec zéro) données pour les mésons S et T ; cette caracté- ristique est-elle indicatrice d'un spin élevé ?

. ,

cependant sa production erratique dans des réactions où sa présence est raisonnablement attendue jette un doute sérieux sur son existence. Postulant qu'une règle de sélection spéciale préside à sa production, nous pourrions penser que la production en

paire(^^)

est favorisée : une recherche systématique d'un tel effet dans les annihilations pp + ~ ~ à nl'arrêt n ne permet pas de confirmer cette hypothèse. V. P. Henri a rapporté à cette conférence les résultats d'une expérience K f p + KNn à 785 MeV/c [59] : l'énergie a été choisie dans le but d'observer la production du méson K (725) à une énergie inférieure au seuil de production du K* (891) et du N* (1238), une déviation notable par rapport à l'espace de phase est observée dans le spectre de masse Kn, mais cet effet peut être attribué à la proximité du N* (1238) : pour interpréter de façon décisive les résultats d'une telle expérience, il faudrait sans doute la répéter à des énergies voisines, afin de vérifier que la position de la déviation observée est invariante (hypothèse du méson K (725)) ou non (effet dû au N* (1 238)).

La situation du méson K (1 175) est assez semblable à celle du K (725) ; son apparition dans certaines réactions semble exactement contre-balancée par son absence dans des réactions très voisines (K' p vers 5 GeV/c, n- p vers 3 GeV/c). Aucune explication n'est capable d'interpréter ces différences.

La situation du méson K (1215) (nommé Co par R. Armenteros et al. [60]) n'a guère évolué depuis 1964 : observé d'abord sous la forme d'une accumulation (Knn) dans les annihilations à l'arrêt :

jjp -'

KY KY

z+ 71- ,

(16)

C 4 - 9 4 L. MONTANET

C + Kp et l'absence apparente de désintégration

C + K* n dans les annihilations Pp +

KY KY

n + n-

ne sont pas en contradiction avec les prédictions de SU3 si l'on impose les nombres quantiques JP = I f au système Knn (les deux amplitudes K* n possibles doivent alors interférer destructivement) : dans ces conditions, il est possible de satisfaire expérimentale- ment le rapport d'embranchement

imposé par SU,, à supposer que le spin isotopique du méson C soit 1 = 112. Cependant, la non-observation du méson C chargé dans les annihilations

demeure une difficulté importante pour la compré- hension de l'ensemble de ces résultats. Fait aggravant, le méson C n'est plus produit lorsque l'expérience est répétée avec des antiprotons de 1,2 GeV/c (ce qui revient à accroître l'énergie dans le centre de masse d'environ 300 MeV seulement).

Pourtant, il est tentant d'admettre l'existence d'une résonance (Knn) lorsqu'on examine les résultats d'interactions aussi différentes que pp, K f p vers 5 GeV, n- p vers 3 GeV

...

Il est cependant encore trop tôt pour décider s'il s'agit du même effet et quelle en est la nature exacte.

Avec le méson K (1320), nous retrouvons les diffi- cultés déjà rencontrées lors de l'étude du méson A, (1080). G. Goldhaber [44] a montré que le méca- nisme de Deck (production périphérique d'un K* (891) par échange d'un méson n) permettait d'expliquer une accumulation dans le spectre de masse Knn vers 1 300 MeV. Cependant, B. Jongejans a présenté à cette conférence [61] les résultats d'une série d'ex- périences K f p + KNnn de 3 à 5 GeV/c, ses conclu-

sions divergent de celles de G. Goldhaber dans la mesure où il ne peut réussir à interpréter simultanément la forme du spectre de masse Knn et la section efficace observée, par le mécanisme de Deck. De plus, la variation apparemment inexplicable de la position de cette accumulation (Knn) avec l'énergie incidente (Fig. 29), est due, en fait, à la forte production de K* (1405) à 3,5 GeV/c (la variation de la section efficace de production de K* (1405) en fonction de l'énergie incidente est déduite de l'étude des interactions K + p + KNn dans lesquelles le K* (1405) se présente dans le mode de désintégration (Kn).

La collaboration ABCLV [62] a présenté à cette conférence des résultats sur la réaction K- p à 10 GeV/c

- . - . - - - -- - -

3 0 GeV/c ~ l o o o

102 e v e n t s

qui suggèrent l'existence d'un nouveau méson K de masse M N 1 790 f 10 MeV et largeur

(17)

LES RÉSONANCES C 4 - 9 5

(Fig. 30). Les auteurs indiquent avoir observé les modes de désintégration K o , K* n, Kp, mais non

Kn ; le rapport d'embranchement

' 3

( K w )- EFFECTIVE MASS

.

GeV

1 T I 1

( K*) EFFECTIVE MASS , GeV

l ! 1320 ' 1 _I K-p-p K;oo+p K-n+n- 1 NO PLUS K-p-p KDn-no

L

iapo 1 2 3 ( K P ~ E F F E C T I V E MASS, GeV K-p

-

p K*%'- ~ ' n - n ~ PLUS K-p

-

K.h;(' _pK'n+n- _{~ ' f n '}(NO NI++) J LI r-.- -i 1 2 3

I K * ~ ) - EFFECTIVE MASS .GeV

expérimental est en accord avec I = 112 pour le K (1 790) :

R = 0,9

+

0,6

(R = 1 pour 1 = 112, R = 4 pour I = 312) Faut-il rapprocher et confondre cette nouvelle réso- nance avec celle observée par le groupe de Maglic, au CERN, dans les réactions :

Maglic [63] attribue à cette résonance une masse légèrement différente de celle obtenue par la collaboration ABCLV

M = 1 865

+

5 MeV

r

-

80 MeV.

La calibration du spectre de masse de Maglic ne semble pourtant pas en cause (il observe aussi le K (1410) correctement centré sur la masse attendue) Les deux expériences sont compatibles avec une production (( 2 corps » de cette résonance :

K - p -t pK- (1790 ou 1865).

Enfin, Maglic indique un rapport d'embranchement K (1865) -+ 1 particule chargée

K (1865) -+ 3 particules chargées

ce qui est également compatible, au moins qualitati- vement, avec les observations de la collaboration ABCLV.

Laissons donc la porte ouverte à un rapprochement possible entre ces deux effets, et admettons pour le moment l'existence d'au moins une résonance K vers 1 800 MeV.

(18)

C 4 - 9 6 L. MONTANET

Le méson E (1425) trouverait difficilement s a place d a n s ce schéma, à moins qu'il soit le représentant d'une représentation 1 de SU,.

Enfin, cette famille des mésons nous laisse entrevoir u n riche avenir avec les nouveaux venus : K (1800), R (1675), S (1929), T (2195), U (2382)

...

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