Содержание к диссертации
Введение
ГЛАВА 1. Научная программа свм эксперимента 9
1.1. Введение 9
1.2. Исследование фазовой диаграммы КХД 14
1.3. Чармоний 20
1.4. Ядерные модификации легких векторных мезонов 25
ГЛАВА 2. СВМ Установка 29
2.1. Общие требования 29
2.2. Основные детекторные системы 32
2.3. Моделирование мюооных измерений 35
2.3.1. Генераторы частиц 35
2.3.2. Оптимизация адронного фильтра и концепция мюонной системы 44
2.3.3. Сегментация мюонных слоев 55
2.3.4. Мюонные детекторы 58
2.3.5. Реконструкция события 63
2.3.6. Результаты моделирования физических измерений 68
2.3.7. Физические параметры восстановленных векторных мезонов 76
2.3.8. Времяпролетные измерения 84
2.3.9. триггер 92
Заключение 98
Литература 101
- Исследование фазовой диаграммы КХД
- Моделирование мюооных измерений
- Мюонные детекторы
- Времяпролетные измерения
Введение к работе
Актуальность работы
Эксперимент СВМ - (The Compressed Baryonic Matter) по изучению плотной барионной материи является одним из основных в будущем проекте FAIR (The future Facility of Antiproton and Ion Research) по исследованию взаимодействий антипротонов и ионов в Дармштадте, Германия.
Цель СВМ эксперимента - исследование фазовой диаграммы сильно-взаимодействующей материи (фазовая диаграмма квантовой хромодинамики (КХД)) в области умеренных температур и высокой барионной плотности. Предусмотренная программа исследования включает изучение основных вопросов КХД, таких, как конфайнмент, восстановление киральной симметрии и уравнение состояния материи при высоких плотностях. Наиболее перспективными являются исследования, связанные с рождением
векторных мезонов, распадающихся на дилептонные пары,
странных и
очарованных частиц.
Планируется выполнить всесторонние измерения характеристик адронов, электронов и фотонов, рожденных в столкновениях тяжелых ядер.
Цель диссертационной работы.
Цель работы - физическое обоснование проведения измерений димюон-ного канала распада векторных мезонов в СВМ проекте.
Научная новизна и практическая ценность работы.
При выполнении данной работы были получены следующие новые результаты:
1. Впервые обоснована возможность реализации мюонных измерений в рамках СВМ1 эксперимента, не нарушающая концепцию установки и позволяющая провести полный спектр измерений при удалении адронных фильтров.
Разработана оригинальная концепция мюонной системы, позволяющая проведение измерений при высокой интенсивности налетающих ядер (до 10 в сек.) и большой множественности вторичных частиц (до 1000 треков).
Показана возможность проведения измерений мюонного канала распада легких векторных мезонов и чармония при различных начальных энергиях в диапазоне 8-35 АГэВ (А - массовое число налетающих ядер).
Разработана концепция 1Л}/-триггера для мюонных измерений в СВМ эксперименте.
Результаты исследований имеют большую практическую ценность:
-на основе проведенных автором исследований мюонная система была введена в состав СВМ спектрометра, и в настоящее время разработка мюонной системы является приоритетным направлением для СВМ эксперимента;
-начат комплекс работ по созданию и апробированию детекторов для мюонной системы с учетом требований, полученных на основе проведенных автором исследований;
-результаты исследований, проведенных автором, с использованием времяпро-летной методики привели к созданию проекта дополнительной времяпролет-ной системы (Time-of-Flight, TOF) в составе мюонного спектрометра;^
-результаты работы могут быть использованы на стадии физического обоснования и разработки других детектирующих систем в области ядерно-физических экспериментов, использующих мюонные измерения;
-результаты работы используются в настоящее время в ПИЯФ им Б.П. Константинова, ОИЯИ, СПбГПУ, ИТЭФ, ГНЦ ИФВЭ, GSI.
Личный вклад автора
Положения, изложенные в разделе «новые результаты», пункты 1-4, предложены и разработаны лично автором.
Основные результаты.
Проведенное исследование убедительно доказывает возможность проведения измерений димюонного канала распада векторных мезонов в СВМ эксперименте.
Разработанная мюонная система позволяет проводить измерения мюо-нов для различных типов столкновений (например, р+С или Au+Au) при различных начальных энергиях (от 8 до 35 АГэВ) без каких-либо модификаций мюонной системы.
В результате исследования получены требования по координатному разрешению детекторов, на основе которых начата разработка детекторов для мюонной системы.
Результаты исследований с применением времяпролетной методики показали необходимость таких измерений и привели к созданию проекта по разработке детекторов, позволяющих проводить измерения времени пролета в мюонной системе.
В результате исследования показана возможность разработки простого, но эффективного триггера для измерений J/\j/-Me30Ha, позволяющего в более чем 2000 раз понизить количество регистрируемых периферийных столкновений при незначительном уменьшении эффективности восстановления JA|/-мезона.
Главным результатом исследований, положенных в основу предложенной работы, стало включение мюонной системы как равноправной составной части СВМ спектрометра и решение о проведении независимых измерений димюонного канала распада векторных мезонов.
Основные выводы.
1. Мюонные измерения в диапазоне энергий FAIR (8-35 АГэВ) дают возможность наблюдения и изучения различных физических процессов, происходящих в сверхплотной материи.
Показана возможность наблюдения вероятного изменения массы частиц в результате процессов, происходящих в ядерной среде при высокоэнерге-тичных столкновениях.
В результате исследований показано, что разработанная концепция мюонной системы позволяет проводить подобные измерения, не меняя существенно СВМ установку в целом.
Простая сегментация детекторных слоев с учетом 5% загруженности детекторов дает хорошие результаты в сравнении с координатным разрешением
ДетеКТОрОВ В 100 (J.M.
Дополнительные измерения времени пролета и определение массы частиц позволят сократить число найденных фоновых треков, что может увеличить отношение сигнала к фону в 2 и более раз без значительного уменьшения эффективности восстановления векторных мезонов.
Показана возможность создания т/ц/-триггера, позволяющего более чем в 2000 раз снизить интенсивность регистрируемых периферийных столкновений без существенного изменения эффективности восстановления тЛ|/-мезона.
Достоверность и обоснованность результатов, полученных в диссертации, основывается на современных общепризнанных теоретических расчетах, выполненных на основе КХД, и различных теоретических моделях (см. например [3]). В процессе моделирования использованы реалистичные параметры детекторов, технологии которых доступны в настоящее время.
Положения, выносимые на защиту:
Концепция мюонной системы СВМ эксперимента.
Проект проведения измерений мюонного канала распада легких векторных мезонов и чармония при энергии налетающих ядер в диапазоне 8-35 АГэВ в СВМ эксперименте.
3. Методика по разработке мюонного триггера, позволяющая проведение измерений мюонного канала распада чармония при интенсивности налетающих ядер (до 10б в сек.).
' Основные публикации и апробация работы.
? По результатам выполненных исследований были опубликованы работы:
<, 1. Baublis V., Khanzadeev A., Kiseleva A., Riabov Y., Samsonov V., Senger P.,
, Zhalov M. J/ц/ detection via u+u- decay in CBM II GSI Scientific Report.
-2004.-P.19.
Kiseleva A., Vassiliev I., Baublis V., Gorbunov S., Kisel I. Vector meson detec-1 tion via \x+\i- decay in CBM II GSI Scientific Report QCD_CBM-report-2007-} 009.-2006.-P.65.
Kiseleva A., J/psi detection via u+u.- decay II Technical Status Report \ QCD_CBM-report-2005-001. -2005.-P.363.
Senger P., Galatyuk Т., Kiseleva A., Kresan D. CBM at FAIR II PoS (CPOD2006). -2006. -P.018.
Senger P., Galatyuk Т., Kiseleva^Ai, Kresan D. The compressed baryonic matter experiment at FAIR II Acta Physica Hungarica A. -2006. -V.27.
\ -РІ413.
's 6. Kiseleva A., Dzhigadlo R., Gorbunov S., Kisel L, Vassiliev I. Vector meson de-
tection via u+u.- decays in CBM II GSI Scientific Report. -2006. -P. 14. 7. Киселева5 A. H. Моделирование измерений димюонного канала распада век-
? торных мезонов в СВМ-эксперименте // Известия РАН. Серия физическая: -
2008. -Т.72. -№ 6. -Стр.772.
і 8. Kiseleva A., Senger P., and Vassiliev I. Vector Meson Study for the CBM Ex-
periment at FAIR/GSI II Physics of Particles and Nuclei No. 1. -2008. -V.39.-P.1084.
' Апробация материалов.
J Полученные результаты докладывались на: регулярных полугодовых от-
четных сессиях СВМ проекта, начиная с октября 2004 года, рабочем совещании
( «Dimuon Physics in ion-ion Collisions at LHC» (Санкт-Петербург, 2005), «CBM
\ Dilepton Workshop» (Дармштадт, Германия, 2005), интернациональной школе
* по теоретической физике "Dense Matter In Heavy Ion Collisions and Astrophysics"
(Дубна, Россия, 2006 и 2008), годовых заседаниях Немецкого Научного Обще-
\ ства (DPG 2006-2008), международной конференции «Ядро 2007» (Воронеж,
2007), «2nd CBM-India Collaboration Meeting» (Калькута, Индия, 2007), науч-
і і
ной школе «30th Mazurian Lakes Conference» (Пьяски, Польша, 2007), «CBM-India Muon Meeting» (Джаму Кашмир, Индия, 2008).
Содержание и объем диссертации.
Диссертация содержит 104 страницы, в том числе 42 рисунка и 6 таблиц. Библиография включает 46 наименований.
Исследование фазовой диаграммы КХД
Высокоэнергетические эксперименты на основе столкновений тяжелых ядер направлены- на исследование сильно взаимодействующей материи при экстремальных условиях, то есть, направлены на исследование фазовой диаграммы КХД. При умеренных энергиях налетающих тяжелых ядер (FAIR диапазон энергий - от 8 до 35 АГэВ) эксперименты сосредотачиваются на поиске таких структур1 в фазовой диаграмме, как критическая, точка, предсказанный фазовый переход первого рода между адронной и партонной материей, кираль-ный фазовый переход. Статистическая5 модель является одним из инструментов, позволяющим связать экспериментальные данные с фазовой диаграммой адронной- материи [см. например 12]. Измерения-выходов частиц или их отношений, при различных начальных энергиях, проанализированные в рамках статистической моде-ли, обеспечивают возможность определения» термодинамических параметров, каких как температура (Т) и барионный химический потенциал (іь), что в свою очередь позволяет определить так называемую «линию химического1 вымораживания» («line of chemical freeze-out») [13, 14]. Результаты расчетов, выполненные на основе анализа экспериментальных данных, показаны на фазовой диаграмме адронной и кварк-глюонной материи (рис.1) [15]. Символы - темные и светлые кружочки: так называемые «freeze-out points» - точки образования связанного состояния кварков - адронов, вычисленные с использованием статистической модели с учетом выходов частиц, измеренных при столкновениях тяжелых ядер.
На фазовой диаграмме также показаны линии вымораживания, вычисленные для адронного газа при постоянной плотности энергии (є=500 МэВ/фм3) (линия 4) и при постоянной полной барионной плотности (пь=0.12 фм ) (линия З). Полный.треугольник показывает местоположение основного состояния ядерной материи (атомные ядра). Открытый треугольник на рис.1 представляет критическую точку КХД, предсказанную Фодор (Fodor) и Катц (Katz) [16]. Согласно этому результату вычислений, выполненных на основе модели решетки КХД, экспериментальные точки вымораживания расположены около критической точки. Фазовый переход первого рода (линия 1) и непрерывный переход между фазами конфайнмента и де-конфайнмента при малых значениях барионного химического потенциала (линия 2) предсказаны вычислениями с использованием модели решетки КХД [16]. На рис.2 представлено сравнение термодинамических параметров Т (температура) и ць (барионный химический потенциал), полученных из расчетов транспортных моделей для центральных столкновений Au+Au с расчетами в рамках термодинамической модели (полные точки с ошибками), полученными на основе экспериментальных данных [14]. Сплошная-линия на диаграмме характеризует универсальную химическую линию вымораживания, полученную Клеменсом (Cleymans) и др. [14]. Различные символы (в вертикальной последовательности) представляют температуру Т и химический потенциал иь, полученные на основе транспортных вычислений Ультрарелятивистской Квантовой Молекулярно-Динамической модели (Ultrarelativistic Quantum- Molecular Dynamics - UrQMD) для центральных столкновений Au+Au (Pb+Pb)-при начальной энергии 21.3-АТэВ, 160, 40 и 11 АГэВ [17] как функции времени реакции в центре масс сталкивающихся ядер (сверху вниз). Открытые символы обозначают неравновесные состояния и соответствуют параметрам Т, полученным из распределений поперечных импульсов частиц, полные символы обозначают состояния при приблизительно равновесном давлении в. продольном-и поперечном направлениях. На рис. 2 также показаны предсказания местоположения критической точки, полученные на основе вычислений решетки КХД Каршем (Karsch) и др. [18] (большой открытый круг) и Фодором (Fodor) и др. [19] (большой открытый квадрат). На рис.3 представлены динамические траектории в пространстве средних значений температуры ( Т ) и химического потенциала ( ц.ь )
Для центральных столкновений Pb+Pb (параметр центральности b = 2.5 фм), вычисленные на основе гидродинамической модели при различных начальных энергиях: 5, 10, 30, 80 и 158 АГэВ [20]. Утолщенные части траекторий указывают, что система достигла приблизительного равновесия. Пунктирная линия представляет кривую вымораживания [21] при условии, что энергия на адрон составляет 1 ГэВ. Эти траектории зависят от уравнения состояния системы, которая в этой модели является просто адронной, то есть без учета фазового перехода. Поэтому эти вычисления дают только грубую оценку начальных энергий налетающих ядер,
Моделирование мюооных измерений
Моделирование проводилось с использованием программного комплекса GEANT3 [35]. Для моделирования физических событий были использованы два генератора частиц: генератор, построенный на основе ультрарелятивистской квантовой молекулярно-динамической модели (Ultrarelativistic Quantum Molecular Dynamics - UrQMD) и детально описанный в работе [36] для создания фона и генератор PLUTO [37], который позволяет моделировать рождение и распад векторных мезонов в протон-протонных (р+р) столкновениях или в столкновениях тяжелых ядер (например, Au+Au) при различных начальных энергиях. На рис.10 показан выход фоновых частиц (тг К р), сгенерированных с использованием UrQMD модели для Au+Au столкновений при энергии 25 АГэВ, в зависимости от начального импульса частиц. Как видно из этого распределения, основной вклад в фон дают пионы. Как показывают расчеты HSD (см. таб. 1), при таких начальных условиях ожидается рождение около 700 пионов в одном центральном столкновении. В то же время, средняя множественность легких векторных мезонов незначительна и равна 23, например, для р мезонов, а рождение одного .ГЛ[/-мезона, согласно HSD, возможно лишь в одном из 100000 центральных Au+Au столкновений. Также необходимо учитывать вероятность распада по мюонному каналу, который является основным для пионов (вероятность распада более 99% [38]), но не превышает 3x10"4 для легких векторных мезонов [38]. Для JAjr-мезона вероятность распада на димюонную пару достаточно высока (6% [38]), однако полная вероятность рождения ІЛу-мезона и его распада по мюонному каналу составляет лишь 10"6.
Для легких векторных мезонов полная вероятность рождения и распада на димюонную пару составляет 10"3-10"4. При таких малых значениях вероятности рождения и распада векторных мезо нов на димюонные пары важную роль играет возможность выделения сигнальных мюонов (мюонов из распадов векторных мезонов) и подавление фона. Одним из возможных способов подавления фона и выделения сигнальных мюонов является применение ограничений на характеристики частицы, в частности, на значения импульса и/или поперечного импульса. Как было уже отмечено в разделе 1 А, р -мезон является одним из важных объектов наблюдения, так как ожидается значительное изменение массового распределения р-мезона в файерболе. На рис. 11 приведены основные характеристики мюонов (распределение по углу разлета частиц, по импульсу и по поперечному импульсу частиц), сгенерированных с помощью PLUTO, и являющихся продуктами распада р-мезона, в сравнении с характеристиками фона, сгенерированного с использованием UrQMD модели. Как видно из приведенных распределений, возможность применения каких-либо условий на значения импульса или поперечного импульса с целью подавления фоны очень ограничена. Несмотря на это, было проведено исследование, как ограничения, например, на значение поперечного импульса могут влиять на массовое распределение (распределение по инвариантной массе) р-мезона. На рис.12 приведено- распределение по инвариантной массе для р-мезона, сгенерированного PLUTO (сплошная черная линия). Штриховая и сплошная серая линии — распределения по инвариантной массе для р-мезонов с поперечными импульсами более 100 МэВ/с и более 200 МэВ/с соответственно. Как видно из приведенного распределения, для изучения формы массового распределения р-мезона не может быть применено ограничение на величину поперечного момента импульса, т.к. при этом форма распределения меняется. На рис.13 приведены характеристики мюонов из распада .1Л/-мезона, также сгенерированные с помощью программного пакета PLUTO.
Как и на рис.11, на рис.13 показаны распределения по углу разлета частиц, по импульсу и по поперечному импульсу мюонов в сравнении с характеристиками фона (указаны на рисунке стрелками). Из рисунков видно, что приведенные распределения, полученные для мюонов из распада 1/\/-мезона сильно отличаются от аналогичных характеристик для фоновых частиц. Таким образом, ограничения на значения угла между частицами или на значения поперечного импульса должны способствовать лучшему выделению сигнальных мюонов. На рис.14 также приведены распределения по поперечному импульсу для пар сигнальных мюонов из р- (слева) и 1/\/-мезона (посередине) распадов, а также для фона (слева). Становится очевидным, что для лучшего подавления фона при измерениях 1/\[/-мезона, необходимо ввести условие на значение поперечного импульса Pt l ГэВ/с, однако вопрос, какие условия на характеристики частиц необходимы для подавления фона при измерениях легких векторных мезонов, пока остается открытым. Дальнейшие исследования и оптимизация мюонной системы проводились на основе моделирования с использованием ю-мезона. Это связано с тем, что со-мезон имеет схожие с р-мезоном характеристики, но имеет Гаусс-распределение массы, что облегчает определение отношения сигнала к фону, являющемуся одним из основных параметров при оптимизации. Однако, при оптимизации учитывались также изменения в инвариантной массе в диапазоне массы. р-мезона, которые могут привести к уменьшению отношения сигнала к фону для р-мезона, и контролировались физические характеристики частицы для конкретной модификации мюонной системы.
Мюонные детекторы
Как было уже показано выше, к мюонным детекторам предъявляются повышенные требования. Прежде всего: - возможность работы при высокой интенсивности столкновений ( 10 МГц), что соответствует 106 налетающих ядер в секунду, при высокой плотно-сти вторичных частиц ( 1 частицы на см в одном центральном событии), - иметь разрешение по координате во внутренней области детекторного слоя меньше 300 им, иметь возможность проведения измерений времени пролета. В качестве основных рассматриваются два типа детекторов в зависимости от области применения. Внутренняя область детекторных слоев, где наиболее экстремальные экспериментальные условия, возможно применение GEM (Gas Electron Multiplier) детекторов [40]. Принцип работы GEM детектора достаточно простой. Детектор состоит из тонкой, бронированной полимерной фольги, в которой химическим способом сделаны отверстия, с типичным диаметром 50-100 цм (см. фото 23). При подаче разности потенциалов (см. рис.24) между двумя электродами, электроны, возникающие в газе при прохождении заряженной частицы (см. рис.25), дрейфуют через отверстия, умножаются и регистрируются детекторами. Каждое отверстие действует как индивидуальный пропорциональный усилитель. При этом возможен как ID съем данных (стриповая структура), так и 2D (пиксельная). Параметры GEM детектора удовлетворяют многим условиям работы в СВМ эксперименте: - возможность стабильной работы при высокой интенсивности налетаю щих частиц ( 5х 10 частиц/(мм -сек)), - достаточное разрешение по координате (до 50 им), - нечувствительность к магнитному полю и др.
В настоящий момент начата подготовка к созданию первого прототипа детектора на основе GEM технологии для мюонной системы СВМ. Для отдаленных областей мюонной системы, где плотность частиц значи-тельно ниже (-10" частица на см и меньше) возможно применение, например, пропорциональных камер, подобные тем, которые планируется использовать в Как уже отмечалось, процесс реконструкции события (столкновения) начинается в STS с поисков и восстановления треков частиц, а также с восстановления импульса частиц в мишени. Процедура основана на применении фильтра Кальмана [44], [45] и адаптирована для применения в STS и мюонной системе [46]. Метод фильтра Кальмана для реконструкции треков имеет несколько преимуществ: - одновременный поиск трека и определение параметров трека; - учет ошибок измерения; - учет многократного рассеяния и энергетических потерь, путем включения, так называемого шумового слагаемого; - фильтр Кальмана позволяет определить наилучшую оценку параметров трека в любой точке; - быстрый и эффективный. На рис.26 показана эффективность восстановления треков в STS как функция импульса частицы. Для треков с импульсом более 1 ГэВ/с эффективность составляет величину более 95%. На рис.27 показано разрешение восстановления первичной вершины (положения мишени): 44 цм. Это важный параметр для возможного подавления фона. Применяя условие на положение восстановленной вершины трека (точки рождения частицы), можно значительно сократить число вторичных частиц, рожденных вне мишени, например, мюонов из распадов каонов и пионов (фоновых мюонов). Как показали расчеты, при применении условия на положение восстановленной вершины трека можно в 5-6 раз уменьшить число фоновых мюонов, восстановленных в STS. При этом, число мюонов, рожденных в мишени из распадов векторных мезонов, практически не меняется.
После реконструкции в STS, треки проводятся сквозь мюонную систему, также используя фильтр Кальмана. Треки, которые прошли всю систему, в дальнейшем будут называться сильными. Треки не прошедшие всю систему, в дальнейшем будут называться слабыми. На рис.28 показаны распределения по импульсам для фона (фоновых частиц), рассчитанные на одно центральное столкновение Au+Au при начальной энергии 25 АГэВ, сгенерированного с использованием UrQMD и реконструированного в компактной версии мюонной системы (см. раздел 2.3.2). Красной линией на рисунке показаны мюоны из слабых распадов пионов и каонов, синей — каоны, зеленой — пионы, розовой - протоны и черной линией - некорректно восстановленные треки. В результате поглощения частиц в мюонных фильтрах только частицы с начальными импульсами более 1.6 ГэВ/с проходят всю компактную мюонную систему. Как видно из приведенного распределения, примерно 25% фоновых частиц составляют каоны и 3% - протоны, имеющие массы, значительно отличающиеся от масс пионов и мюонов (тц = 105.66 МэВ, тя = 139.57 МэВ, тк -493.68 МэВ, тр = 938.27 МэВ [38]), а также 7% всех фоновых треков (треков фоновых частиц) составляют некорректно-восстановленные треки. Необходимо дополнительное подавление подобных фоновых частиц, что возможно с использованием времяпролетной методики, позволяющей определять массы частиц (см. раздел 2.3.8).
Времяпролетные измерения
Как было уже показано выше (см. рис.28), около 30% восстановленных треков в компактной (см. раздел 2.3.2) мюонной системе составляют треки протонов и каонов. Подавление этих частиц возможно при использовании дополнительных измерений, позволяющих идентифицировать частицы с различной массой. Такими измерениями могут быть измерения времени пролета в самой мюонной системе или с использованием времяпролетной ToF системы СВМ, однако измерения в мюонной системе можно назвать приоритетными, т.к. мы можем использовать эти измерения для слабых (см. раздел 3.3.7) треков, которые остановились в последнем адроном фильтре. Массу частицы можно рассчитать, используя ее время пролета, как где m - масса частицы, р - ее импульс и L — расстояние от мишени до точки измерения времени, t - время пролета № с -скорость света. Для моделирования измерений времени пролета в мюонной системе использовалось разрешение 80 псек, что является доступным разрешением для современных времяпролетных детекторов. На рис.36 представлены распределения восстановленного в STS импульса как функция массы частиц, вычисленной с использованием (2.1), для каждого триплета мюонных слоев (три детекторные станции между двумя адронными фильтрами) и для каждого типа частиц. Как видно из приведенных распределений, только измерения времени в 4-ом триплете (перед последним адронным фильтром компактной системы) дает лучшее различие между различными типами частиц. На рис.37 показано это распределение подробнее для 4-го триплета для сигнальных и фоновых мюонов (верхний ряд), и для пионов и некорректно восстановленных треков (нижний ряд).
На примере сигнальных мюонов показано (черная линия), какие ограничения можно наложить на- значения импульса и массы для возможного подавления фона. На рис.38 показано распределения по импульсам восстановленных фоновых частиц, рассчитанные на одно центральное столкновение Au+Au при начальной энергии 25 АГэВ, после применения вышеупомянутого ограничения на значения импульса и массы. Как видно из сравнения этих распределений с рис.28, где показаны импульсные распределения-без применения, каких-либо условий, количество- сигнал-фон и эффективности реконструкции векторных мезонов после применения ограничения на значения импульса и массы. Как видно из приведенных данных, количество реконструированных сигналов (векторных мезонов)-уменьшилось лишь на 30-40%, однако значение отношения сигнал-фон возросло в 2-3 раза. Т.о. становится очевидным, что дополнительное измерение времени пролета в мюонной системе позволяет значительно сократить количество фоновых частиц. На рис.39 для сравнения приведены распределения инвариантной массы в диапазоне масс легких векторных мезонов без учета масс и импульсов частиц (слева) и после применения условий на их значения (справа). Для подавления фоновых частиц в случае измерений мюонов из распада чармония могут быть использованы измерения времени пролета ToF системой, расположенной на расстоянии 11 м от мишени. Как показали результаты моделирования, использование этой информации позволяет увеличить отношение сигнала к фону в 2 раза и более при уменьшении эффективности восстановления J/vy-мезона в 2 раза. Более существенный вклад измерения времени пролета вносят в работу 1Л/-триггера, что будет показано в следующем разделе 2.3.9.
