Содержание к диссертации
Введение
ГЛАВА I. УСТАНОВКА ДЛЯ ИШЕРЕНШ ПРОЦЕССОВ ОБРАЗОВАНИЯ ЧАС ТИЦ С БОЛЬШИМИ ПОПЕРЕЧНЫМИ ИМПУЛЬСАМИ 12
1.1. Структура спектрометра 12
1.2. Пучок, мониторирование 14
1.3. Идентификация частиц 23
1.3.1. Черепковские пороговые счетчики 23
1.3.2. Черенковский спектрометр полного поглощения 24
1.3.3. Мюонны^ идентификатор 29
1.3.4. Система измерения времени пролета 29
1.4. Измерение временных интервалов 33
1.4.1. Измерение временных корреляций 33
1.4.2. Многоканальный временной селектор 35
1.4.3. Система контроля временных измерений . 40
1.5. Измерение координат траектории частиц 41
1.5.1. Однокоординатные дрейфовые камеры 42
1.5.2. Двухкоординатные дрейфовые камеры 42
1.5.3. Метод измерения пространственного разрешения дрейфовых камер 47
1.5.4. Улучшение пространственного разрешения в дрейфовых камерах с большими дрейфовыми расстояниями 50
1.5.5. Метод выделения "истинных" координат в дрейфовых камерах 53
1.5.6. Метод измерения угла поворота траектории частицы 59
1.6. Точность измерения импульса частицы 63
I.6.I. Угол вылета частицы из мишени 63
1.6.2. Определение эффективной массы 65
1.7. Система сбора информации 69
1.7.1. Организация триггера 69
1.7.2. Вычислительные машины^. 69
1.7.3. Структура системы сбора информации . 71
1.7.4. Программное обеспечение 73
1.8. Характеристики спектрометра 75
ГЛАВА II. ОБРАБОТКА РЕЗУЛЬТАТОВ 77
2.1. Мониторирование протонного пучка 77
2.2. Геометрическая реконструкция событий . 80
2.3. Идентификация частиц 84
2.4. Обработка информации о временных корреляциях 88
2.5. Определение среднего импульса в одном плече спектрометра при исследовании парного образования 90
2.6. Определение инвариантных сечений 91
ГЛАВА III. ОДИНОЧНОЕ ОБРАЗОВАНИЕ АДРОНОВ 92
3.1. Инвариантные сечения 92
3.2. Отношение выходов частиц
ГЛАВА IV ПАРНОЕ ОБРАЗОВАНИЕ АДРОНОВ 116
4.1. Корреляции частиц 116
4.2. Инвариантные сечения 131
4.3. Образование несимметричных пар адронов . 142
ЗАКЛЮЧЕНИЕ 150
ЛИТЕРАТУРА 153
Структура спектрометра
При проектировании установки для регистрации процессов одиночного и парного образования частиц вытекают следующие требования:
1) Поскольку сечения образования частиц с большими Рт - круто падающая функция от Рт = P-sin8 (Є - угол вылета частицы относительно оси падающего пучка), аксептанс одного плеча спектрометра должен быть мал.
2) Для измерения образования частиц в широком диапазоне Рт число взаимодействий в мишени должно изменяться на много порядков величины.
3) При регистрации пар частиц число взаимодействий в мишени и разрешающее время схемы совпадений должны быть минимальными для уменьшения случайных совпадений, а аксептанс установки должен быть максимальным.
Пункты I и 3 являются противоречивыми. На стадии проектирования в качестве компромисса был выбран телесный угол одного плеча спектрометра около 200 мкср.
На рис. І.І показана схема фокусирующего двухплечевого спектрометра (ФОДС). Он состоит из двух плеч, расположенных под углом 160 мрад относительно падающего пучка, что соответствует 90 в с.ц.м. двух протонов для релятивистских частиц. Частицы, вылетающие из мишени, фокусируются дублетом квадрупольных линз Lj и Lg по вертикали и горизонтали. Поля в этих линзах рассчитывались таким образом,чтобы изображение мишени в конце спектрометра было минимальным, что позволило увеличить телесный угол спектрометра в пять раз при неизменном размере сечения пучка исследуемых частиц. На рис. 1.2 показаны огибающие траектории частиц в горизонтальной и вертикальной плоскостях спектрометра. При этом зависимость телесного угла от значения импульса показана на рис. 1.3. Р0 - центральный импульс.
Мониторирование протонного пучка
Как уже отмечалось, угол падения пучка на мишень являлся очень критической величиной при изучении процессов с большими Рт, т.к. изменения угла падения и положения пучка на мишени приводят к изменению среднего значения Рт образующихся частиц, от которого экспоненциально зависит сечение образования адро-нов. На рис. 2.1 и 2.2 приведены типичные распределения координаты центра тяжести и угла падения пучка в одной из экспозиций. Стрелками показаны ограничения, наложенные на эти величины при обработке данных. Небольшая зависимость результатов от изменения параметров пучка внутри этих ограничений компенсировалась усреднением результатов с двух плеч спектрометра при измерении одиночного образования частиц. Использование двух плеч спектрометра в этих измерениях позволило свести к минимуму систематические ошибки, связанные с углом падения протонов на мишень, мониторированием (при измерении отношения разнозарядовых частиц) и неточностью установки магнитных полей.
Камеры вторичной эмиссии измеряли интенсивность протонного пучка за весь цикл. После выработки триггера ЭВМ начинает считывание информации с электронных блоков в стандарте "СУММА". В течение этого времени экспериментальная аппаратура фактически не чувствительна к прохождению через нее частиц, т.к. блоки выработки триггера и блоки приема информации заблокированы. После окончания приема информации ЭВМ посылает сигнал, снимающий блокировку. Этот интервал мертвого времени регистрирующей аппаратуры зависел от типа триггера (одиночные и двойные совпадения) и от состава аппаратуры. В среднем эта величина была по рядка 2 мс. Для учета величины мертвого времени аппаратуры счет с монитора Мб и со схемы, вырабатывающей триггер одного плеча поступали на электронную схему, блокируемую на время приема информации в ЭВМ. Блокированные и неблокированные счета записывались в пересчетки и считывались в ЭВМ после окончания цикла интенсивности. Для определения числа протонов за то время, когда аппаратура была "активной", показания мониторов вторичной эмиссии умножались на отношение блокированного счета к небло-кированному. Коэффициент блокировки менялся от 0,3 до І в зависимости от Рт.
При измерении парного образования адронов число случайных совпадений определяло скорость набора информации и в конечном счете статистическую точность измерения. Из-за технических причин (стабильность магнитного поля в ускорителе, работ систем медленного вывода и т.д.) интенсивность пучка в течение цикла была очень неравномерной. Эффективная длительность цикла (т.е. цикла, при котором интенсивность во времени распределена абсолютно равномерно) как правило была в два раза меньше реальной длительности, что приводило к увеличению времени измерения в 4 раза. В некоторых случаях эффективная длительность падала до величины менее 0,2 с. Это резко увеличивало число случайных совпадений, поэтому при обработке информации циклы с эффективной длительностью менее 0,2 с не обрабатывались.
Инвариантные сечения
На рис. 3.1 показаны инвариантные сечения образования ІҐ" -мезонов в рр - соударениях при энергии 70 ГэВ и 200, 300 и 400 ГэВ 21 , умноженные на (Р2 + 1,42) . Сплошными кривыми проведены расчеты, выполненные в рамках модели КХД, описанной в работе . В отличие от работы в данных расчетах проведена замена переменных X- XRHZ- ZR В функциях распределения партонов (кварков и глюонов) в протоне 6(Х) и функции фрагментации партонов в адроныБи). Здесь Xn = Е /EL и Z = ЕЬ/ЕЦ, где Ecjt EL, Е - энергии партонов, протона и регистрируемых адронов. Такая замена переменных позволяет учесть закон сохранения энергии при X близких к единице и больших Ку, т.е. теперь при Ео — - EL функции распределения и фрагментации стремятся к нулю. Кроме того, замена Z - ZR учитывает массу регистрируемой частицы. КХД - модель с такими переменными лучше описывает данные при умеренных Р .
Расчет по КХД - модели хорошо согласуется с результатами при энергии 70 ГэВ и идет несколько ниже сечений, полученных при больших энергиях, указывая масштаб нарушения скейлинга в этом диапазоне энергий. В этих расчетах величина внутреннего поперечного импульса полагалась равной К = 0,85 ГэВ/с. Без учета внутреннего поперечного движения партонов, т.е. К , = 0, расчетное значение сечения образования пионов при энергии 70 ГэВ уменьшается в 20 раз - значительно больше, чем при энергиях 200-400 ГэВ. Это связано с тем, что наклон сечения при энергии 70 ГэВ значительно круче и, как следствие, влияние К , сильнее.
Расчет по M0G , нанесенный пунктирной линией, хорошо описывает сечения образования пионов в области 200-400 ГэВ, но идет систематически ниже сечения, -полученного при энергии 70 ГэВ. Несмотря на трудности сравнения абсолютных величин, полученных в разных экспериментах, можно утверждать, что наблюдается нарушение масштабной инвариантности при энергии 70 ГэВ, предсказываемое КХД - моделью.
В рамках КХД - модели масштабная инвариантность приближенно выполняется только в узком диапазоне кинематических переменных. На рис. 3.2, приведенном из работы 22/, показаны предсказания КХД - модели для сечений образования П - мезонов, умноженных на Рт Edє /d р. При фиксированном Хт эта величина не является постоянной, а растет при умеренных и очень больших Рт.Наблюдавшийся скейлинг в виде (3.1) в рамках КХД - модели является случайным, связанным с тем, что экспериментальные данные при Рт 7 ГэВ/с в диапазоне энергий 20 VS 60 ГэВ попали в область минимума на кривых рис. 3.2.
В МОС при фиксированной величине Хт произведение Рт EoL36/d3p не должно зависеть от Рт (пунктирные кривые).
На рис. 3.3 показана зависимость инвариантных сечений образования ДІ, К ", КГ, р и р от Р , а также расчеты по КХД - модели и МОС. Как видно из рисунка, КХД - модель описывает довольно хорошо сечения образования мезонов; что касается барионов, то в рамках этой модели в настоящее время неизвестно, как описывать их образование. Модель обмена составляющими описывает удовлетворительно сечения образования К1 и р и имеется заметное расхождение в описании процессов образования К" - мезонов и р.
Корреляции частиц
При образовании частиц с большими Рт поперечный импульс в противоположном направлении может быть компенсирован или группой частиц, каждая из которых имеет малый Рт, или одиночной частицей с большим Рт. Выявить механизм образования можно, исследуя поведение функции корреляции, определяемой в следующем виде. Б1П - полное сечение неупругого взаимодействия. Полагая, что аксептанс установки входит одинаковым образом в числитель и знаменатель, в окончательном виде К выражается через отношение нормированных на число взаимодействий протонов в мишени числа двойных совпадений к одиночным счетам в каждом плече спектрометра:
Поскольку одиночное образование частиц ( Nj и N 2) измерялось одновременно с парным образованием ( Nj2)» то величина R является непосредственно измеряемой величиной, слабо зависящей от изменения условий проведения эксперимента. При отсутствии корреляций величина R = I.
В таблице 4.1 приведена зависимость корреляционной функции от Рт для заряженных адронов (hh ), где h = П + К + р, и пар с разными квантовыми числами. При малых значения Рт нейтральные по заряду пары ( h+h+ , и іі ) имеют несколько большую величину R по сравнению с заряженными парами одного знака.При Рт 1,75 ГэВ/с, это различие исчезает. Поведение R от Р , как видно из рис. 4.1, имеет общий характер для всех заряженных ад-ронов. При малых Рт величина R близка к двум и не зависит от Рт. При Рт » 0,75 ГэВ/с корреляционная функция экспоненциально растет с Рт. В таблице 4.2 приведены значения параметров аппроксимации корреляционной функции выражением А ехр(ВРт) для Рт ъ I ГэВ/с.
