Калибровка 900-канального времяпролетного детектора и измерение спектров адронов во взаимодействиях ядер Pb+Pb при энергии 158 ГэВ/нуклон

• Автор: Колесников, Вадим Иванович
• Шифр специальности: 01.04.01
• Научная степень: Кандидатская
• Год защиты: 2002
• Место защиты: Дубна
• Количество страниц: 115 с. : ил

Содержание
Введение 1 Описание эксперимента
1.1 Состав установки КА
1.1.1 Система координат и используемые кинематические
переменные
1.2 Идентификация частиц в эксперименте и требования к вре-мяпролетной системе
1.3 Описание времяпролетного детектора ТОЙ
1.4 Система высоковольтного питания ТОР
1.5 Электроника считывания ТОР
1.6 Реализация триггера в эксперименте
1.7 Система сбора данных
2 Калибровка времяпролетной информации
2.1 Задачи реконструкции
2.2 Реконструкция треков и востановление вершины взаимодействия
2.3 Геометрическая калибровка ТОР детектора
2.4 Амплитудная нормировка сигналов
2.5 Коррекция измеренного временного интервала и определение времени пролета
3 Идентификация частиц
3.1 Определение критериев качества треков
3.2 Построение бЕ/йх-т? распределений
3.3 Определение параметров бЕ/Лх-гп2 распределений
3.4 Построение (ргу) распределений идентифицированных частиц
4 Моделирование в условиях эксперимента
4.1 Описание геометрии установки и вещества детекторов
4.2 Розыгрыш начальных параметров частиц
4.3 Моделирование процессов прохождения частиц через установку

4.4 Моделирование отклика детектора
4.5 Определение коэффициентов коррекций
5 Анализ экспериментальных данных
5.1 Построение спектров по поперечной массе. Анализ наклонов
спектров и выходов частиц
5.2 Оценка систематической ошибки в определении параметров
спектров частиц
5.3 Исследование систематики наклонов спектров
5.4 Сравнение экспериментальных данных с микроскопическими
каскадными моделями
5.5 Выход каонов в РЬ+РЬ столкновениях
5.6 Стоппинг в РЬ+РЬ реакциях при 158 А-ГэВ/с
5.7 Изучение выходов дейтронов в реакциях РЬ+РЬ при 158 А-ГэВ/с
Заключение
Литература

Введение
Экспериментальные исследования в области релятивистской ядерной физики начались более 30 лет назад в двух лабораториях мира - LBL (Беркли) и ОИЯИ (Дубна), на ускорителях которых были ускорены ядра до анергий 2 ГэВ/нуклон и 4.5 ГэВ/нуклон. соответственно [1]. Первые эксперименты на пучках многозарядных ионов продемонстрировали большие перспективы этого нового физического направления. В частности, были обнаружены многие интересные закономерности инклюзивного рождения частиц в ядро-ядерных столкновениях [4, 5, 6]. В результате анализа экспериментальных данных стало очевидно, что описание столкновений релятивистских ядер не может сделано на основании суперпозиции нуклон-нуклон и нуклон-ядерных реакций. Это позволило сформулировать понятие о кварк-партонной структурной функции ядра и сделать заключение о влиянии ядерной среды на структурные функции свободных нуклонов [7].
С появлением новых более мощных ускорителей ядер, AGS, SPS, RHIC и планируемого в ЦЕРН LHC эта область физики получила новое бурное развитие. Экспериментальные данные, полученные в ядро-ядерных реакциях, имеют фундаментальное значение для широкого спектра научных теорий -от теории частиц до космологии. При больших значениях массового числа и энергии налетающих ядер образуется макроскопическая по сравнению с типичным размером ядерного взаимодействия (?» 1 Фм) пространственно-временная область с очень высокой плотностью энергии (порядка нескольких ГэВ/Фм3). При таких плотностях возможен переход ядерной материи в новое фазовое состояние вещества называемое Кварк-Глюонная Плазма (КГП) [8, 9]. Особенный интерес вызывают т.н. ’’центральные” столкновения, т.е. столкновения с малым прицельным параметром. К примеру, в центральных РЬ+РЬ столкновениях на ускорителе SPS ( 17 А-ГэВ) плот-
ность энергии в области столкновения составляет б=(3-г4) ГэВ/Фм3 [10], что в несколько раз превышает критическое значение для перехода в состояние КГП (е ~ 1 ГэВ/Фм3), полученное при расчетах КХД на решетке [11].

X l cm]
Рис. 15: Распределение координат попаданий треков при наличии сигнала в счетчике.
Если трек проходит критерии качества, то для него проводится процедура линейной экстраполяции и находится точка пересечения (если существует) с TOF. Точка пересечения продолжения трека с данным счетчиком называется ” проекцией”. Если в данном событии значение амплитуды в счетчике больше пьедестала, т.е. зарегистрирован ” сигнал'. то данная информация запоминается. Затем, проводя последовательные вращения и сдвиги всего детектора как целого и отдельных счетчиков, повторяем процедуру экстраполяции и находим положение счетчиков в пространстве, при котором совпадение ” проекций” и ” сигналов” по всем событиям максимально. На рис. 15 представлены двумерные распределения точек попадания треков в системе координат счетчиков для случая наличия в данных счетчиках ”проекции’’ и "сигнала”. Очевидно, что вследствие конечного геометрического разрешения самой процедуры калибровки концентрация треков для случаев наличия ” проекцшТ в данном счетчике, но отсутствия в нем ” сигналов” , должна быть максимальной на краях сцинтиллятора. На рис. 16а показано двухмерное распределение (координат ,!х” и ’’у”) для таких треков, а на рис. 16в,с представлены проекции двухмерного распределения на оси координат. Ширину ников на краях можно считать оценкой точности процедуры геометрической калибровки. Она составляет 1 мм. что дает погрешность определения времени пролета порядка 10 пс. Кроме того, имеется порядка 3% треков для которых нет сигналов, однако координаты точек попадания распределены равномерно по поверности сцинтилятора. Данные случаи ассоциируются с распадами частиц между ТРС и TOF.