Содержание к диссертации
Введение
1 Ультрапериферические столкновения тяжелых ядер 11
1.1 Метод виртуальных фотонов 11
1.2 Эквивалентный поток фотонов 14
1.3 Фотон при высоких энергиях 18
1.4 Померон-померонные взаимодействия 21
1.5 Эксклюзивное рождение векторных мезонов в ультрапериферических ядро-ядерных столкновениях 21
1.6 Образование р -мезонов в dAu столкновениях 27
2. Моделирование образования векторных мезонов в ультрапериферических столкновениях ядер золота и дейтона 29
3 Регистрация ультрапериферических столкновений тяжелых ионов на установке STAR 37
3.1 Ускоритель RHIC 38
3.2 Калориметр нулевых углов 41
3.3 Детектор STAR 43
3.3.1 STAR магнит 44
3.3.2 Времяппрокционная камера STAR 45
3.3.3 Дополнительные детекторы 47
3.4 Триггерная система 48
3.4.1 Триггеры аппаратных средств ЭВМ (L0 - L2) 49
3.4.2 On-line реконструкция событий (Триггер 3 уровня) 50
3.4.3 Триггеры для ультрапериферических взаимодействий 51
4 Анализ экспериментальных данных 53
4.1 Набор экспериментальной статистики 53
4.2 Оценка светимости 54
4.3 Отбор событий 58
4.3.1 Идентификация пионных пар 58
4.3.2 Критерий отбора треков частиц 58
4.3.3 Идентификация частиц по ионизационным потерям 59
4.3.4 Ограничения на вершину 61
4.3.5 Отбор событий с помощью ZDC 62
4.3.6 Дополнительные ограничения 64
4.4 Монте-Карловское моделирование событий 65
4.5 Эффективность при отборе событий 66
4.6 Распределения по поперечному импульсу 68
4.7 Распределения по инвариантной массе пионных пар 71
4.8 Сечение образования р -мезона 83
4.9 Оценка систематических ошибок 85
4.10 Дифференциальное сечение da /dt 90
Заключение 92
Благодарности 93
Список литературы
- Эквивалентный поток фотонов
- Эксклюзивное рождение векторных мезонов в ультрапериферических ядро-ядерных столкновениях
- Времяппрокционная камера STAR
- Идентификация частиц по ионизационным потерям
Введение к работе
Диссертация посвящена измерению сечения образования р -мезонов и его кинематических характеристик на релятивистском ускорителе тяжелых ионов (RHIC) в эксперименте STAR. Экспериментальная статистика набрана в ультрапериферических столкновениях ядер золота и дейтона в фо-тон-померонных взаимодействиях при энергии в системе центра масс
фxv = 200 ГэВ/нуклон.
Ультрапериферические ядро-ядерные столкновения - новое и перспективное направление в релятивистской ядерной физике - за последние четыре года получило развитие на релятивистском ускорителе тяжелых ионов RHIC. Стоит отметить, что центральной задачей физической программы RHIC является изучение ядерного вещества при высоких температурах и плотностях. В этих состояниях, как ожидается, ядерное вещество кардинально меняет свои свойства по сравнению с обычным ядерным веществом: изменяются характеристики адронов, возникают коллективные взаимодействия, а также возможно формирование нового состояния ядерной материи - кварк-глюонной плазмы [1]. Другая фундаментальная задача, которую исследуют на ускорителе RHIC, - изучение спиновой структуры нуклона. Как известно, полный спин протона 1/2 представляет собой сумму вкладов спинов конституентных кварков адронов, их углового момента и спина глюонов. В настоящем понимании спина нуклона, кварки вносят только 1/3 от полного значения спина, и вкладом глюонов в спиновую составляющую пренебрегать нельзя [2], поскольку на сегодняшний день не существует прямых способов его измерения. С помощью столкновений поляризованных пучков протонов на ускорителе RHIC, планируется детально изучить вклад спина глюона в спин нуклона.
Следует отметить, что экспериментальная программа на RHIC является продолжением программы по столкновению ядер на SPS CERN [3]. В свою очередь, как ожидается, в 2007-2008 годах начнет работу LHC (ЦЕРН). В рамках этого проекта также предусмотрена программа по столкновениям релятивистских ядер РЬ с энергий до 5.5 ТэВ/нуклон.
Очевидно, что максимальная начальная плотность энергии реализуется при центральных столкновениях ядер, когда величина прицельного параметра много меньше радиусов сталкивающихся ядер (для золота и свинца RUd-rlы). Поскольку центральные столкновения ядер являются достаточно редкими событиями, подавляющее большинство взаимодействий -периферические с прицельным параметром Ъ > 1 фм.
В работе рассматриваются процессы, которые занимают особое место среди периферических взаимодействий, — так называемые ультрапериферические взаимодействия, которые происходят с прицельным параметром b> R4 + RB, где RA и RB - радиусы сталкивающихся ядер, т.е. такие взаимодействия, при которых ядра практически не перекрываются. При таких прицельных параметрах сильные взаимодействия уже не являются доминирующими, поскольку ядерная плотность уже достаточно мала. Конкуренцию сильным взаимодействиям могут составить когерентные фотон-фотонные, фотон-померонные и померон-померонные взаимодействия ядер. Когерентность для фотонных полей означает, что поле связано целиком с зарядом ядра, а не с зарядами отдельных протонов, входящих в состав ядра. В данных процессах возможно образование широкого класса частиц: от лептонных пар и векторных мезонов, до суперсимметричных частиц и бозона Хиггса. Все реакции при ультрапериферическом взаимодействии ядер можно изучать экспериментально при малой множественности частиц и небольших поперечных импульсах.
Несмотря на то, что померон изучается уже в течение 20 лет, природа его до сих пор остается неясной.
Впервые померон был введен в Редже-полюсной модели сильного взаимодействия. Для объяснения экспериментальных значений сечений образования адронов, следует допустить существование полюса в единице, который называется вакуумным или полюсом Померанчука Р, а соответствующий реджеон - помероном.
Согласно теории, померон является переносчиком сильных взаимодействий, но бесцветным и имеет квантовые числа вакуума Jpc=0++.
В теории существует два подхода к описанию померона - это так назы-
ваемый "мягкий" померон, который имеет малый Q и "жесткий" померон,
с большим Q~ (Q >:>Л ), где Q - импульс, переносимый помероном при взаимодействии ядер, а Л- массовый параметр КХД.
Мягкий померон связан с вычислением полного сечения взаимодействия частиц. Например, для фотон-померонного взаимодействия, фотон можно описать как состояние «голого» фотона плюс некоторой флуктуации qq . Когда ядро поглощает часть волновой функции фотона, qq пара становится доминирующей. Эта пара может упруго рассеяться на ядре и, таким образом, появится реальный векторный мезон.
Жесткий померон обычно представляют как состояние из двух или нескольких глюонов. Но и здесь существует несколько вариантов описания померона. Наиболее признанными считаются Донахыо-Ландшофт померон [4], где глюон имеет структурную функцию и BFKL померон [5], который состоит из бесконечной глюонной лестницы.
В электромагнитных процессах частицы рождаются с малыми поперечными импульсами, что позволяет отличить их от частиц, рожденных за счет сильных взаимодействий. Характерные поперечные импульсы таких частиц - порядка нескольких сотен МэВ. В системе покоя ядра фотон, померон или мезон, когерентно связанный с ядром, должен иметь поперечный импульс р{ <\/Rt. В коллайдерном режиме столкновения, когда
ядра Лоренц-сжаты в продольном направлении в у раз {у - Лоренц-фактор движущегося ядра), энергия фотонов ограничена E = p{[
Поэтому два ядерных когерентных поля имеют максимальную энергию k = 2y/Rt и поперечный импульс p. <2/Rt.
В условиях RIIIC /-100, поэтому максимальная энергия двух когерентных фотонов для ядер Ли191 составляет -6ГэВ. Таким образом, в когерентных ядерных взаимодействиях в условиях RIIIC можно образовать частицу (частицы) с массой, меньшей 6 ГэВ. В условиях LHC / = 3000, и доступная область рожденных масс простирается до 300 ГэВ.
Стоит отметить, что электромагнитные процессы при столь высоких энергиях на ускорителях изучаются впервые.
Кроме взаимодействия фотонов одного ядра с померонами другого ядра, возможны процессы, в которых фотоны одного ядра взаимодействуют с фотонами другого ядра. В таких событиях может изучаться двухфотонная физика [6, 7, 8].
В этих работах рассмотрено рождение частиц в фотон-фотоных взаимодействиях, рассчитаны сечения данных процессов, проведен анализ зависимости сечения образования частиц от прицельного параметра. При изучении двухфотонных процессов, особое внимание уделяется мезонной спектроскопии. В работах [6, 7, 8] получены сечения рождения различных мезонов, начиная от пионов и заканчивая Хиггс бозоном.
Тем не менее, если сравнивать фотон-фотонные и фотон-померонные взаимодействия, то в последних процессах сечения рождения частиц на порядок больше, чем в первых. Фотон-померонные процессы подробно рассмотрены в работах [9, 10J. Таким образом, в ультрапериферических взаимодействиях тяжелых ионов фотон-померонные взаимодействия будут преобладать над двухфотонными.
В июне 2000 года начал работу релятивистский ускоритель тяжелых ионов RMIC (Брукхэйвенская Национальная Лаборатория, США), способный ускорять ядра вплоть до золота и максимальных энергий
= 200 ГэВ/нуклон. За это время накоплен богатый экспериментальный материал, анализ которого уже сейчас привел к очень интересным заключениям о поведении ядерного вещества в экстремальных состояниях.
В настоящее время проводится анализ ультапериферических столкновений тяжелых ионов с установок STAR и PHENIX на ускорителе RHIC. Получены первые результаты: коллаборация STAR сообщила об измерении сечения рождения р -мезонов в ультрапериферических столкновениях ядер золота при энергии в системе центра масс sjs = 130ГэВ/нуклон [11], коллаборация PHENIX представила предварительные данные по обнаружению J 1ц/ частицы в ультрапериферических столкновениях ядер
золота при энергии в системе центра масс yjs = 200 ГэВ/нуклон [12].
Однако все полученные до сих пор результаты относятся к столкновению симметричных ядер. Не меньший интерес представляет изучение рождения частиц в ультрапериферических столкновениях асимметричных ядер, например, золота и дейтона. В таких столкновениях, одно ядро выступает как источник электромагнитного излучения, а другое - как мишень, что позволяет точно локализовать процесс рождения частиц в фотон-померонных взаимодействиях.
Темой настоящей диссертации является исследование образования р-мезона в ультрапериферических столкновениях ядер золота и дейтона на релятивистском ускорителе тяжелых ионов RHIC при энергии в системе
центра масс ysvv =200 ГэВ/нуклоп, измерение его сечения и кинематических характеристик.
Настоящая работа основывается на экспериментальных данных, набранных в эксперименте STAR за 2003 г.
Основной целью представленной диссертации являлось измерение сечения и кинематических характеристик ^"-мезонов, образующихся в ультрапериферических столкновениях ядер золота и дейтона в фотон-померонных взаимодействиях при энергии yjsxx = 200 ГэВ/нуклон.
Научная новизна и значимость работы заключаются в том, что в работе впервые проведен полный физический анализ экспериментальных данных по образованию р -мезонов в ультрапериферических столкновениях ядер золота и дейтона. Рассмотрены два процесса образования р -мезонов: с распадом дейтона на протон и нейтрон и без распада. Ядро золота в этих двух случаях остается в основном состоянии. Рассчитана эффективность триггеров для регистрации частиц в ультрапериферичеких взаимодействиях ядер золота и дейтона. Проведен расчет светимостей для двух типов триггеров, которые использовались при наборе данных. Проведено полное компьютерное моделирование образования векторных мезонов, в котором была учтена возможность когерентного и некогерентного образования векторных мезонов в фотон-померонных взаимодействиях при ультрапериферических столкновениях ядер золота и дейтона.
Основные материалы диссертации опубликованы в работах [13, 14]. Материалы, изложенные в диссертации, докладывались на II и IV конференциях НОЦ CRDF «Фундаментальные исследования материи в экстремальных состояниях» (МИФИ), 2004 и 2006 гг. [15, 16], на XVIII Международном семинаре Проблемы Физики Высоких Энергий (ISHEPP) в г. Дубне, 2004 г. [17], на XXXIII Международной конференции по Физике Высоких Энергий (ICHEP) в г. Москве, 2006 г., а также на рабочих совещаниях коллаборации STAR и на научном семинаре ИЯИ (Троицк).
Диссертация состоит из введения, четырех глав, заключения и списка литературы.
Во введении описаны актуальность, цели, научная новизна и структура диссертационной работы.
В первой главе обсуждаются теоретические основы ультрапериферической физики: рассмотрены свойства фотона при высокой энергии, представлены основные концепции померонов и их свойства. Изложены теоретические модели, описывающие рождение векторных мезонов в ультрапериферических столкновениях тяжелых ионов.
Во второй главе описывается процедура моделирования образования векторных мезонов в ультрапериферических столкновениях ядер золота и дейтона.
В третьей главе дается краткое описание ускорителя RHIC и экспериментальной установки STAR. Описываются характеристики основных детекторов, входящих в состав установки STAR, а также система триггеров.
Четвертая глава посвящена анализу экспериментальных данных. Описаны условия отбора событий с образованием р-мезона в ультрапериферических столкновениях ядер золота и дейтона. Измерены сечение образования р-мезона и его кинематические характеристики.
В заключении сформулированы результаты проделанной работы.
Эквивалентный поток фотонов
Как уже отмечалось во введении, исследование ультрапериферических столкновений тяжелых ионов представляет собой перспективное направление в релятивистской ядерной физике. Основополагающей работой для изучения ультрапериферических столкновений адронов, наверное, можно считать работу Энрике Ферми «Теория столкновений между атомами и заряженными частицами», опубликованную в 1924 году в журнале Zeitschrift fur Physik. В этой публикации Ферми изложил метод, известный как метод эквивалентных (или виртуальных) фотонов, где он трактовал электромагнитные поля заряженных частиц как поток виртуальных фотонов. Несколько лет спустя Вайцзеккер и Вильяме расширили это приближение, для того, чтобы включить в него ультрарелятивистские частицы, и этот метод теперь часто называют как метод Вайцзеккера - Вильямса [18].
Известно, что быстродвижущаяся заряженная частица является источником электромагнитного поля, причем в каждой точке электрические и магнитные составляющие взаимно перпендикулярны. На некотором расстоянии от траектории частицы, поле в точке можно отождествить с реальным фотоном. Таким образом, Ферми заменил электромагнитное поле от быстродвижущейся частицы на поток эквивалентных фотонов. Число фотонов п(со) с энергией со получается при Фурье преобразовании электромагнитного поля, зависящего от времени. Приближение виртуальных фотонов используется в квантовой электродинамике, например, для описания ионизации атомов или ядерного возбуждения, при этом заряженные частицы могут быть описаны, используя приближение Ферми.
При периферическом столкновении двух ядер возможны различные электромагнитные процессы, например, когда фотон от одного ядра взаимодействует с другим ядром (рис. 1.1 а), или фотоны одного ядра взаимодействуют с фотонами другого ядра (рис. 1.1 б). В таких событиях может изучаться двухфотонная физика [19]. В работе [20], например, рассматривается идея изучения экзотических частиц в фотонном слиянии на ускорителях тяжелых ионов. В двухфотонных процессах было рассмотрено рождение различных частиц: от мюонов и лептонов до Хиггс бозонов и суперсимметричных частиц. Полный список работ по данной проблеме представлен в недавнем обзоре [21].
Ультрарелятивисткие столкновения тяжелых ионов также использовались для изучения реакций ядерного фотовозбуждения (гиганский ди-польный резонанс) или фотообразования адронов. Кулоновское возбуждение ядер является традиционным инструментом ядерной физики в области низких энергий. Для фотонов низких энергий ядерные возбуждения обычно коллективные. Например, при гигантском дипольном резонансе протоны осциллируют в одном направлении, а нейтроны - в противоположном. Эти векторные осцилляции могут возникать при поглощении ядром одного фотона. Более высокие возбуждения включают двойные гигантские дипольные резонансы [22], а также квадрупольные ре-зонансы, для возбуждения которых требуется поглощение нескольких фо тонов. Эти состояния обычно распадаются путем испускания одного или нескольких нейтронов. Сечение фотообразования какой-либо системы X задается формулой: где с х(о: ) - фотоядерное сечение.
Двухфотонные процессы долгое время интенсивно изучались на е+ё коллайдерах. Они представляют собой превосходный инструмент для изучения многих аспектов мезонной спектроскопии и проверки КХД. На ад-ронных коллайдерах они также используются для изучения атомных процессов, включая электродинамику в сильных полях. Стоит упомянуть о поразительном успехе подхода эквивалентных фотонов при образовании антиводорода в CERN [23], LEAR [24] и в Фермилабе на Теватроне [25]. Поскольку фотоны связаны с зарядами, измерение выходов мезонов (qq), гибридов (qqg) и 4-кварковых состояний qqqq в реакциях уу—»Х позволяет исследовать их кварковое содержание и спиновую структуру мезонных резонансов. Образование мезонных или барионных пар может быть также использовано для изучения внутренней структуры адронов. Сечение двухфотонного процесса [26]:
Эксклюзивное рождение векторных мезонов в ультрапериферических ядро-ядерных столкновениях
Концепция померона существует в физике сильных взаимодействий уже более 30 лет, однако его природа до сих пор неясна. Считается, что поме-рон - бесцветный (в отличие от глюонов) переносчик сильных взаимодействий с вакуумными квантовыми числами Jl( =0++. В одних процессах (с малыми виртуальностями О2) проявляются свойства «мягкого» померона, в других (при больших О2) - «жесткого» померона. Однако очевидно, что это, скорее всего, один и тот же объект. «Мягкий» померон связан с по глотательной (неупругой) частью ядерного сечения. При фотон-померонном взаимодействии фотон можно рассматривать как состояние «голого» фотона плюс различные qq флуктуации. Когда ядро поглощает «голый» фотон, qq флуктуации становятся доминирующими. Пара qq упруго рассеивается на ядре и образуется реальный векторный мезон. Эта картина достаточно точно описывает многие реакции, например, упругое рр рассеяние, фотон-протонные взаимодействия на HERA, ц N процессы в Фермилаб. «Жесткий» померон обычно трактуется как состояние двух или более глюонов. Концепция «жесткого» померона используется для трактовки жестких процессов, например, образование струй с большими поперечными импульсами. В настоящее время непонятно, как соотносятся представления о «мягком» и «жестком» помероне. Так как структура померона неясна, сечения рождения частиц в у? взаимодействиях вычислить «из первых принципов» не удается. Можно, однако, получить разумные оценки, экстраполируя данные по рождению векторных мезонов в фотон-протонных взаимодействиях на ускорителе HERA. Эти данные интерпретируются в модели векторной доминантности: фотон флуктуирует в виртуальный векторный мезон, который упруго рассеивается на протоне. Упругое же рассеяние осуществляется обменом «мягким» помероном.
Векторные мезоны (р,со,ф, JІу/) в ультрапериферических взаимодействиях тяжелых ионов могут рождаться в таких реакциях, когда исходные ядра остаются в основном состоянии и не образуются частицы сопровождения. Такое образование векторных мезонов называется эксклюзивным.
Поток фотонов с энергией со на расстоянии г от центра ядра можно записать в виде [35]: где К,- модифицированная функция Бесселя аргумента у- —. Величина У у в системе покоя ядра-мишени у = 2Г -1, Г - Лоренц-фактор в сие теме центра масс (совпадающей с лабораторной системой в коллайдерной геометрии при столкновениях одинаковых ядер).
В эксклюзивной реакции, как уже было отмечено, при столкновении ядер с прицельным параметром b 2Rv адронные взаимодействия практически отсутствуют. Вероятность адронного взаимодействия при столкновении ядер с прицельным параметром b связана с функцией перекрытия ядерных плотностей где г, Ь - двумерные векторы, перпендикулярные оси z - направлению движения ядер. В соотношении (1.21) ядерная функция толщины где р{ - распределение Вудса-Саксона для ядер, параметры которого можно найти из данных по рассеянию электронов на ядрах [36].
Число нуклон-нуклонных столкновений при столкновении ядер описывается распределением Пуассона со средним значением Т41(Ь)стхк, где rvv - полное нуклон-нуклонное сечение ( TVV = 52mb при энергиях -100 ГэВ).
Тогда вероятность не иметь адронных взаимодействий Полный поток фотонов, проинтегрированный по всем г и прицельным параметрам, с учетом отсутствия адронных взаимодействий
Времяппрокционная камера STAR
Магнит детектора STAR - это большая цилиндрическая катушка соленоидальной структуры с внешним диаметром 7,32 метра и в длину 4 метра. Магнит состоит из 1100 тонн алюминиевого соленоидального проводника с 130 витками, изолированного стекловолоконной тканью. Структура магнита окружает большинство других детекторов STAR, как можно видеть из рисунка 3.3. Магнит создает магнитное поле 0.5 Тл при силе тока 4500 А и 0.25 Тл при силе тока 2250 А [52]. Поток магнитного поля возвращается через наконечники с обоих концов соленоида и через набор преград возвращения потока, которые расположены на цилиндрической поверхности соленоида. Цель возвращения потока состоит в том, чтобы держать полевую конфигурацию в пределах объема соленоида.
Магнит STAR служит двум целям детектирования заряженных частиц в столкновениях тяжелых ионов на ускорителе. Во-первых, он позволяет определять импульсы и знаки заряженных частиц по измерениям кривизны треков, поскольку они проходит через магнитное поле детектора STAR. Во вторых, В-область, образованная магнитом STAR, как дрейфовое поле используемое в ТРС ориентирована в направлении пучка. Это позволяет уменьшить дисперсию в ионизации, создаваемой в ТРС, Времяпроекционная камера (ТРС) является главным детектором в установке STAR. Она состоит из большого отсека, заполненного газом, и предназначена для измерения трехмерных пространственных точек вдоль треков заряженных частиц. По сравнению с кремниевыми детекторами, ТРС имеет несколько худшее координатное разрешение, по позволяет производить многократные измерения в большом объеме. ТРС по своим свойствам является медленным детектором, так как скорость считывания информации ограничивается дрейфовой скоростью атомов ионизированного газа (-40 мкс) [53].
Газовая камера ТРС имеет цилиндрическую геометрию, которая простирается на 4.2 м в длину, имеет внешней радиус 2 метра и внутренний радиус 50 см. Область ионизации, или активный объем ТРС, составляет более 45 кубических метров. Этот объем поддерживается при давлении, несколько большем атмосферного давления (2 мбар) и заполнен газом, состоящим на 10 % из СН4 и 90 % из Аг (Р10). Небольшое превышение давления обеспечивает предотвращение загрязнения в лабораторном воздухе от утечки в детектор. Очищение газа происходит постоянно, в результате чего удаляются электрон отрицательные примеси, такие как вода или воздух, которые захватывают электроны, таким образом, уменьшая эффективность детектора. Сигналы возникают от электронов, которые освобождаются, когда движущиеся заряженные частицы ионизируют газ. Под влиянием электрического поля с напряжением 147 В/см, положительные ионы и свободные электроны перемещаются в отдельности друг от друга между центральной мембраной и end caps ТРС. Стоит заметить, что центральная мембрана и end caps ТРС расположены перпендикулярно к направлению пучка. Положительные ионы движутся к катоду на центральной мембране, а электронное облако дрейфует к end caps ТРС. Положительные ионы нейтрализуются, когда достигают катодной плоскости, а электронное облако, наоборот, усиливается в многопроволочных пропорциональных камерах (MWPC) расположенных близко к end caps ТРС. Так как дрейфовая скорость электронов известна, одна координата (z) стартовой точки может быть получена из времени дрейфа электронов к MWPC. Другие две координаты могут быть найдены путем проецирования сигнала на плоскость pads, установленную ниже MWPC. Плоскость pads находится перпендикулярно к оси пучка и сегментирована в 136608 pad. Электроника способна к регистрации на 512 бинах от каждого pad, а их, приблизительно читается около 348 между центральной мембраной и MWPC. Всего весь объем эффективно разделен на более чем 47 миллионов пространственных точек.
Передние времяпроекционные камеры (FTPC) [54], расположены с обеих сторон ТРС, обеспечивая реконструкцию импульса трека в передней области (интервал псевдобыстроты 2.5 4.0). Эти детекторы особенно полезны для изучения асимметричных, типа р+А, столкновений, а также любых других событий, где желательно проследить треки в передней области.
Центральный Баррельный Триггер (СТВ) [55] - это цилиндрический детектор, расположенный вокруг внешнего диаметра ТРС, как показано в рисунке 3.3 СТВ состоит из 240 слотов сцинтилляторов, каждый из которых перекрывает диапазон Ау=0.5 при Дф=л:/30. Слоты барреля соединены с фотоумножителями, которые дают отклик, пропорциональный числу заряженных частиц, взаимодействующих со средой сцинтиллятора внутри слотов. Таким образом, СТВ является инструментом для измерения множественности заряженных частиц в центральном диапазоне псевдобыстрот ц 1. СТВ может считывать информацию для каждого банча RHIC (каждые 104 не), поэтому СТВ можно отнести к быстродействующим детекторам.
Электромагнитный калориметр (ЕМС) [56] также расположен вне ТРС. Этот детектор - бочка, составленная из 120 модулей свинцового сцинтиллятора, образующих калориметр. Этот детектор предназначен для изучения редких процессов с большими поперечными импульсами, а также фотонов, электронов, я0 и л мезонов в том же самом диапазоне псевдобыстрот, что и в СТВ. Детектор может считывать информацию в масштабе наносекунд.
Идентификация частиц по ионизационным потерям
Без использования данных с детекторов ZDC в топологическом триггере, основной вклад в фон дают космические лучи. Для того чтобы уменьшить влияние космических частиц, при анализе данных допускалось, чтобы два пионных трека были несколько некопланарны, то есть угол между ними должен быть меньше 3 радиан. Данное условие уменьшает эффективность реконструкции р-мезона вблизи Y = 0, когда два пионных трека выходят почти в противоположных направлениях. При отборе данных также учитывался геометрический аксептанс установки STAR, т.е., кандидаты в р -мезоны принимались с учетом аксептанса по быстроте в пределах
Для определения разрешения и эффективности детектора при исследовании физических процессов необходимо иметь детальное моделирование влияния всех компонентов детектора STAR методом Монте-Карло (МС). Программа для такого моделирования, получившая название GSTAR, написана на основе пакета GEANT, который обеспечивает общую схему для описания геометрии и прохождения частиц через вещество детектора. Подробное описание этого пакета программ дано в [46]. Сам же процесс моделирования можно разбить на три последовательные части: моделирование изучаемого физического процесса на уровне генератора кинематики рождения "-мезона в ультрапериферических столкновениях тяжелых ядер и последующего его распада; проведение стабильных частиц (в нашем случае, частиц от распада р -мезона) через детектор и моделирование отклика всех систем детектора. Результирующая информация записывается в том же формате, что и реальные данные; обработка записанных таким образом событий с помощью стандартных процедур реконструкции STAR, то есть тем же способом, которым реконструируются реальные данные. Полученные таким образом данные анализируются теми же программами, что и реальные данные.
Для моделирования образования р -мезона в ультрапериферических столкновениях ядер золота и дейтона, использовалась модифицированная Монте-Карловская программа STARLIGHT [35], в которой была учтена возможность когерентного и некогерентного процесса образования р -мезона на дейтоне. Более подробно об этой программе было написано во второй главе.
Аксептанс и эффективность реконструкции были найдены с использованием генератора Монте-Карло, который воспроизводил в полной геометрии детектора STAR ожидаемые кинематические переменные и угловые распределения р -мезонов. Угловое распределение пионов от распада р -мезона может быть описано с помощью элементов спиновой матрицы р -мезона в s-канале. Но, к сожалению, углы образованных р-мезонов невозможно реконструировать, так как плоскость рассеяния dAu в эксперименте не определяется. Таким образом, для определения эффективности реконструкции событий использовалось следующее выражение: число событий после реконструкции и всех ограничений число событий после моделирования в пределах Y 1
На рис.4.7 показаны эффективности реконструкции для распределения по инвариантной массе п+к пары, поперечному импульсу и быстроте, а также сравнение экспериментальных данных с данными Монте-Карлов-ского моделирования.
Видно, что зависимость эффективности от кинематических переменных (инвариантной массы и поперечному импульсу) имеют плавный характер. Можно сказать, что эффективность реконструкции почти не зависит от поперечного импульса, в то время как для восстановленной инвариантной массы она увеличивается с ростом инвариантной массы. В дальнейшем данная зависимость учитывалась при расчете сечения. Из рис.4.7 видно, что экспериментальные данные находятся в удовлетворительном согласии с реконструированными Монте-Карловскими значениями.
