Исследование образования адронов во взаимодействиях ядер Pb+Pb при релятивистских энергиях

• Автор: Мелкумов, Георгий Левонович
• Шифр специальности: 01.04.16
• Научная степень: Докторская
• Год защиты: 2005
• Место защиты: Дубна
• Количество страниц: 141 с. : ил.

Глава 1. ЭКСПЕРИМЕНТ

1.1. Концепция эксперимента

1.2. Детекторы установки

1.3. Пучковые детекторы и триггер

1.4. V еЮ-калориметр

1.5. Магнитное поле

1.6. Времяпроекционные камеры

Глава 2. ВРЕМЯПРОЛЕТНЫЙ ДЕТЕКТОР

2.1. Требования к времяпролетной системе # 2.2. Описание времяпролетного детектора

2.3. Высоковольтное питание

2.4. Электроника считывания

2.5. Триггерная система
2.6. Система сбора данных
Глава 3. КАЛИБРОВКА ВРЕМЯПРОЛЕТНЫХ ИЗМЕРЕНИИ
3.1. Задача реконструкции событий
3.2. Реконструкция треков и вершины события
3.3. Коррекция геометрии детектора
3.4. Амплитудная нормировка сигналов
3.5. Коррекции и определение времени пролета частиц
Глава 4. ИДЕНТИФИКАЦИЯ ЧАСТИЦ И ПОСТРОЕНИЕ ИНКЛЮЗИВНЫХ СПЕКТРОВ
ф 4.1. Методы идентификации в эксперименте
4.2. Отбор треков по критериям качества

4.3. Параметризация йЕ/йх-т2 распределений

4.4. Построение двумерныхpt(m,)~y распределений
4.5. Моделирование в условиях эксперимента
4.6. Определение коэффициентов коррекций
4.7. Построение инклюзивных спектров частиц
Глава 5. ОБРАЗОВАНИЕ ПРОТОНОВ И ДЕЙТРОНОВ В
РЕАКЦИЯХ Pb+Pb
5.1. Введение
5.2. Отбор событий по центральности столкновений
5.3. Процедура обработки и коррекции данных
5.4. Спектры частиц по поперечной массе
5.5. Систематика параметров наклонов спектров
5.6. Анализ коалесценции дейтронов
5.7. Поперечные спектры частиц и радиальные потоки
5.8. Выводы
Глава 6. ОБРАЗОВАНИЕ АНТИПРОТОНОВ
В РЕАКЦИЯХ Pb+Pb
6.1. Введение
6.2. Спектры частиц по поперечной массе
6.3. Форма спектров частиц и параметры наклона
6.4. Выход частиц и отношение pip
6.5. Отношение выхода частиц Alp
6.6. Стоппинг барионов в столкновении ядер
6.7. Выводы
ЗАКЛЮЧЕНИЕ
ЛИТЕРАТУРА

Столкновение релятивистских тяжелых ионов представляет уникальную возможность для создания и изучения в лабораторных условиях предельно разогретой и плотной ядерной материи. Относительно дальней целью и главной мотивацией этих экспериментов является поиск существования так называемой кварк-глюонной плазмы (КГП) и изучение ее свойств.
Теория’ сильных взаимодействий, квантовая хромодинамика (КХД), предсказывает, что при высокой плотности энергии может произойти фазовый переход к совершенно новому состоянию материи - кварк-глюонной плазме [1], которая характеризуется как система, состоящая из ® свободных кварков в отличие от нормальной адронной материи, где кварки
заключены в адронах. Считается, что в начальной стадии образования, в первые микросекунды ее существования, вселенная состояла из свободных кварков. Впоследствии вселенная быстро расширялась и охлаждалась, и кварки оказались в адронах в связанном состоянии, ф В настоящее время единственной возможностью обнаружить материю
в фазе КГП являются нейтронные звезды, обладающие высокой плотностью , и, возможно, столкновения тяжелых ионов при релятивистских энергиях, в
результате чего на короткое время создается область с достаточно высокой плотностью энергии. Фазовая диаграмма, связывающая температуру и барионную плотность в адронной материи и в случае КГП представлена на

рис. 1. Она ' демонстрирует ожидаемую область перехода между этими состояниями материи. Отмечены области перехода к КГП на существующих и будущих ускорителях тяжелых ионов. Очевидно, что критическая температура для фазового перехода Тс зависит о плотности. Так, для низких • плотностей температура оценивается как Тс » 150 MeV.

При выполнении последующих коррекций удобно вычитать найденную константу Т0 из распределения (Т-Тж), сдвигая тем самым распределения для всех счетчиков к нулю. При этом очевидно, что полученное распределение представляет собой распределение корректирующего множителя. Как было отмечено, для получения «истинного» времени пролета необходимо учитывать время распространения света от точки попадания частицы в сцинтиллятор до фотокатода, а также зависимость момента срабатывания формирователя от амплитуды сигнала в счетчике. Указанные коррекции проводятся последовательно.
На рис. 21 показано двумерное распределение (Т-Тж) от координаты х. Эта зависимость хорошо описывается полиномом 2-й степени:
Т-Т„ = а0 + сцх + а2х2. (б)
На этом же рисунке представлено скорректированное на х распределение (Т-Тк). Величина коррекции равна примерно 150-300 пс. Здесь же показана зависимость (Т-Тп) от амплитуды сигнала <2„0гт- Данная зависимость также фитируется полиномом 2-й степени. Величина этой коррекции составляет примерно 50 пс. Такая последовательность операций производится для всех счетчиков времяпролетного детектора. Полученные в результате константы коррекций помещаются в базу данных и используются в дальнейшем при реконструкции событий. В зависимости от амплитуды в счетчике Э1 время выработки стартового сигнала также меняется. Как оказалось, эта зависимость хорошо описывается линейной функцией (рис. 22а), а коррекция составляет ~ 30-50 пс (рис. 22Ь). Кроме того, существует долговременная нестабильность параметров временных каналов (дрейф), для коррекции которой применяется следующая процедура. В каждом событии выделяются только пионы, количество которых составляет 25-40 частиц, а затем после применения всех коррекций для каждого пиона определяется величина (Т - Тж), после чего для всех пионов в каждом событии вычисляется среднее значение в распределении (Т-Тх).