Antiproton-proton annihilation at rest into KLKST0T0 Abstract

12 Pages·2017·0.31 MB·English

EUROPEAN ORGANIZATION FOR NUCLEAR RESEARCH
(cid:2) July (cid:3)(cid:4)
(cid:2) (cid:2)
Antiproton(cid:2)proton annihilation at rest into KLKS(cid:0) (cid:0)
(cid:3)(cid:4) (cid:5)(cid:4) (cid:6)(cid:7)(cid:4) (cid:7)(cid:4) (cid:8)(cid:4) (cid:7)(cid:4)
A(cid:5) Abele (cid:6) J(cid:5) Adomeit (cid:6) C(cid:5) Amsler (cid:6) C(cid:5)A(cid:5) Baker (cid:6) B(cid:5)M(cid:5) Barnett (cid:6) C(cid:5)J(cid:5) Batty (cid:6)
(cid:6)(cid:9)(cid:4) (cid:6)(cid:8)(cid:4) (cid:9)(cid:4) (cid:3)(cid:4) (cid:3)(cid:4) (cid:6)(cid:6)(cid:4)
M(cid:5) Benayoun (cid:6) A(cid:5) Berdoz (cid:6) K(cid:5) Beuchert (cid:6) S(cid:5) Bischo(cid:7) P(cid:5) Blu(cid:8)m (cid:6) K(cid:5) Braune (cid:6)
(cid:10)(cid:4) (cid:6)(cid:4) (cid:6)(cid:6)(cid:4) (cid:8)(cid:4) (cid:6)(cid:4) (cid:9)(cid:4)
D(cid:5)V(cid:5) Bugg (cid:6) T(cid:5) Case (cid:6) O(cid:5) Cramer (cid:6) V(cid:5) Cred(cid:9)e (cid:6) K(cid:5)M(cid:5) Crowe (cid:6) T(cid:5) Degener (cid:6)
(cid:3)(cid:4) (cid:6)(cid:7)(cid:0)a(cid:4) (cid:11)(cid:4) (cid:6)(cid:6)(cid:4) (cid:8)(cid:4)
N(cid:5) Djaoshvili (cid:6) S(cid:5) v(cid:5) Dombrowski (cid:6) M(cid:5) Doser (cid:6) W(cid:5) Du(cid:8)nnweber (cid:6) A(cid:5) Ehmanns (cid:6)
(cid:3)(cid:4) (cid:6)(cid:6)(cid:4) (cid:6)(cid:6)(cid:0)b(cid:4) (cid:6)(cid:7)(cid:4) (cid:6)(cid:2)(cid:4)
D(cid:5) Engelhardt (cid:6) M(cid:5)A(cid:5) Faessler (cid:6) C(cid:5) Felix (cid:6) P(cid:5) Giarritta (cid:6) R(cid:5)P(cid:5) Haddock (cid:6)
(cid:6)(cid:0)c(cid:4) (cid:6)(cid:7)(cid:4) (cid:8)(cid:4) (cid:6)(cid:6)(cid:4) (cid:12)(cid:4) (cid:10)(cid:4)
F(cid:5)H(cid:5) Heinsius (cid:6) M(cid:5) Heinzelmann (cid:6) M(cid:5) Herz (cid:6) N(cid:5)P(cid:5) Hessey (cid:6) P(cid:5) Hidas (cid:6) C(cid:5) Hodd (cid:6)
(cid:3)(cid:4) (cid:6)(cid:6)(cid:0)d(cid:4) (cid:8)(cid:4) (cid:5)(cid:4) (cid:6)(cid:4)
C(cid:5) Holtzhau(cid:10)en D(cid:5) Jamnik (cid:6) H(cid:5) Kalinowsky (cid:6) B(cid:5) K(cid:8)ammle (cid:6) P(cid:5) Kammel (cid:6)
(cid:11)(cid:0)e(cid:4) (cid:8)(cid:4) (cid:9)(cid:4) (cid:6)(cid:6)(cid:4) (cid:9)(cid:4) (cid:9)(cid:4) (cid:6)(cid:4)
J(cid:5) Kisiel (cid:6) E(cid:5) Klempt (cid:6) H(cid:5) Koch (cid:6) C(cid:5) Kolo (cid:6) M(cid:5) Kunze (cid:6) U(cid:5) Kurilla (cid:6) M(cid:5) Lakata (cid:6)
(cid:11)(cid:4) (cid:9)(cid:4) (cid:6)(cid:8)(cid:4) (cid:5)(cid:4) (cid:6)(cid:8)(cid:4) (cid:11)(cid:4)
R(cid:5) Landua (cid:6) H(cid:5) Matth(cid:8)ay (cid:6) R(cid:5) McCrady (cid:6) J(cid:5) Meier (cid:6) C(cid:5)A(cid:5) Meyer (cid:6) L(cid:5) Montanet (cid:6)
(cid:11)(cid:4) (cid:6)(cid:7)(cid:4) (cid:9)(cid:4) (cid:8)(cid:4) (cid:6)(cid:7)(cid:4) (cid:7)(cid:4)
R(cid:5) Ouared (cid:6) F(cid:5) Ould(cid:11)Saada (cid:6) K(cid:5) Peters (cid:6) B(cid:5) Pick (cid:6) C(cid:5) Pietra (cid:6) C(cid:5)N(cid:5) Pinder (cid:6)
(cid:9)(cid:4) (cid:6)(cid:6)(cid:4) (cid:5)(cid:4) (cid:8)(cid:4) (cid:6)(cid:6)(cid:4) (cid:5)(cid:4)
M(cid:5) Ratajcak (cid:6) C(cid:5) Regenfus (cid:6) J(cid:5) Rei(cid:10)mann (cid:6) S(cid:5) Resag (cid:6) W(cid:5) Roethel (cid:6) P(cid:5) Schmidt (cid:6)
(cid:10)(cid:4) (cid:5)(cid:4) (cid:6)(cid:7)(cid:4) (cid:9)(cid:4) (cid:8)(cid:4) (cid:5)(cid:4)
I(cid:5) Scott (cid:6) R(cid:5) Seibert (cid:6) S(cid:5) Spanier (cid:6) H(cid:5) St(cid:8)ock (cid:6) C(cid:5) Stra(cid:10)burger (cid:6) U(cid:5) Strohbusch (cid:6)
(cid:6)(cid:12)(cid:4) (cid:8)(cid:4) (cid:3)(cid:4) (cid:6)(cid:6)(cid:4) (cid:6)(cid:6)(cid:4) (cid:6)(cid:6)(cid:0)f(cid:4)
M(cid:5) Su(cid:7)ert (cid:6) U(cid:5) Thoma (cid:6) M(cid:5) Tischh(cid:8)auser (cid:6) C(cid:5) V(cid:8)olcker (cid:6) S(cid:5) Wallis D(cid:5) Walther (cid:6)
U(cid:5) Wiedner(cid:6)(cid:6)(cid:4)(cid:6) B(cid:5)S(cid:5) Zou(cid:10)(cid:4)(cid:6) and C(cid:12)(cid:5) Zupan(cid:12)ci(cid:12)c(cid:6)(cid:6)(cid:4)
Crystal Barrel Collaboration
Abstract
The annihilation channel p(cid:2)p (cid:0) KLKS(cid:0)(cid:2)(cid:0)(cid:2) was studied with the Crystal Bar(cid:3)
rel detector at LEAR(cid:4) This (cid:5)nal state with negative C(cid:3)parity is dominated by
(cid:0) (cid:0)
the strange resonances K (cid:6)(cid:7)(cid:8)(cid:9)(cid:10)(cid:11) K(cid:6)(cid:6)(cid:12)(cid:9)(cid:13)(cid:14)(cid:10)(cid:11) K(cid:6)(cid:6)(cid:12)(cid:15)(cid:14)(cid:14)(cid:10) and K(cid:2)(cid:6)(cid:12)(cid:15)(cid:16)(cid:14)(cid:10)(cid:4) In addition(cid:11) a
PC (cid:13)(cid:2) (cid:0)
J (cid:17) (cid:12) state is seen in the K K decay mode(cid:4) This state could be the isoscalar(cid:11)
axialvector h(cid:3)(cid:6) seen here with a mass of m (cid:17) (cid:6)(cid:12)(cid:15)(cid:15)(cid:14)(cid:2)(cid:18)(cid:14)(cid:10)MeV(cid:2)c(cid:9) and a width of
(cid:19)(cid:17)(cid:6)(cid:12)(cid:13)(cid:14)(cid:2)(cid:7)(cid:14)(cid:10)MeV(cid:2)c(cid:9)(cid:4)
(cid:2) (cid:2)
This is the (cid:13)rst experimental study and partial wave analysis of the KLKS(cid:0) (cid:0) (cid:13)(cid:11)
nal state produced in p(cid:14)p annihilation at rest(cid:5) The same (cid:13)nal state has previously been
indirectly identi(cid:13)ed in the reaction p(cid:14)p(cid:0)KSM by Astier et al(cid:2) (cid:15)(cid:2)(cid:16)(cid:6) where M represents the
(cid:2) (cid:2)
missing neutral particle system KL(cid:0) (cid:0) (cid:5) With three missing particles(cid:6) no partial wave
analysis could be performed(cid:5) However(cid:6) an amplitude analysis of the related reaction
(cid:13) (cid:2)
p(cid:14)p(cid:0)KSKS(cid:0) (cid:0) was possible and was found to be dominated by K(cid:6)(cid:17)(cid:2)(cid:18)(cid:4)(cid:19)(cid:20) production
(cid:2) (cid:2)
in the decay mode K(cid:6)(cid:17)(cid:2)(cid:18)(cid:4)(cid:19)(cid:20)(cid:0)K(cid:2)(cid:5) It turns out that the reaction p(cid:14)p(cid:0)KLKS(cid:0) (cid:0) is domi(cid:11)
(cid:0)
nated by K(cid:6)(cid:17)(cid:2)(cid:21)(cid:19)(cid:19)(cid:20) production in the decay mode K (cid:0)(cid:5)
(cid:2) (cid:2)
The KLKS(cid:0) (cid:0) (cid:13)nal state is also well suited to search for resonances decaying to
KLKS(cid:0)(cid:2)(cid:6) via K(cid:0)K or (cid:3)(cid:0)(cid:2)(cid:5) The KK(cid:14)(cid:0) sub(cid:11)system has been studied extensively for (cid:22)(cid:19) years
(cid:9)
andhas revealed the presence ofseveral resonances inthe (cid:2)(cid:21)(cid:19)(cid:19)(cid:23)(cid:2)(cid:24)(cid:19)(cid:19)MeV(cid:4)c mass region(cid:5)
(cid:4) (cid:5)
IthasmostlybeenstudiedinitsKSK (cid:0) combination(cid:6)whichcanhavepositiveornegative
charge parity C (cid:25) (cid:2)(cid:2)(cid:5) In radiative J(cid:4)(cid:5) decays or (cid:6)(cid:6) interactions it can only be produced
withC (cid:25) (cid:26)(cid:2)(cid:5)Inthepresentstudy(cid:6)theKK(cid:14)(cid:0) systemisobservedasKLKS(cid:0)(cid:2) andistherefore
in a pure C (cid:25) (cid:3)(cid:2) state(cid:5) This clean environment allows further investigation of poorly
PC (cid:2)(cid:2) (cid:13)(cid:2)
known states(cid:6) like the J (cid:25)(cid:2) (cid:2)(cid:17)(cid:2)(cid:21)(cid:24)(cid:19)(cid:20)(cid:0)(cid:3)(cid:0)(cid:15)(cid:18)(cid:16) and the strangeonium of the (cid:2) nonet(cid:6)
(cid:0)
the h(cid:6)(cid:17)(cid:2)(cid:22)(cid:27)(cid:19)(cid:20)(cid:0)K K (cid:15)(cid:22)(cid:16)(cid:5)
The experiment was performed with the Crystal Barrel detector (cid:15)(cid:21)(cid:16)(cid:6) exposed to a
low momentum p(cid:14) beam from the Low Energy Antiproton Ring (cid:17)LEAR(cid:20) at CERN(cid:5) The
detector was designed to study exclusive (cid:13)nal states where all charged and all neutral
particles in an event are reconstructed(cid:5) Antiprotons with a momentum of (cid:18)(cid:19)(cid:19)MeV(cid:4)c are
stopped in a liquid hydrogen target at the centre of the detector(cid:5) A (cid:13)ve(cid:11)fold segmented
siliconcounterinfrontofthetargetde(cid:13)nestheincomingp(cid:14)beamandthelevelzerotrigger(cid:5)
The target is surrounded by two cylindrical proportional wire chambers (cid:17)PWCs(cid:20) which
give a fast level one trigger on the charged multiplicity which is required to be zero(cid:5) This
trigger selects with high e(cid:28)ciency all(cid:11)neutral events(cid:6) e(cid:5)g(cid:5) events with only photons in the
(cid:13)nal state(cid:5) The wire chambers are surrounded by a cylindrical jet(cid:11)drift chamber (cid:17)JDC(cid:20)
andabarrel(cid:11)shapedelectromagneticcalorimeterof(cid:2)(cid:22)(cid:27)(cid:19)CsI(cid:17)Tl(cid:20)crystals(cid:5)The(cid:2)(cid:29)radiation
lengths deep crystals are read out by wavelength shifters(cid:6) coupled to photodiodes(cid:5) They
(cid:0)(cid:2)
University of California(cid:2) LBL(cid:2) Berkeley(cid:2)CA (cid:3)(cid:4)(cid:5)(cid:6)(cid:7)(cid:2)USA
(cid:3)(cid:2)
Universit(cid:8)at Bochum(cid:2) D(cid:9)(cid:4)(cid:4)(cid:5)(cid:10)(cid:7)Bochum(cid:2) Germany
(cid:4)(cid:2)
Universit(cid:8)at Bonn(cid:2) D(cid:9)(cid:11)(cid:12)(cid:13)(cid:13)(cid:11)Bonn(cid:2) Germany
(cid:5)(cid:2)
Academy of Science(cid:2) H(cid:9)(cid:13)(cid:11)(cid:6)(cid:11)Budapest(cid:2) Hungary
(cid:6)(cid:2)
Rutherford Appleton Laboratory(cid:2)Chilton(cid:2) Didcot OX(cid:13)(cid:13)(cid:7)QX(cid:2) UK
(cid:7)(cid:2)
CERN(cid:2) CH(cid:9)(cid:13)(cid:6)(cid:13)(cid:13)Gen(cid:14)eve(cid:6)(cid:12)(cid:2) Switzerland
(cid:8)(cid:2)
Universit(cid:8)at Hamburg(cid:2) D(cid:9)(cid:6)(cid:6)(cid:5)(cid:15)(cid:13)Hamburg(cid:2) Germany
(cid:9)(cid:2)
Universit(cid:8)at Karlsruhe(cid:2)D(cid:9)(cid:5)(cid:15)(cid:7)(cid:6)(cid:13)Karlsruhe(cid:2)Germany
(cid:10)(cid:2)
Queen Mary and West(cid:16)eld College(cid:2)London E(cid:13)(cid:4)NS(cid:2) UK
(cid:0)(cid:11)(cid:2)
University of California(cid:2) Los Angeles(cid:2) CA (cid:3)(cid:7)(cid:7)(cid:6)(cid:4)(cid:2)USA
(cid:0)(cid:0)(cid:2)
Universit(cid:8)at Mu(cid:8)nchen(cid:2) D(cid:9)(cid:10)(cid:7)(cid:12)(cid:12)(cid:12)Mu(cid:8)nchen(cid:2) Germany
(cid:0)(cid:3)(cid:2)
LPNHE ParisVI(cid:2) VII(cid:2) F(cid:9)(cid:5)(cid:11)(cid:6)(cid:11)(cid:6)Paris(cid:2)France
(cid:0)(cid:4)(cid:2)
CarnegieMellon University(cid:2)Pittsburgh(cid:2) PA (cid:13)(cid:11)(cid:6)(cid:13)(cid:12)(cid:2)USA
(cid:0)(cid:5)(cid:2)
Centre de RecherchesNucl(cid:17)eaires(cid:2)F(cid:9)(cid:15)(cid:5)(cid:7)(cid:12)(cid:5)Strasbourg(cid:2)France
(cid:0)(cid:6)(cid:2)
Universit(cid:8)at Zu(cid:8)rich(cid:2) CH(cid:9)(cid:10)(cid:7)(cid:11)(cid:5)Zu(cid:8)rich(cid:2)Switzerland
a(cid:2)
Now at CornellUniversity(cid:2) Cornell(cid:2) Ithaka(cid:2) NY(cid:2) USA
b(cid:2)
This workis part of a forthcoming Ph(cid:18)D(cid:18) thesis of C(cid:18) Felix
c(cid:2)
Now at Universit(cid:8)at Freiburg(cid:2)Freiburg(cid:2) Germany
d(cid:2)
University of Ljubljana(cid:2) Ljubljana(cid:2) Slovenia
e(cid:2)
University of Silesia(cid:2) Katowice(cid:2) Poland
f(cid:2)
Now at Universit(cid:8)at Bonn(cid:2) Bonn(cid:2) Germany
(cid:2)
(cid:0)
cover (cid:3)(cid:24)(cid:30) of (cid:21)(cid:0)sr and provide an energy resolution of (cid:7)E(cid:4)E (cid:4) (cid:18)(cid:8)(cid:24)(cid:30)(cid:4)qE(cid:15)GeV(cid:16) and a
typical angular resolution of (cid:5) (cid:18)(cid:19)mr in both polar and azimuthal angles(cid:5) All detectors
are located in a homogeneous magnetic (cid:13)eld of (cid:2)(cid:5)(cid:24) T parallel to the incident p(cid:14) beam(cid:5)
The hermeticity of the Crystal Barrel detector and the high e(cid:28)ciency in the detec(cid:11)
(cid:2) (cid:2)
tion of low energy photons allows the study of the KLKS(cid:0) (cid:0) (cid:13)nal state in its all(cid:11)neutral
decay mode(cid:31)
missing (cid:2) (cid:2)
p(cid:14)p (cid:0) KL KS(cid:0) (cid:0)
(cid:0)(cid:6)(cid:6)
(cid:0)(cid:6)(cid:6)
(cid:0) (cid:2) (cid:2)
(cid:0) (cid:0)
(cid:0)(cid:6)(cid:6)
(cid:0)(cid:6)(cid:6)
The KL is required not to decay nor interact within the detector and is identi(cid:13)ed by
missing (cid:2) (cid:2)
missing momentum and energy in an otherwise complete event(cid:5) The KL KS(cid:0) (cid:0) (cid:13)nal
(cid:11)
state is selected from (cid:5)(cid:2)(cid:4)(cid:6)(cid:2)(cid:19) triggered all(cid:11)neutral events(cid:5) First(cid:6) events with residual
tracks in the drift chamber are removed(cid:5) Such events can be caused by smalline(cid:28)ciencies
of the proportional wire chambers(cid:6) by (cid:6) conversions in the drift chamber itself and by KS
(cid:13) (cid:2)
(cid:0) (cid:0) (cid:0) decays outside the PWCs(cid:5) From the resulting clean all(cid:11)neutral sample(cid:6) events
with exactly eight isolated electromagnetic showers with a minimum energy deposit of
(cid:18)(cid:19)MeV in the crystals are selected(cid:5) Events with a missing KL are preselected by cutting
on the total energy deposit Etot
(cid:3)
shower
(cid:3)(cid:4)(cid:19)MeV (cid:9) Etot (cid:25) XEi (cid:9) (cid:2)(cid:21)(cid:24)(cid:19)MeV(cid:8)
i(cid:14)(cid:6)
(cid:6) (cid:6)
The edge crystals(cid:6) (cid:10) (cid:9) (cid:2)(cid:27) and (cid:10) (cid:11) (cid:2)(cid:29)(cid:18) (cid:6) are not considered part of the (cid:13)ducial volume if
they contain the centre(cid:6) i(cid:5)e(cid:5) the maximum energy deposit(cid:6) of an electromagnetic shower(cid:5)
Those events are likely to have a large missing energy and are rejected(cid:5) The direction of
(cid:6) (cid:6)
the measured momentum of an event must lie within (cid:18)(cid:2) (cid:9) (cid:10) (cid:9) (cid:2)(cid:24)(cid:3) (cid:5) This ensures that
the missing momentum of the non(cid:11)interacting KL points to a sensitive detector region(cid:5)
(cid:12)
These cuts leave (cid:3)(cid:5)(cid:4)(cid:6)(cid:2)(cid:19) events for further analysis(cid:5)The purity ofthe data sampleatthis
stage is shown in Fig(cid:5) (cid:2) for events(cid:6) where the (cid:27) electromagnetic showers (cid:17)photons(cid:20) can be
(cid:2) (cid:12)
combined to (cid:21) (cid:0) (cid:6) which is possible for about (cid:18)(cid:6)(cid:2)(cid:19) events(cid:5) A clear KL peak can be seen
(cid:2) (cid:2)
in the missing mass spectrum of Fig(cid:5) (cid:2)a(cid:5) The companion KS is shown in its (cid:0) (cid:0) decay
mode in Fig(cid:5) (cid:2)b(cid:6) where an additional cut on the missing mass of the event was made(cid:6)
(cid:9) (cid:9) (cid:8)
(cid:21)(cid:19)(cid:19)MeV(cid:4)c (cid:9) mmiss (cid:9) (cid:29)(cid:19)(cid:19)MeV(cid:4)c (cid:6) selecting KL and leaving about (cid:2)(cid:22)(cid:6)(cid:2)(cid:19) events(cid:5)
(cid:12)
The following analysis returns to the above mentioned (cid:3)(cid:5)(cid:4)(cid:6)(cid:2)(cid:19) events and only
the missing mass cut is applied(cid:6) which is mainly for the bene(cid:13)t of the kinematic (cid:13)tting
program(cid:6) which has then to cope with fewer events(cid:5) This cut leaves (cid:21)(cid:21)(cid:29)(cid:19)(cid:27) events as
input to the kinematic (cid:13)t(cid:5) The (cid:13)rst hypothesis is a one(cid:11)constraint (cid:17)(cid:2)C(cid:20) (cid:13)t to the reaction
missing
p(cid:14)p(cid:0)(cid:27)(cid:6)KL and ful(cid:13)lled by (cid:22)(cid:4)(cid:18)(cid:22)(cid:19) events at a con(cid:13)dence level (cid:17)CL(cid:20) larger than (cid:2)(cid:30)(cid:5)
missing (cid:2) (cid:2)
The next step is a (cid:29)C (cid:13)t to the hypothesis p(cid:14)p(cid:0)KL KS(cid:0) (cid:0) which yields (cid:2)(cid:2)(cid:24)(cid:21)(cid:18) events
missing (cid:2) (cid:2) (cid:2)
with CL(cid:11)(cid:2)(cid:30)(cid:6) and in the last step(cid:6) events also (cid:13)tting KL (cid:12)(cid:0) (cid:0) (cid:0) are discarded(cid:5) The
missing (cid:2) (cid:2)
(cid:13)nalsample consists of (cid:4)(cid:21)(cid:22)(cid:21) events with CL(cid:11)(cid:2)(cid:19)(cid:30) for the hypothesis p(cid:14)p(cid:0)KL KS(cid:0) (cid:0) (cid:5)
(cid:2) (cid:2)
The background channel p(cid:14)p (cid:0) KSKS(cid:0) (cid:0) with positive C(cid:11)parity was investigated with
a Monte(cid:11)Carlo simulation based on GEANT(cid:22) (cid:15)(cid:24)(cid:16) and found to be negligible(cid:5) The overall
(cid:2) (cid:2)
e(cid:28)ciency to reconstruct and identify the reaction p(cid:14)p(cid:0)KLKS(cid:0) (cid:0) in the all(cid:11)neutral decay
modes with a missing KL was determined from the simulationto be (cid:13) (cid:25) (cid:17)(cid:2)(cid:22)(cid:2)(cid:2)(cid:20)(cid:30)(cid:6) which
(cid:18)
(cid:2) (cid:2)
means that only (cid:22)(cid:5)(cid:3)(cid:30) of the produced KLKS(cid:0) (cid:0) events are fully reconstructed(cid:5) The
probability(cid:6) that the KL does not interact in the crystals is (cid:17)(cid:21)(cid:29)(cid:2)(cid:21)(cid:20)(cid:30) which results in a
(cid:2) (cid:2) (cid:2)(cid:8)
branching ratio for this reaction of BR(cid:17)p(cid:14)p(cid:0)KLKS(cid:0) (cid:0) (cid:20) (cid:25) (cid:17)(cid:2)(cid:8)(cid:2)(cid:2)(cid:19)(cid:8)(cid:18)(cid:20)(cid:6)(cid:2)(cid:19) (cid:5)
(cid:2) (cid:2)
The general features of the KLKS(cid:0) (cid:0) (cid:13)nal state are displayed in Fig(cid:5) (cid:18)(cid:6) where a
clear (cid:3) signal can be seen in the invariant KLKS mass spectrum as well as two strong
(cid:0) (cid:9) (cid:2) (cid:9) (cid:2)
K (cid:17)(cid:27)(cid:3)(cid:18)(cid:20) bands in the m (cid:17)KL(cid:0) (cid:20) versus m (cid:17)KS(cid:0) (cid:20) scatterplot(cid:5) Already at this initial step
(cid:0) (cid:0) (cid:2) (cid:2)
oftheanalysisthe(cid:18)(cid:11)bodyK K andthe(cid:22)(cid:11)body(cid:3)(cid:0) (cid:0) (cid:13)nalstatesareclearlyvisible(cid:5)Most
(cid:0)
events contain at least one K and therefore the (cid:21)(cid:11)body (cid:13)nal state can be reduced to the
(cid:0) (cid:2) (cid:0)
(cid:22)(cid:11)body (cid:13)nal state K K(cid:0) which is suited for a Dalitz plot analysis(cid:5) The K events are
(cid:0) (cid:9) (cid:12) (cid:9) (cid:9) (cid:12)
selected by a K mass cut(cid:6) (cid:19)(cid:8)(cid:4)(cid:21)GeV (cid:4)c (cid:9) mK(cid:2) (cid:9) (cid:19)(cid:8)(cid:27)(cid:21)GeV (cid:4)c (cid:6) and the Dalitzplot with
projection is shown in Fig(cid:5) (cid:22)(cid:5) The two main features are indicated by arrows(cid:31) a strong
(cid:0) (cid:0) (cid:9)
horizontal K band and a faint vertical band at a K K invariant mass around (cid:2)(cid:5)(cid:21)GeV(cid:4)c (cid:5)
This band could be caused by a resonance with negative C(cid:11)parity and isospin I(cid:25)(cid:19) or
(cid:0)
(cid:2) decaying into K K(cid:5) However(cid:6) it could also contain re ections from strange resonances
decaying into K(cid:0)(cid:0)(cid:5)
(cid:2) (cid:2)
ThereforeapartialwaveanalysisoftheKLKS(cid:0) (cid:0) (cid:13)nalstateinthefull(cid:24)(cid:11)dimensional
spaceofkinematicvariableswasperformed(cid:5)Itisassumedthattheinitialp(cid:14)psystemreaches
(cid:2) (cid:2)
the KLKS(cid:0) (cid:0) (cid:13)nal state through a series of quasi two(cid:11)body decays(cid:5) The angular depen(cid:11)
dences of the transition amplitudes Ai are constructed in the helicity formalism (cid:15)(cid:4)(cid:6) (cid:27)(cid:16)!
relativistic Breit(cid:11)Wigner functions with an energy dependent width and Blatt(cid:11)Weisskopf
penetrationfactors(cid:15)(cid:3)(cid:16)describethedynamicsoftheintermediatetwo(cid:11)bodyresonances(cid:5)For
PC (cid:13)(cid:13) (cid:2) (cid:2)
aJ (cid:25)(cid:19) (cid:17)(cid:0) (cid:0) (cid:20)intermediatestate(cid:6)subsequentlydesignatedby(cid:17)(cid:0)(cid:0)(cid:20)S(cid:6)theBreit(cid:11)Wigner
function is replaced by the (cid:0)(cid:0) S(cid:11)wave (cid:15)(cid:2)(cid:19)(cid:16)(cid:5) Explicit expressions for these amplitudes are
PC (cid:13)(cid:13) (cid:2) (cid:2)
given in Reference (cid:15)(cid:2)(cid:2)(cid:16)(cid:5) Similarly(cid:6)for a J (cid:25)(cid:19) (cid:17)K (cid:0) (cid:20) intermediatestate(cid:6) subsequently
designated by (cid:17)K(cid:0)(cid:20)S(cid:6) the Breit(cid:11)Wigner function is replaced by the K(cid:0) S(cid:11)wave given in
Reference (cid:15)(cid:2)(cid:18)(cid:16)(cid:5)
Thequantumnumbersoftheinitialp(cid:14)pstatearerestrictedbyC(cid:11)parityconservation(cid:5)
(cid:2) (cid:2) (cid:8) PC (cid:2)(cid:2)
The annihilation into the KLKS(cid:0) (cid:0) (cid:13)nal state can occur only from the S(cid:6) (cid:17)J (cid:25)(cid:2) (cid:20)
(cid:6) PC (cid:13)(cid:2)
or the P(cid:6) (cid:17)J (cid:25)(cid:2) (cid:20) p(cid:14)p atomic orbitals (cid:17)initial states with higher orbital angular
momentum do not contribute to p(cid:14)p annihilation at rest(cid:20)(cid:5) Initially(cid:6) only annihilationfrom
(cid:2)(cid:2)
(cid:2) will be considered(cid:5) A minimal set of amplitudes(cid:6) containing only well established
intermediate states(cid:6) is as follows(cid:31)
(cid:0)
(cid:2)(cid:5) p(cid:14)p(cid:0)(cid:17)K(cid:0)(cid:20)SK (cid:17)(cid:27)(cid:3)(cid:18)(cid:20)(cid:6) relative angular momentum L (cid:25) (cid:19)
(cid:18)(cid:5) p(cid:14)p(cid:0)K(cid:0)(cid:17)(cid:27)(cid:3)(cid:18)(cid:20)K(cid:14)(cid:0)(cid:17)(cid:27)(cid:3)(cid:18)(cid:20)(cid:6) L (cid:25) (cid:2)(cid:6) total spin S (cid:25) (cid:19) or S (cid:25) (cid:18)
(cid:2)
(cid:22)(cid:5) p(cid:14)p(cid:0)K(cid:6)(cid:17)(cid:2)(cid:18)(cid:4)(cid:19)(cid:20)K (cid:6) L (cid:25) (cid:19)
Four decay modes of the K(cid:6)(cid:17)(cid:2)(cid:18)(cid:4)(cid:19)(cid:20) are considered(cid:31)
(cid:0)
(cid:17)a(cid:20) K(cid:6)(cid:0)K (cid:17)(cid:27)(cid:3)(cid:18)(cid:20)(cid:0)(cid:6) L (cid:25) (cid:19)
(cid:0)
(cid:17)b(cid:20) K(cid:6)(cid:0)K (cid:17)(cid:27)(cid:3)(cid:18)(cid:20)(cid:0)(cid:6) L (cid:25) (cid:18)
(cid:17)c(cid:20) K(cid:6)(cid:0)(cid:17)K(cid:0)(cid:20)S(cid:0)(cid:6) L (cid:25) (cid:2)
(cid:17)d(cid:20) K(cid:6)(cid:0)K(cid:17)(cid:0)(cid:0)(cid:20)S(cid:6) L (cid:25) (cid:2)
(cid:2)
(cid:21)(cid:5) p(cid:14)p(cid:0)K(cid:6)(cid:17)(cid:2)(cid:21)(cid:19)(cid:19)(cid:20)K (cid:6) L (cid:25) (cid:19)
The same four decay modes as for K(cid:6)(cid:17)(cid:2)(cid:18)(cid:4)(cid:19)(cid:20) are also considered for K(cid:6)(cid:17)(cid:2)(cid:21)(cid:19)(cid:19)(cid:20)(cid:5)
(cid:24)(cid:5) p(cid:14)p(cid:0)(cid:3)(cid:17)(cid:0)(cid:0)(cid:20)S(cid:6) L (cid:25) (cid:19)
(cid:2) (cid:2)
(cid:29)(cid:5) Incoherent background amplitude(cid:6) i(cid:5)e(cid:5) KLKS(cid:0) (cid:0) phase space(cid:5)
The masses and widths of all particles have their PDG values (cid:15)(cid:2)(cid:21)(cid:16) and are (cid:13)xed in the
(cid:13)ts(cid:6) except when mentioned explicitly(cid:5)
The data are subjected to a maximum likelihood (cid:13)t using the MINUIT (cid:15)(cid:2)(cid:24)(cid:16) mini(cid:11)
mization package(cid:5) The likelihood function L is constructed from a coherent sum of the
(cid:22)
transition amplitudes Ai
(cid:9)
j i(cid:14)iAij (cid:26)B
L (cid:25) P (cid:15)
Y (cid:9)
k j i(cid:14)iAij (cid:13)(cid:17)"(cid:20)d"(cid:26)B
R P
where (cid:14)i are complex (cid:13)tting parameters while B is a positive parameter representing an
assumed incoherent background(cid:6) uniformly distributed in phase space(cid:5) The product runs
over all experimental events(cid:6) in this case k (cid:25) (cid:2)(cid:7)(cid:7)(cid:7)(cid:4)(cid:21)(cid:22)(cid:21)(cid:5) The normalizationintegral is cal(cid:11)
culatedwithMonte Carloevents which hadtopass thesameacceptance cuts (cid:17)represented
by (cid:13)(cid:17)"(cid:20)(cid:20) as the experimental data(cid:5)
A (cid:13)t withthe minimalset of amplitudesand pure initialS(cid:11)wave annihilationgives a
fairly good description of the experimental data(cid:5) Since the channels containing K(cid:6)(cid:17)(cid:2)(cid:18)(cid:4)(cid:19)(cid:20)
decays contribute very litte(cid:6) only the channel (cid:17)(cid:22)a(cid:20) was taken into account(cid:5) Starting from
(cid:2)(cid:2)
this (cid:13)t(cid:6) a search for less well established or unknown particles produced from the (cid:2)
(cid:2) (cid:0) (cid:2) (cid:0)
state and decaying to (cid:3)(cid:0) (cid:6) K (cid:0) or K K was performed(cid:5)
PC (cid:2)(cid:2) (cid:2) (cid:9)
A J (cid:25) (cid:2) resonance X(cid:0)(cid:3)(cid:0) with a width of (cid:2)(cid:24)(cid:19)MeV(cid:4)c (cid:6) scanned through
(cid:9)
the mass range between (cid:2)(cid:18)(cid:19)(cid:19) and (cid:2)(cid:4)(cid:19)(cid:19)MeV(cid:4)c (cid:6) produces a maximum increase in log(cid:11)
(cid:9)
likelihood of #lnL (cid:25) (cid:2)(cid:24) for a mass of mX (cid:8) (cid:2)(cid:24)(cid:19)(cid:19)MeV(cid:4)c with less than (cid:24)(cid:19) events at(cid:11)
(cid:0) (cid:2) P (cid:2) (cid:9) (cid:2) (cid:9)
tributedtoit(cid:5)ResonancesX(cid:0)K (cid:0) withJ (cid:25)(cid:19) (cid:17)$(cid:25)(cid:18)(cid:29)(cid:19)MeV(cid:4)c (cid:20)(cid:6)(cid:2) (cid:17)$(cid:25)(cid:18)(cid:22)(cid:19)MeV(cid:4)c (cid:20)
(cid:13) (cid:9) (cid:9)
and (cid:18) (cid:17)$(cid:25) (cid:2)(cid:2)(cid:19)MeV(cid:4)c (cid:20)(cid:6) scanned through the mass range (cid:2)(cid:18)(cid:19)(cid:19) to (cid:2)(cid:4)(cid:24)(cid:19)MeV(cid:4)c give at
(cid:13) (cid:9)
best #lnL (cid:25) (cid:2)(cid:3) for a (cid:18) state with mass mX (cid:8) (cid:2)(cid:21)(cid:19)(cid:19)MeV(cid:4)c (cid:6) but again less than (cid:24)(cid:19)
events(cid:5) These indications of weak contributions of additional intermediate resonances are
not su(cid:28)ciently signi(cid:13)cant to be included in further (cid:13)ts(cid:5)
(cid:0) PC (cid:2)(cid:2) (cid:9)
Next(cid:6) the K K system was scanned for J (cid:25) (cid:2) (cid:17)$(cid:25) (cid:2)(cid:24)(cid:19) and (cid:22)(cid:19)(cid:19)MeV(cid:4)c (cid:20) and
(cid:2)(cid:2) (cid:9) (cid:2)(cid:2) (cid:9)
(cid:18) (cid:17)$(cid:25)(cid:18)(cid:19)(cid:19)MeV(cid:4)c (cid:20)resonances(cid:5)Thereareindicationsof(cid:2) statesaround(cid:2)(cid:21)(cid:19)(cid:19)MeV(cid:4)c
(cid:9) (cid:2)(cid:2)
and just below (cid:2)(cid:4)(cid:19)(cid:19)MeV(cid:4)c (cid:6) each with less than (cid:2)(cid:19)(cid:19) events and of a (cid:18) state around
(cid:9)
(cid:2)(cid:29)(cid:19)(cid:19)MeV(cid:4)c with less than (cid:22)(cid:19) events(cid:5) None of these intermediate states will be included
in further (cid:13)ts(cid:5)
The only substantial improvement over the minimal set of amplitudes is achieved
PC (cid:13)(cid:2) (cid:0) (cid:9)
by the additionof a J (cid:25) (cid:2) amplitudein the K K system around (cid:2)(cid:21)(cid:19)(cid:19)MeV(cid:4)c (cid:5) Here(cid:6)
(cid:13)(cid:2) (cid:9)
Aston et al(cid:5) (cid:15)(cid:22)(cid:16) have found a (cid:2) state(cid:6) calledh(cid:6)(cid:17)(cid:2)(cid:22)(cid:27)(cid:19)(cid:20) with m (cid:25) (cid:17)(cid:2)(cid:22)(cid:27)(cid:19)(cid:2)(cid:18)(cid:19)(cid:20)MeV(cid:4)c and
(cid:9)
$ (cid:25) (cid:17)(cid:27)(cid:19)(cid:2)(cid:22)(cid:19)(cid:20)MeV(cid:4)c (cid:5) A (cid:13)t with these values gives a signi(cid:13)cant increase in log(cid:11)likelihood
by #lnL (cid:25) (cid:21)(cid:18)(cid:5) If mass and width are left free(cid:6) log(cid:11)likelihood reaches a maximum at
(cid:9) (cid:9)
m (cid:25) (cid:17)(cid:2)(cid:21)(cid:21)(cid:19)(cid:2) (cid:29)(cid:19)(cid:20)MeV(cid:4)c and $ (cid:25) (cid:17)(cid:2)(cid:4)(cid:19) (cid:2) (cid:27)(cid:19)(cid:20)MeV(cid:4)c with #lnL (cid:25) (cid:2)(cid:18)(cid:29)(cid:5) This mass is
somewhat higher and the width larger than those of the h(cid:6)(cid:17)(cid:2)(cid:22)(cid:27)(cid:19)(cid:20) found by Aston et al(cid:5)(cid:6)
although they agree within the experimental errors(cid:5)
A summary of the rates and phases for the best (cid:13)t with pure S(cid:11)wave annihilationis
given in Table (cid:2) and a comparison of invariant mass distributions is shown in Figure (cid:21)(cid:5)
The intensity of the incoherent background is the (cid:13)tted value B integrated over the avail(cid:11)
able phase space(cid:6) as it should be obtained in an experiment with (cid:2)(cid:19)(cid:19)(cid:30) acceptance and
expressed as a percentage of the total number of events(cid:5) The analogous intensities of the
individual amplitudes are normalized to add up to (cid:2)(cid:19)(cid:19)(cid:30)(cid:6) without the incoherent back(cid:11)
ground(cid:5) In order to calculate them(cid:6) their interferences have been neglected(cid:5) The phase
angles of the (cid:13)tted complex coe(cid:28)cients (cid:14)i are quoted separately(cid:5) The contributions of
some of the individual amplitudes are indicated in Figure (cid:24)(cid:5)
The (cid:13)nal results and errors(cid:6) quoted in Table (cid:2) include the variations observed for
slightly di(cid:7)erent parametrizations of the amplitudes(cid:5) For example(cid:6) the energy dependent
width in the Breit(cid:11)Wigner function contains the nominal decay momentum q(cid:2) of a reso(cid:11)
nance(cid:5) This momentum is not well de(cid:13)ned if one of the decay products is either the (cid:0)(cid:0)
(cid:21)
(cid:6)
Amplitude Rate (cid:15)(cid:30)(cid:16) Phase (cid:15) (cid:16)
(cid:0)
(cid:17)K(cid:0)(cid:20)SK (cid:6) L (cid:25) (cid:19) (cid:27) (cid:2) (cid:22) (cid:19) (cid:13)xed
K(cid:0)K(cid:14)(cid:0)(cid:6) S (cid:25) (cid:19) (cid:24)(cid:5)(cid:18) (cid:2) (cid:19)(cid:5)(cid:29) (cid:2)(cid:4)(cid:19) (cid:2) (cid:2)(cid:19)
K(cid:0)K(cid:14)(cid:0)(cid:6) S (cid:25) (cid:18) (cid:22)(cid:5)(cid:24) (cid:2) (cid:2) (cid:2)(cid:19) (cid:2) (cid:2)(cid:19)
K(cid:6)(cid:17)(cid:2)(cid:18)(cid:4)(cid:19)(cid:20)K
(cid:0) (cid:2)
K(cid:6)(cid:17)(cid:2)(cid:18)(cid:4)(cid:19)(cid:20)(cid:0)K (cid:0) (cid:6) L (cid:25) (cid:19) (cid:21)(cid:5)(cid:29) (cid:2) (cid:2) (cid:2)(cid:22)(cid:24) (cid:2) (cid:24)
K(cid:6)(cid:17)(cid:2)(cid:21)(cid:19)(cid:19)(cid:20)K
(cid:0) (cid:2)
K(cid:6)(cid:17)(cid:2)(cid:21)(cid:19)(cid:19)(cid:20)(cid:0)K (cid:0) (cid:6) L (cid:25) (cid:19) (cid:24)(cid:3) (cid:2) (cid:22) (cid:4)(cid:19) (cid:2) (cid:24)
(cid:0) (cid:2)
K(cid:6)(cid:17)(cid:2)(cid:21)(cid:19)(cid:19)(cid:20)(cid:0)K (cid:0) (cid:6) L (cid:25) (cid:18) (cid:2)(cid:5)(cid:4) (cid:2) (cid:19)(cid:5)(cid:29) (cid:29)(cid:24) (cid:2) (cid:2)(cid:19)
(cid:2)
K(cid:6)(cid:17)(cid:2)(cid:21)(cid:19)(cid:19)(cid:20)(cid:0)(cid:17)K(cid:0)(cid:20)S(cid:0) (cid:6) L (cid:25) (cid:2) (cid:21) (cid:2) (cid:2) (cid:24)(cid:24) (cid:2) (cid:18)(cid:19)
K(cid:6)(cid:17)(cid:2)(cid:21)(cid:19)(cid:19)(cid:20)(cid:0)K(cid:17)(cid:0)(cid:0)(cid:20)S(cid:6) L (cid:25) (cid:2) (cid:22) (cid:2) (cid:2) (cid:24)(cid:19) (cid:2) (cid:18)(cid:19)
(cid:3)(cid:17)(cid:0)(cid:0)(cid:20)S(cid:6) L (cid:25) (cid:19) (cid:22)(cid:5)(cid:19) (cid:2) (cid:19)(cid:5)(cid:29) (cid:21)(cid:19) (cid:2) (cid:24)
(cid:2)
X(cid:17)(cid:2)(cid:21)(cid:21)(cid:19)(cid:20)(cid:0)
(cid:0)
X(cid:17)(cid:2)(cid:21)(cid:21)(cid:19)(cid:20)(cid:0)K K(cid:6) L (cid:25) (cid:19) (cid:27) (cid:2) (cid:21) (cid:22)(cid:21)(cid:19) (cid:2) (cid:24)
(cid:9) (cid:9)
m (cid:25) (cid:2)(cid:21)(cid:21)(cid:19)MeV(cid:4)c (cid:15)$ (cid:25) (cid:2)(cid:4)(cid:19)MeV(cid:4)c
Incoherent background (cid:18)(cid:19) (cid:2) (cid:24)
Table (cid:2)(cid:31) Rates and phases of the main amplitudes contributing to the reaction
(cid:2) (cid:2)
p(cid:14)p(cid:0)KLKS(cid:0) (cid:0) (cid:5)The normalizationissuch thatthe totalintensityofallamplitudesminus
background is (cid:2)(cid:19)(cid:19)(cid:30)(cid:5)
or K(cid:0) S(cid:11)wave(cid:5) Di(cid:7)erent masses were tried and the (cid:13)ts were also done with an energy
independent width $(cid:2)(cid:5)
Furthermore(cid:6) the same set of amplitudes was used in (cid:13)ts with p(cid:14)p annihilation from
(cid:8) (cid:6)
initialS(cid:11) and P(cid:11)waves (cid:17) S(cid:6)(cid:6) P(cid:6)(cid:20)(cid:5) The log(cid:11)likelihoodincreases by (cid:8) (cid:22)(cid:19)(cid:6) but the number of
freeparametersisalmosttwiceaslargeasfortheS(cid:11)wave(cid:13)tonly(cid:5)TheP(cid:11)wave contribution
varies between (cid:2)(cid:19) to (cid:18)(cid:19)(cid:30) and the total contributions of the individualamplitudes change
very little(cid:5)
(cid:2)
It is remarkable that the K(cid:6)(cid:17)(cid:2)(cid:21)(cid:19)(cid:19)(cid:20)K (cid:13)nal state has a phase which is nearly inde(cid:11)
pendent of the K(cid:6)(cid:17)(cid:2)(cid:21)(cid:19)(cid:19)(cid:20) decay mode and that the relative phase between the two K(cid:0)K(cid:14)(cid:0)
(cid:6)
contributions with total spin S (cid:25) (cid:19)(cid:6) resp(cid:5) S (cid:25) (cid:18) is about (cid:2)(cid:27)(cid:19) (cid:5) Even more remarkable is
the dominance of the K(cid:6)(cid:17)(cid:2)(cid:21)(cid:19)(cid:19)(cid:20) and the weakness of the K(cid:6)(cid:17)(cid:2)(cid:18)(cid:4)(cid:19)(cid:20)(cid:5)
It is interesting to compare the results of the present work with those of Abele et
(cid:4) (cid:5) (cid:2)
al(cid:5) (cid:15)(cid:2)(cid:4)(cid:16) on the related annihilationchannel KLK (cid:0) (cid:0) (cid:6) keeping in mind that this channel
receives contributions also from initial states with positive C(cid:11)parity(cid:5) The relative ratio
of K(cid:6)(cid:17)(cid:2)(cid:21)(cid:19)(cid:19)(cid:20) over K(cid:6)(cid:17)(cid:2)(cid:18)(cid:4)(cid:19)(cid:20) production should be the same in both reactions(cid:5) However(cid:6)
(cid:2) (cid:2) (cid:4) (cid:5) (cid:2)
K(cid:6)(cid:17)(cid:2)(cid:18)(cid:4)(cid:19)(cid:20) production is almost negligible in KLKS(cid:0) (cid:0) (cid:6) whereas it is large in KLK (cid:0) (cid:0) (cid:6)
about (cid:24)(cid:19)(cid:30) of K(cid:6)(cid:17)(cid:2)(cid:21)(cid:19)(cid:19)(cid:20)(cid:5) This could be understood(cid:6) if K(cid:6)(cid:17)(cid:2)(cid:18)(cid:4)(cid:19)(cid:20) decayed dominantly into
(cid:2) (cid:2)
K(cid:2) which cannot be observed in KLKS(cid:0) (cid:0) (cid:5) However(cid:6) this explanation is in contradiction
(cid:4) (cid:5) (cid:2)
to the KLK (cid:0) (cid:0) analysis(cid:6) where roughly equal decay probabilities of K(cid:6)(cid:17)(cid:2)(cid:18)(cid:4)(cid:19)(cid:20) into K(cid:2)
(cid:0)
and K (cid:0) were found(cid:5)
Another important comparison concerns the X(cid:17)(cid:2)(cid:21)(cid:21)(cid:19)(cid:20) intermediate state(cid:5) Qualita(cid:11)
(cid:2)
tively(cid:6) the KLKS(cid:0) invariant mass spectrum (cid:17)Fig(cid:5) (cid:21)d(cid:20) exhibits a considerably steeper in(cid:11)
(cid:9) (cid:4) (cid:5)
crease of intensity around (cid:2)(cid:21)(cid:19)(cid:19)MeV(cid:4)c than the KLK (cid:0) spectrum (cid:17)Fig(cid:5) (cid:18) in Ref(cid:5) (cid:15)(cid:2)(cid:4)(cid:16)(cid:20)(cid:5)
ThisistheexpectedbehaviourforarelativelylargercontributionoftheX(cid:17)(cid:2)(cid:21)(cid:21)(cid:19)(cid:20)resonance
(cid:2) (cid:2) (cid:4) (cid:5) (cid:2)
in the KLKS(cid:0) (cid:0) channel as compared to KLK (cid:0) (cid:0) (cid:5) If X(cid:17)(cid:2)(cid:21)(cid:21)(cid:19)(cid:20) were an isolated reso(cid:11)
(cid:4) (cid:5) (cid:2)
nance(cid:6) its branching ratio into KLK (cid:0) should be twice that for the decay into KLKS(cid:0) (cid:5)
(cid:24)
(cid:2)(cid:12) (cid:2) (cid:2)
In that case one could conclude from the branching ratio of (cid:3)(cid:5)(cid:22)(cid:6)(cid:2)(cid:19) for p(cid:14)p(cid:0)KLKS(cid:0) (cid:0) (cid:6)
(cid:2) (cid:4) (cid:5)
(cid:27)(cid:30) of which proceeds through X(cid:17)(cid:2)(cid:21)(cid:21)(cid:19)(cid:20)(cid:0) (cid:6) that about (cid:22)(cid:29)(cid:19) X(cid:17)(cid:2)(cid:21)(cid:21)(cid:19)(cid:20)(cid:0)KLK (cid:0) events
(cid:4) (cid:5) (cid:2)
shouldbe observed inthe KLK (cid:0) (cid:0) channel(cid:5) Substantialdeviations fromthis prediction
could be caused by interferences with other intermediate states in that channel(cid:5) In the
(cid:4) (cid:5)
KLK (cid:0) spectrumofRef(cid:5)(cid:15)(cid:2)(cid:4)(cid:16)anexcess ofabout(cid:18)(cid:19)(cid:19)events isvisibleabove the(cid:13)taround
(cid:9) (cid:4) (cid:5)
(cid:2)(cid:21)(cid:21)(cid:19)MeV(cid:4)c (cid:5) Since the (cid:13)t does not include any KLK (cid:0) resonance(cid:6) it is to be expected
(cid:4) (cid:5)
that it passes below the peak but above the tails of a narrow KLK (cid:0) resonance(cid:5) Di(cid:7)er(cid:11)
P (cid:13)
ent exploratory (cid:13)ts trying to include such a resonance favoured J (cid:25)(cid:2) for its quantum
numbers and yielded intensities from about (cid:18)(cid:19)(cid:19) to (cid:27)(cid:19)(cid:19) events(cid:6) clearly not contradicting
the above naive prediction(cid:5) Within errors(cid:6) the position and width of this resonance were
in accord with the values found in the present work(cid:5)
(cid:4) (cid:5) (cid:2)
However(cid:6) in the partial wave analysis of the KLK (cid:0) (cid:0) channel(cid:6) a coherent contri(cid:11)
(cid:8)
bution of X(cid:17)(cid:2)(cid:21)(cid:21)(cid:19)(cid:20) to the S(cid:6) amplitude was not favoured(cid:5) Instead(cid:6) the additional events
couldbebetterexplainedbyanincoherentsource(cid:6)suchasf(cid:6)(cid:17)(cid:2)(cid:21)(cid:18)(cid:19)(cid:20)accessibleinP(cid:11)wavean(cid:11)
(cid:9)
nihilation(cid:5)In view of the smallrelative number of the surplus events around (cid:2)(cid:21)(cid:21)(cid:19)MeV(cid:4)c
(cid:4) (cid:5)
in the KLK (cid:0) spectrum and the general di(cid:28)culties with small amplitudes and P(cid:11)wave
annihilationinpartialwave analyses(cid:6)onecannotatpresent draw anyde(cid:13)nitiveconclusion
(cid:4) (cid:5) (cid:2)
on the manifestation of X(cid:17)(cid:2)(cid:21)(cid:21)(cid:19)(cid:20) in the channel KLK (cid:0) (cid:0) (cid:5)
(cid:2) (cid:2)
Insummary(cid:6)thereactionp(cid:14)p(cid:0)KLKS(cid:0) (cid:0) canbedescribedbythewellknownstrange
(cid:0)
resonances K (cid:17)(cid:27)(cid:3)(cid:18)(cid:20)(cid:6)K(cid:6)(cid:17)(cid:2)(cid:18)(cid:4)(cid:19)(cid:20)(cid:6)K(cid:6)(cid:17)(cid:2)(cid:21)(cid:19)(cid:19)(cid:20)and the K(cid:0) S(cid:11)wave(cid:6) the (cid:3)(cid:17)(cid:2)(cid:19)(cid:18)(cid:19)(cid:20)and a state with
PC (cid:13)(cid:2) (cid:9)
quantum numbers J (cid:25)(cid:2) (cid:5) This state has a mass of m (cid:25) (cid:17)(cid:2)(cid:21)(cid:21)(cid:19)(cid:2)(cid:29)(cid:19)(cid:20)MeV(cid:4)c (cid:6) a width
(cid:9) (cid:0)
of $ (cid:25) (cid:17)(cid:2)(cid:4)(cid:19)(cid:2)(cid:27)(cid:19)(cid:20)MeV(cid:4)c (cid:6) and decays dominantly to K K(cid:5) The only other experimental
evidence for this state comes from the LASS experiment where a slightly lower mass
(cid:9) (cid:9)
(cid:17)(cid:2)(cid:22)(cid:27)(cid:19)(cid:2)(cid:18)(cid:19)MeV(cid:4)c (cid:20) and a narrower width (cid:17)(cid:27)(cid:19)(cid:2)(cid:22)(cid:19)MeV(cid:4)c (cid:20) were obtained (cid:15)(cid:22)(cid:16)(cid:5) However(cid:6)
both measurements agree within their errors(cid:5) This particle could be the strangeonium of
(cid:3)
the axial vector nonet(cid:6) the h(cid:6)(cid:5) If the masses of the members of this nonet are compared
(cid:13)(cid:13) (cid:13)(cid:2)
with the well established particles of the tensor (cid:17)(cid:18) (cid:20) nonet(cid:6) the (cid:2) strangeonium would
(cid:9) (cid:3)
be expected about to lie (cid:2)(cid:19)(cid:19)MeV(cid:4)c below the f(cid:9)(cid:17)(cid:2)(cid:24)(cid:18)(cid:24)(cid:20)(cid:6) very close to our measurement
(cid:9)
of m (cid:25) (cid:2)(cid:21)(cid:21)(cid:19)MeV(cid:4)c (cid:5)
Acknowledgements
We would like to thank the technical sta(cid:7) of the LEAR machine group and of
all the participating institutions for their invaluable contributions to the success of the
experiment(cid:5) We acknowledge (cid:13)nancial support the German Bundesministerium fu(cid:8)r Bil(cid:11)
dung(cid:6) Wissenschaft(cid:6) Forschung und Technologie(cid:6) the Schweizerischer Nationalfonds(cid:6) the
British Particle Physics and Astronomy Research Council(cid:6) the U(cid:5)S(cid:5) Department of En(cid:11)
ergy and the National Science Research Fund Committee of Hungary (cid:17)contract No(cid:5) DE(cid:23)
FG(cid:19)(cid:22)(cid:23)(cid:27)(cid:4)ER(cid:21)(cid:19)(cid:22)(cid:18)(cid:22)(cid:6) DE(cid:23)AC(cid:19)(cid:22)(cid:23)(cid:4)(cid:29)SF(cid:19)(cid:19)(cid:19)(cid:3)(cid:27)(cid:6) DE(cid:23)FG(cid:19)(cid:18)(cid:11)(cid:27)(cid:4)ER(cid:21)(cid:19)(cid:22)(cid:2)(cid:24) and OTKA F(cid:19)(cid:2)(cid:21)(cid:22)(cid:24)(cid:4)(cid:20)(cid:5)
K(cid:5) M(cid:5) C(cid:5)(cid:6) N(cid:5) D(cid:5) and F(cid:5) H(cid:5) H(cid:5) acknowledge support from the Alexander von Humboldt
Foundation(cid:5)
References
(cid:15)(cid:2)(cid:16) A(cid:5) Astier et al(cid:5)(cid:6) Nucl(cid:2) Phys(cid:2) B(cid:2)(cid:19)(cid:17)(cid:2)(cid:3)(cid:29)(cid:3)(cid:20)(cid:29)(cid:24)(cid:5)
(cid:15)(cid:18)(cid:16) S(cid:5) I(cid:5) Bityukov et al(cid:5)(cid:6) Phys(cid:2) Lett(cid:2) B(cid:2)(cid:27)(cid:27)(cid:17)(cid:2)(cid:3)(cid:27)(cid:4)(cid:20)(cid:22)(cid:27)(cid:22)(cid:5)
(cid:15)(cid:22)(cid:16) D(cid:5) Aston(cid:6) Phys(cid:2) Lett(cid:2) B(cid:18)(cid:19)(cid:2)(cid:17)(cid:2)(cid:3)(cid:27)(cid:27)(cid:20)(cid:24)(cid:4)(cid:22)(cid:5)
(cid:15)(cid:21)(cid:16) E(cid:5) Aker et al(cid:5)(cid:6) Nucl(cid:2) Instr(cid:2) Methods A(cid:22)(cid:18)(cid:2)(cid:17)(cid:2)(cid:3)(cid:3)(cid:18)(cid:20)(cid:29)(cid:3)(cid:5)
(cid:15)(cid:24)(cid:16) R(cid:5) Brun et al(cid:5)(cid:6) GEANT(cid:22)(cid:6) Internal Report CERN DD%EE%(cid:27)(cid:21)(cid:11)(cid:2) (cid:17)(cid:2)(cid:3)(cid:27)(cid:29)(cid:20)(cid:5)
(cid:15)(cid:29)(cid:16) C(cid:5) Amsler et al(cid:5)(cid:6) Phys(cid:2) Lett(cid:2) B(cid:22)(cid:21)(cid:29)(cid:17)(cid:2)(cid:3)(cid:3)(cid:24)(cid:20)(cid:22)(cid:29)(cid:21)(cid:5)
(cid:29)
(cid:15)(cid:4)(cid:16) M(cid:5) Jacob and G(cid:5) C(cid:5) Wick(cid:6) Ann(cid:2) Phys(cid:2) (cid:3)N(cid:2)Y(cid:2)(cid:4) (cid:4)(cid:17)(cid:2)(cid:3)(cid:24)(cid:3)(cid:20)(cid:21)(cid:19)(cid:21)(cid:5)
(cid:15)(cid:27)(cid:16) C(cid:5) Amsler and J(cid:5) C(cid:5) Bizot(cid:6) Comp(cid:2) Phys(cid:2) Comm(cid:2) (cid:22)(cid:19)(cid:17)(cid:2)(cid:3)(cid:27)(cid:22)(cid:20)(cid:18)(cid:2)(cid:5)
(cid:15)(cid:3)(cid:16) J(cid:5)M(cid:5) Blatt and V(cid:5)F(cid:5) Weisskopf(cid:6) Theoretical Nuclear Physics(cid:6) Wiley(cid:6) New York (cid:2)(cid:3)(cid:24)(cid:18)(cid:5)
F(cid:5) von Hippel and C(cid:5) Quigg(cid:6) Phys(cid:2) Rev(cid:2) D(cid:24)(cid:17)(cid:2)(cid:3)(cid:4)(cid:18)(cid:20)(cid:29)(cid:18)(cid:21)(cid:5)
(cid:15)(cid:2)(cid:19)(cid:16) K(cid:5) L(cid:5) Au et al(cid:5)(cid:6) Phys(cid:2) Rev(cid:2) D(cid:22)(cid:24)(cid:17)(cid:2)(cid:3)(cid:27)(cid:4)(cid:20)(cid:2)(cid:29)(cid:22)(cid:22)(cid:5)
(cid:15)(cid:2)(cid:2)(cid:16) C(cid:5) Amsler et al(cid:5)(cid:6) Phys(cid:2) Lett(cid:2) B(cid:22)(cid:2)(cid:2)(cid:17)(cid:2)(cid:3)(cid:3)(cid:22)(cid:20)(cid:22)(cid:29)(cid:18)(cid:5)
(cid:15)(cid:2)(cid:18)(cid:16) C(cid:5) Amsler et al(cid:5)(cid:6) Phys(cid:2) Lett(cid:2) B(cid:22)(cid:27)(cid:24)(cid:17)(cid:2)(cid:3)(cid:3)(cid:29)(cid:20)(cid:21)(cid:18)(cid:24)(cid:5)
(cid:15)(cid:2)(cid:22)(cid:16) D(cid:5) Aston(cid:6) Nucl(cid:2) Phys(cid:2) B(cid:18)(cid:3)(cid:29)(cid:17)(cid:2)(cid:3)(cid:27)(cid:27)(cid:20)(cid:21)(cid:3)(cid:22)(cid:5)
(cid:15)(cid:2)(cid:21)(cid:16) Review of Particle Physics(cid:6) Phys(cid:2) Rev(cid:2) D(cid:24)(cid:21)(cid:17)(cid:2)(cid:3)(cid:3)(cid:29)(cid:20)(cid:5)
(cid:15)(cid:2)(cid:24)(cid:16) CERN Program Library Entry D(cid:24)(cid:19)(cid:29)(cid:6) MINUIT(cid:6) Version (cid:3)(cid:18)(cid:5)(cid:2) (cid:17)(cid:2)(cid:3)(cid:3)(cid:18)(cid:20)(cid:5)
(cid:15)(cid:2)(cid:29)(cid:16) C(cid:5) Daum et al(cid:5)(cid:6) Nucl(cid:2) Phys(cid:2) B(cid:2)(cid:27)(cid:4)(cid:17)(cid:2)(cid:3)(cid:27)(cid:2)(cid:20)(cid:2)(cid:5)
(cid:15)(cid:2)(cid:4)(cid:16) A(cid:5) Abele et al(cid:5)(cid:6) accompanying letter(cid:5)
(cid:4)
b)
a)
3000
2 2
c 600 c
/ /
V V
e e
M M
5 400 8 2000
/ /
s s
e e
i i
r r
t t
n 200 n1000
E E
0 0
0 250 500 750 1000 200 400 600 800 1000
missing mass [MeV/c2] m(πoπo) [MeV/c2]
Figure (cid:2)(cid:31) Missing mass and invariant mass distributions after the cuts described in the
(cid:2)
text! a(cid:20) Missing mass spectrum for (cid:21) (cid:0) events showing the non(cid:11)interacting KL! b(cid:20) In(cid:11)
(cid:2) (cid:2)
variant (cid:0) (cid:0) mass showing the KS peak on top of a mainly combinatorial background (cid:17)(cid:29)
entries per event(cid:20)(cid:5)
]
4
c 1.5
/
2
V
e
2 200 G
c [
/
V
e
M
) 1
o
5 π
s / 100 KL
rie 2m(
t
n
E
0.5
0
1 1.2 1.4 1.6 0.5 1 1.5
m(K K ) [GeV/c2] m2(K πo) [GeV2/c4]
L S S
(cid:2)
Figure (cid:18)(cid:31) The KLKS invariant mass distribution (cid:17)left(cid:20) and the K(cid:0) scatter plot (cid:17)right(cid:6) (cid:18)
(cid:0) (cid:2) (cid:2)
entries per event(cid:20) show the (cid:3) and K (cid:17)(cid:27)(cid:3)(cid:18)(cid:20) contributions to the KLKS(cid:0) (cid:0) (cid:13)nal state(cid:5)
(cid:27)
]
4
c
2/ 1
V
Ge 2c 300
[ V/
0.8 e
M
) 0 200
o 1
2πm(K 0.6 ries /
t 100
n
E
0.4
0
2 2.5 3 1.3 1.4 1.5 1.6 1.7 1.8
m2(K*K) [GeV2/c4] m(K*K) [GeV/c2]
(cid:0) (cid:2) (cid:0)
Figure (cid:22)(cid:31) The K K(cid:0) Dalitz plot and its K K projection(cid:5) There are up to four entries per
(cid:0)
event(cid:6) depending on the number of good K combinations(cid:5)
(cid:3)