ЖЭТФ, 2019, том 155, вып. 4, стр. 686-692

МЕХАНИЗМЫ ПОДАВЛЕНИЯ B-МЕЗОНОВ

В УЛЬТРАРЕЛЯТИВИСТСКИХ СОУДАРЕНИЯХ

ТЯЖЕЛЫХ ИОНОВ

И. П. Лохтинa*, А. А. Сидорова^b

^a Московский государственный университет им. М. В. Ломоносова,

Научно-исследовательский институт ядерной физики им. Д. В. Скобельцына

119991, Москва, Россия

^b Московский государственный университет им. М. В. Ломоносова, физический факультет

119991, Москва, Россия

Поступила в редакцию 8 августа 2018 г.,

после переработки 8 августа 2018 г.

Принята к публикации 8 октября 2018 г.

Проведен сравнительный анализ различных механизмов подавления выхода B-мезонов в соударениях

ионов свинца при энергии Большого адронного коллайдера

√sNN = 5.02 ТэВ. Показано, что экспе-

риментально наблюдаемая слабая импульсная зависимость фактора подавления B-мезонов может быть

воспроизведена моделью HYDJET++ в случае учета ядерного экранирования начальных партонных рас-

пределений и радиационных и столкновительных потерь энергии тяжелых кварков в горячей материи.

При этом выявлено существенное различие в степени влияния эффектов начального и конечного состо-

яний на подавление выхода легких и тяжелых адронов.

DOI: 10.1134/S0044451019040114

золото-золото

√s_NN = 200 ГэВ) и на Большом ад-

ронном коллайдере LHC в ЦЕРНе (энергия столк-

новений свинец-свинец

√s_NN = 2.76 ТэВ в сеансах

1. ВВЕДЕНИЕ

2010 и 2011 гг. и 5.02 ТэВ в сеансе 2015 г.; cледую-

Теоретическое и экспериментальное исследова-

щий сеанс с пучками ионов свинца на LHC заплани-

ние свойств ядерной материи в условиях экстре-

рован на конец 2018 г. перед двухлетней остановкой

мально высоких температур и плотностей энергии

коллайдера на плановую модернизацию). Первые

является одним из наиболее динамично развиваю-

указания на формирование нового состояния кварк-

щихся направлений современной физики высоких

глюонной материи (КГМ), такие как аномальное

энергий [1-3]. В лабораторных условиях пучки реля-

подавление выхода J/ψ-мезонов, тепловое излуче-

тивистских ядер впервые были получены в 1970 г. на

ние фотонов и лептонных пар, усиленный выход

синхрофазотроне ОИЯИ (Дубна) при энергии E =

«странных» адронов, были получены в эксперимен-

= 1-4 ГэВ на нуклон. Впоследствии тяжелые ионы

тах на SPS [4]. Совокупность данных, полученных в

были ускорены до высоких энергий и в других ядер-

дальнейшем в соударениях тяжелых ионов на RHIC

ных центрах. К настоящему времени накоплен зна-

и LHC (подавление выхода кваркониев и жест-

чительный экспериментальный материал по различ-

ких адронов, модификация характеристик адрон-

ным физическим наблюдаемым в соударениях тяже-

ных струй, азимутальная анизотропия потока час-

лых ионов на ускорителе SPS в ЦЕРНе (эксперимен-

тиц, дальнодействующие азимутальные корреляции

ты с фиксированной мишенью, максимальная энер-

и др.) свидетельствуют о проявлении коллектив-

гия столкновений свинец-свинец на пару нуклонов

ных эффектов на партонном уровне и согласуются

в системе центра масс

√s_NN = 17 ГэВ), на коллай-

с предположением о формировании горячей сильно-

дере RHIC в Брукхейвенской национальной лабора-

взаимодействующей материи с гидродинамически-

тории США (максимальная энергия столкновений

ми свойствами («кварк-глюонная жидкость»), ко-

торая поглощает высокоэнергичные кварки и глюо-

^* E-mail: Igor.Lokhtin@cern.ch

686

ЖЭТФ, том 155, вып. 4, 2019

Механизмы подавления B-мезонов.. .

ны вследствие их многократного рассеяния и потерь

ных механизмов подавления их выхода при боль-

энергии [5-10].

ших поперечных импульсах, что и является основ-

Процессы жесткого рождения частиц (т. е. иду-

ной целью настоящей работы. Для моделирования

щие с большими поперечными импульсами p_T или

событий использовалась двухкомпонентная модель

массами M много больше характерного масшта-

Монте-Карло HYDJET++ [29, 30], конечное состоя-

ба конфайнмента в квантовой хромодинамике, p_T ,

ние реакции в которой представляет собой суперпо-

M ≫ 200 МэВ) интересны, прежде всего, тем, что

зицию двух независимых компонент: мягкой гидро-

они несут информацию о самых начальных стади-

динамической и жесткой струйной. Эта модель хо-

ях эволюции соударений тяжелых ионов. Одним из

рошо описывает полученные в соударениях ионов

основных жестких тестов КГМ является поглоще-

свинца при энергии

√s_NN = 2.76 ТэВ данные по

ние в ней высокоэнергичных струй цветозаряжен-

p_T -спектрам и факторам подавления как инклюзив-

ных кварков и глюонов — так называемое «гашение

ных (легких) адронов [31], так и D-мезонов [28, 32],

струй» (“jet quenching”) [11-18]. Ряд наблюдаемых в

что дает основание применить ее для расчета ана-

соударениях ионов свинца на LHC эффектов, таких

логичных характеристик B-мезонов.

как подавление выхода адронов и адронных струй

с большими поперечными импульсами, модифика-

2. МОДЕЛИРОВАНИЕ РОЖДЕНИЯ

ция внутренней структуры струй, разбалансировка

B-МЕЗОНОВ С ПОМОЩЬЮ ГЕНЕРАТОРА

поперечной энергии в процессах парного рождения

СОБЫТИЙ HYDJET++

струй и в процессах рождения струи в сопровож-

дении фотона или Z-бозона, согласуются с наличи-

Для моделирования рождения B-мезонов в

ем потерь энергии жестких партонов в КГМ [19].

соударениях свинец-свинец при энергии

√s_NN =

При этом до сих пор не до конца проясненным оста-

5.02

ТэВ использовался генератор событий

ется вопрос о механизмах потерь энергии тяжелых

HYDJET++, конечное состояние реакции в ко-

кварков в горячей среде, которые могут отличаться

тором представляет собой суперпозицию двух

от аналогичных процессов с участием легких квар-

независимых компонент: мягкой гидродинамичес-

ков и безмассовых глюонов, в частности, вследствие

кой (процессы рождения с малыми поперечными

эффекта «мертвого конуса» — подавления глюон-

импульсами,

«термализованная» компонента) и

ной радиации в направлении движения тяжелого

жесткой струйной (процессы рождения с большими

кварка [20]. Информация о механизмах потерь энер-

поперечными импульсами,

«нетермализованная»

гии тяжелых кварков может быть получена на ос-

компонента). Детальное описание модели можно

нове сравнительного анализа картины подавления

найти в работах [29, 30]. Поскольку для сравне-

легких адронов и адронов с содержанием тяжелых

ния с доступными данными [27] рассматривалось

кварков — D- и B-мезонов, которые содержат в сво-

рождение B-мезонов с большими поперечными

ем составе соответственно c- и b-кварк. Экспери-

импульсами, p_T > 7 ГэВ/c, в проводимом исследо-

ментально наблюдаемое в соударениях ионов свинца

вании использовалась только жесткая компонента

на LHC значительное подавление выхода жестких

HYDJET++, процедура моделирования которой

D-мезонов [21-26] и B-мезонов [27] согласуется с на-

кратко представлена в данном разделе.

личием потерь энергии тяжелых кварков в среде,

Основой для моделирования многопартонного

что приводит к необходимости дальнейшей модель-

струйного состояния в HYDJET++ является гене-

ной интерпретации полученных результатов.

ратор событий PYQUEN (PYthia QUENched) [33],

В предыдущей работе [28] было показано, что

модифицирующий полученные с помощью генера-

при энергиях LHC (в отличие от энергий RHIC)

тора адрон-адронных взаимодействий PYTHIA [34]

значительная часть D-мезонов находится в кине-

характеристики партонных струй с учетом много-

тическом равновесии с образованной в соударени-

кратного рассеяния и радиационных и столкнови-

ях тяжелых ионов адронной материей, что может

тельных потерь энергии жестких кварков и глюо-

свидетельствовать о высокой степени термализации

нов в расширяющейся КГМ. Последующая адрони-

c-кварков в КГМ. В то же время масса b-квар-

зация модифицированных в среде партонных собы-

ков слишком велика, чтобы говорить об их тер-

тий проводится в соответствии с лундовским струн-

мализации в среде. В данной ситуации специфиче-

ным механизмом, который используется в PYTHIA.

ский интерес к изучению рождения B-мезонов в со-

Радиационные потери энергии безмассового

ударениях тяжелых ионов обусловлен, прежде все-

кварка на единицу длины dE^rad/dl вычисляются в

го, выявлением и сопоставлением вклада различ-

рамках модели BDMPS [35-37]:

687

И. П. Лохтин, А. А. Сидорова

ЖЭТФ, том 155, вып. 4, 2019

dE^rad

2α_sμ2DC

ся в рамках одномерной гидродинамики c рожде-

πL

нием частиц на гиперповерхности одинакового соб-

∫E

[

]

ственного времени τ [41]. Интенсивность перерас-

x²

× dω 1 - x +

ln |cos (ω₁τ₁)|,

сеяния в PYQUEN определяется, главным обра-

(1)

μ2Dλg

зом, начальной максимальной температурой Tmax0

√ (

)

сгустка КГМ, сформированной в области перекры-

C_R

μ²

λ_g

ω₁ = i

1-x+

x²

κ ln

κ=

тия сталкивающихся ядер. Начальная температу-

ω(1-x)

ра Tmax0(b = 0) для центральных соударений ионов

является входным параметром модели; для нецент-

Здесь L — поперечный размер горячей области

ральных соударений c параметром удара b = 0 на-

КГМ, λ_g = 1/(σ_gρ) — длина свободного пробега глю-

чальная температура Tmax0(b) вычисляется из усло-

она (ρ ∝ T³ — плотность среды при температуре T ,

вия, что соответствующая плотность энергии ε₀(b)

σ_g — интегральное сечение рассеяния глюона в сре-

пропорциональна отношению функции ядерного пе-

де), τ₁ = L/(2λ_g), x = ω/E — часть уносимой глю-

рекрытия к поперечной площади области перекры-

оном энергии жесткого кварка, α_s — бегущая кон-

тия. При этом плотность поперечной энергии в каж-

станта связи сильного взаимодействия для N_f ак-

дой точке области перекрытия полагается пропор-

тивных кварковых ароматов в среде, C_R = 4/3 —

циональной произведению функций толщины T_A

цветовой фактор кварка, μ2D ≃ 4πα_sT²(1 + N_f /6) —

двух ядер. Для моделирования соударений PbPb

квадрат дебаевской экранирующей массы. Для тя-

при

√s_NN = 5.02 ТэВ использовались начальные

желых кварков массой m_q используется обобщение

условия, близкие к условиям, использованным в ра-

формулы (1), приближение «мертвого конуса» [20]:

ботах [28,31,32]: максимальная температура глюон-



rad



rad



но-обогащенной (N_f = 0) материи Tmax0 = 1.1 ГэВ



(на 10 % выше, чем при

√s_NN = 2.76 ТэВ) в началь-



(1 + (βω)3/2)² dl



mq=0

(2)

ный момент времени τ₀ = 0.1 Фм/c.

(

)1/3 (_m

)4/3

Число жестких струй в событии моделирует-

β =

ся в соответствии с биномиальным распределением

μ²

jet

вокруг среднего значения N_A

, вычисляемого для

Из формулы (2) видно, что подавление глюонной

данной энергии пучков

√s и параметра удара b как

радиации максимально для «медленных» тяжелых

(

кварков (E ∼ m_q) и практически отсутствует в ульт-

N^jetAA

√s, p^minT) =

рарелятивистском случае (E ≫ m_q).

∫

dσ^hardNN (p_T ,

√s )

Столкновительные потери энергии на единицу

dp²

dp2T dy

длины dE^col/dl и сечение упругого рассеяния dσ/dt

p^min

жесткого кварка с энергией E и массой m_q на «тер-

∫

∞

мальных» партонах с энергией m₀ ∼ 3T ≪ E вычис-

× dψ r dr T_A(r₁)T_A(r₂)S(r₁, r₂, p_T , y).

(5)

ляются в пределе больших квадратов передач попе-

речного импульса t [38-40]:

∫

Здесь σ^inNN (√s) и dσhardNN(pT ,√s)/dp2T dy — соответ-

dE^col

dσ

(3)

ственно полное неупругое сечение и дифференци-

4Tλσ

альное сечение жестких процессов с передачей по-

μ²

перечного импульса больше минимального значения

dσ

⁼C2παs(t)E2

(4)

p^minT в нуклон-нуклонных взаимодействиях (вычис-

t²

E² - m²

ляется с помощью PYTHIA), r1,2 — поперечные рас-

стояния от вершины начального жесткого процесса

где C = 1 и 4/9 соответственно для qg- и qq-рассея-

до центра первого и второго ядер. Для моделиро-

ний, максимально возможная передача импульса

вания рождения B-мезонов с p_T > 7 ГэВ/c исполь-

зовалось значение p^minT = 5 ГэВ/c. Коэффициент

t_max =

[s - (m_q + m₀)²][s - (m_q - m₀)²],

S ≤ 1 в формуле (5) учитывает эффект ядерного

экранирования начального распределения партонов

s = 2m₀E + m²⁰ + m2q.

в нуклонах и вычисляется как

Эволюция горячей среды, в которой происхо-

дят потери энергии жестких партонов, описывает-

S = S_A(x₁,Q²,r₁)S_A(x₂,Q²,r₂),

(6)

688

ЖЭТФ, том 155, вып. 4, 2019

Механизмы подавления B-мезонов.. .

где S_A

— полученная в рамках теории Глаубе-

ра - Грибова параметризация отношения структур-

ных распределений выключено, радиационные и

ных функций нуклона в ядре A и свободного нукло-

столкновительные потери энергии партонов в среде

на [42], x1,2 — уносимые начальными партонами до-

включены;

ли импульса нуклонов, участвующих в жестком про-

(d) ядерное экранирование начальных партон-

цессе с квадратом переданного поперечного импуль-

ных распределений включено, радиационные и

са Q² = x₁x₂s. Полученный таким образом коэффи-

столкновительные потери энергии партонов в среде

циент ядерного экранирования зависит от централь-

выключены;

ности ядро-ядерного взаимодействия — для более

(e) ядерное экранирование начальных партон-

центральных соударений эффект ядерного экрани-

ных распределений и радиационные потери энергии

рования сильнее. При этом с ростом x и Q² струк-

партонов в среде включены, столкновительные по-

турных функций (а, значит, и p_T рожденных адро-

тери энергии партонов в среде выключены;

нов) влияние ядерного экранирования уменьшается,

(f) ядерное экранирование начальных партон-

т. е. при достаточно больших p_T значение коэффи-

ных распределений и столкновительные потери

циента S становится близким к 1.

энергии партонов в среде включены, радиационные

Отметим, что в генераторе событий PYTHIA,

потери энергии партонов в среде выключены.

используемом для моделирования начального пар-

Рождение жестких частиц в соударениях тяже-

тонного состояния PYQUEN/HYDJET++, пары тя-

лых ионов характеризуется фактором ядерной мо-

желых кварков рождаются как непосредственно в

дификации R_AA, который определяется как отно-

начальных жестких партон-партонных рассеяниях,

шение числа частиц N в ядро-ядерных (AA) и про-

так и в партонных ливнях, инициированных легки-

тон-протонных (pp) соударениях (при эквивалент-

ми кварками и глюонами [43-45].

ной энергии в системе центра масс на пару нук-

лонов), нормированное на среднее число бинарных

нуклон-нуклонных соударений 〈N_coll〉 для данного

класса центральности:

3. РЕЗУЛЬТАТЫ МОДЕЛИРОВАНИЯ И

СРАВНЕНИЕ С ЭКСПЕРИМЕНТАЛЬНЫМИ

d²N^AA/dy dp_T

ДАННЫМИ

R_AA(p_T ) =

(7)

〈N_coll〉 d²N^pp/dy dp

Для сравнительного анализа различных меха-

В отсутствие ядерных эффектов начального или ко-

низмов подавления B-мезонов в ультрарелятивист-

нечного состояний R_AA = 1, подавление процесса

ских ядро-ядерных взаимодействиях моделирование

имеет место, если R_AA < 1. В нашем случае для

и отбор событий проводились с такими же условия-

каждого интервала p_T фактор R_AA вычислялся как

ми, как и в эксперименте CMS [27]. С помощью гене-

отношение числа частиц в сценариях (b)-(f) к числу

ратора событий HYDJET++ моделировались соуда-

частиц в референсном сценарии (a).

рения ионов свинца при энергии

√s_NN = 5.02 ТэВ

На рис. 1 представлено сравнение смоделирован-

без ограничений на параметр удара (minimum bias),

ной p_T -зависимости фактора ядерной модификации

в которых отбирались заряженные B-мезоны с попе-

R_AA заряженных B-мезонов с данными CMS [27]

речными импульсами p_T > 7 ГэВ/c в центральной

для трех сценариев (b), (c) и (d). Можно видеть, что

области быстрот |y| < 2.4. Для поcтроения гисто-

вклады ядерного экранирования и потерь энергии

грамм использовалось (как и в данных) пять интер-

b-кварков в среде в подавление выхода B-мезонов

валов по p_T : 7-10, 10-15, 15-20, 20-30 и 30-50 ГэВ/c.

сравнимы при p_T ∼ 10 ГэВ/c; при этом с ростом

Моделирование было проведено для шести случаев:

p_T относительный вклад потерь энергии растет и

(a) ядерное экранирование начальных партон-

полностью доминирует при p_T > 30 ГэВ/c (т. е. при

ных распределений и радиационные и столкнови-

поперечных импульсах много больше масс b-кварка

тельные потери энергии партонов в среде выключе-

и B-мезона). Так как импульсные зависимости двух

ны («референсный сценарий» без ядерных эффек-

эффектов имеют противоположные направленности

тов);

(степень подавления уменьшается с ростом p_T для

(b) ядерное экранирование начальных партон-

ядерного экранирования и растет с ростом p_T для

ных распределений и радиационные и столкнови-

потерь энергии), их комбинация приводит к слабой

тельные потери энергии партонов в среде включе-

(практически постоянной) p_T -зависимости фактора

ны («базовый сценарий» с полным набором ядерных

ядерной модификации в рассматриваемой кинема-

эффектов);

тической области, что, в принципе, согласуется с

689

ЖЭТФ, вып. 4

И. П. Лохтин, А. А. Сидорова

ЖЭТФ, том 155, вып. 4, 2019

R_AA

1.0

0.9

0.8

0.7

0.6

0.5

0.4

0.3

0.2

0.1

, ГэВ/с

Рис. 1. Импульcная зависимость фактора ядерной моди-

Рис. 3. Импульcная зависимость фактора ядерной моди-

фикации заряженных B-мезонов в соударениях PbPb при

энергии

√sNN = 5.02 ТэВ для области быстрот | y |< 2.4.

энергии

√sNN = 5.02 ТэВ для области быстрот |y| < 2.4.

Точки — данные CMS [27], гистограммы — результаты мо-

делирования HYDJET++ (сплошная гистограмма — ядер-

ное экранирование и потери энергии включены; штриховая

ное экранирование и потери энергии включены; штрихо-

гистограмма — ядерное экранирование выключено, поте-

вая гистограмма — ядерное экранирование и радиацион-

ри энергии включены; пунктирная гистограмма — ядерное

ные потери включены, столкновительные потери выклю-

экранирование включено, потери энергии выключены)

чены; пунктирная гистограмма — ядерное экранирование

и столкновительные потери включены, радиационные по-

тери выключены)

R_AA

1.0

R_AA

0.9

1.0

0.8

0.9

0.7

0.8

0.6

0.7

0.5

0.6

0.4

0.5

0.3

0.4

0.2

0.3

0.1

0.2

0.1

p_T, ГэВ/с

Рис. 2. Импульсная зависимость фактора ядерной моди-

p_T, ГэВ/с

фикации инклюзивных заряженных адронов в соударени-

Рис. 4. Импульсная зависимость фактора ядерной моди-

ях PbPb при энергии

√sNN = 5.02 ТэВ для области

фикации инклюзивных заряженных адронов в соударени-

быстрот |y| < 2.4. Обозначения гистограмм (результаты

ях PbPb при энергии

√sNN = 5.02 ТэВ для области

HYDJET++) такие же, как на риc. 1

быстрот |y| < 2.4. Обозначения гистограмм (результаты

HYDJET++) такие же, как на рис. 3

экспериментальными данными (в пределах доста-

Такое различие может быть объяснено, главным об-

точно больших статистических погрешностей изме-

рений). Отметим, что ситуация качественно отли-

разом, меньшими радиационными потерями энергии

тяжелых кварков по сравнению с легкими кварками

чается от картины подавления инклюзивных (лег-

ких) адронов, степень которого в том же кинема-

(эффект «мертвого конуса»), а также разными на-

чальными импульсными распределениями и функ-

тическом диапазоне практически полностью опреде-

ляется потерями энергии партонов в среде (рис. 2).

циями фрагментации тяжелых и легких кварков.

690

ЖЭТФ, том 155, вып. 4, 2019

Механизмы подавления B-мезонов.. .

Другим интересным следствием подавления глю-

Благодарности. Авторы благодарят А. В. Бе-

онной радиации b-кварков является сравнимая сте-

ляева, Л. В. Малинину, С. В. Петрушанко,

пень вклада радиационных и столкновительных по-

А. М. Снигирева и Е. Е. Забродина за полезные об-

терь энергии в наблюдаемое подавление выхода

суждения.

B-мезонов, которая продемонстрирована на рис. 3

Финансирование работы. Работа выполнена

для сценариев (e) и (f) соответственно. Ситуация

при поддержке Российского фонда фундаменталь-

здесь также качественно отличается от случая лег-

ных исследований (грант № 18-02-00155).

ких кварков и безмассовых глюонов, радиационные

потери которых являются доминирующим механиз-

мом подавления выхода легких адронов (рис. 4).

ЛИТЕРАТУРА

Quark-Gluon Plasma, ed. by R. C. Hwa and

X.-N. Wang, World Sci. (2010).

4. ЗАКЛЮЧЕНИЕ

И. М. Дремин, А. В. Леонидов, УФН 53, 1123

(2011).

На основе модельного анализа данных Большого

R. Pasechnik and M. Sumbera, Universe 3, 7 (2017).

адронного коллайдера исследован вклад различных

механизмов подавления выхода B-мезонов в соуда-

U. Heinz and M. Jacob, arXiv:nucl-th/0002042.

рениях ионов свинца при энергии

√s_NN = 5.02 ТэВ.

I. Arsene et al. (BRAHMS Collaboration), Nucl.

Для моделирования рождения B-мезонов, учитыва-

Phys. A 757, 1 (2005).

ющего ядерные эффекты начального (ядерное экра-

нирование начальных партонных распределений) и

B. B. Back et al. (PHOBOS Collaboration), Nucl.

конечного (многократное рассеяние и радиационные

Phys. A 757, 28 (2005).

и столкновительные потери энергии жестких пар-

J. Adams et al. (STAR Collaboration), Nucl. Phys.

тонов в горячей материи) состояний, использовался

A 757, 102 (2005).

генератор событий HYDJET++.

K. Adcox et al. (PHENIX Collaboration), Nucl. Phys.

Показано, что вклады ядерного экранирования и

A 757, 184 (2005).

потерь энергии b-кварков в среде в подавление выхо-

да B-мезонов сравнимы при поперечных импульсах

B. Muller, J. Schukraft, and B. Wyslouch, Ann. Rev.

p_T ∼ 10 ГэВ/c. При этом с ростом p_T относитель-

Nucl. Part. Sci. 62, 361 (2012).

ный вклад потерь энергии по сравнению с вкладом

10.

N. Armesto and E. Scomparin, Eur. Phys. J. P 131,

ядерного экранирования растет и полностью доми-

52 (2016).

нирует при p_T > 30 ГэВ/c. Экспериментально на-

блюдаемая слабая импульсная зависимость фактора

11.

R. Baier, D. Schiff, and B. G. Zakharov, Ann. Rev.

Nucl. Part. Sci. 50, 37 (2000).

подавления B-мезонов может быть воспроизведена

моделью HYDJET++ и обусловлена комбинацией

12.

D. d’Enterria, Landolt-Bornstein 23, 471 (2010).

эффектов начального и конечного состояний, имею-

13.

U. A. Wiedemann, Landolt-Bornstein 23, 521 (2010).

щих разные импульсные зависимости. Установлено

также, что радиационные и столкновительные по-

14.

A. Accardi, F. Arleo, W. K. Brooks, D. d’Enterria,

тери энергии b-кварков в среде приводят к сопоста-

and V. Muccifora, Riv. Nuovo Cim. 32, 439 (2010).

вимой степени подавления выхода B-мезонов. Полу-

15.

A. Majumder and M. Van Leeuwen, Prog. Part. Nucl.

ченные результаты существенно отличаются от ре-

Phys. 66, 41 (2011).

зультатов для инклюзивных (легких) адронов, по-

давление выхода которых при больших поперечных

16.

Y. Mehtar-Tani, J. G. Milano, and K. Tywoniuk, Int.

импульсах практически полностью определяется ра-

J. Mod. Phys. A 28, 1340013 (2013).

диационными потерями энергии партонов в среде.

17.

G.-Y. Qin, Nucl. Phys. A 931, 165 (2014).

Такое различие может быть объяснено, главным об-

разом, подавлением глюонной радиации в направле-

18.

A. Majumder, Pramana 84, 821 (2015).

нии движения тяжелого кварка (эффект «мертвого

19.

M. Spousta, Mod. Phys. Lett. A 28, 1330017 (2013).

конуса»), а также разными начальными импульс-

ными распределениями и функциями фрагментации

20.

Yu. L. Dokshitzer and D. Kharzeev, Phys. Lett.

тяжелых и легких кварков.

B 519, 199 (2001).

691

И. П. Лохтин, А. А. Сидорова

ЖЭТФ, том 155, вып. 4, 2019

21.

B. Abelev et al. (ALICE Collaboration), JHEP 1209,

33.

I. P. Lokhtin and A. M. Snigirev, Eur. Phys. J. C 45,

112 (2012).

211 (2006).

22.

J. Adam et al. (ALICE Collaboration), JHEP 1511,

34.

T. Sjöstrand, S. Mrenna, and P. Skands, JHEP 0605,

205 (2015).

026 (2006).

23.

J. Adam et al. (ALICE Collaboration), JHEP 1603,

35.

R. Baier, Yu. L. Dokshitzer, A. H. Mueller, S. Peigne,

081 (2016).

and D. Schiff, Nucl. Phys. B 483, 291 (1997).

24.

J. Adam et al. (ALICE Collaboration), JHEP 1603,

082 (2016).

36.

R. Baier, Yu. L. Dokshitzer, A. H. Mueller, S. Peigne,

and D. Schiff, Phys. Rev. C 60, 064902 (1999).

25.

S. Acharya et al. (ALICE Collaboration), arXiv:

1804.09083.

37.

R. Baier, Yu. L. Dokshitzer, A. H. Mueller, and

D. Schiff, Phys. Rev. C 64, 057902 (2001).

26.

A. Sirunyan et al. (CMS Collaboration), Phys. Lett.

B 782, 474 (2018).

38.

J. D. Bjorken, Fermilab Preprint Pub-82/29-THY

27.

A. Sirunyan et al. (CMS Collaboration), Phys. Rev.

(1982).

Lett. 119, 152301 (2017).

39.

E. Braaten and M. Thoma, Phys. Rev. D 44, 1298

28.

И. П. Лохтин, А. В. Беляев, Г. Пониматкин,

(1991).

Е. Ю. Пронина, Г. Х. Эйюбова, ЖЭТФ 151, 285

(2017).

40.

I. P. Lokhtin and A. M. Snigirev, Eur. Phys. J. C 16,

527 (2000).

29.

I. P. Lokhtin, L. V. Malinina, S. V. Petrushanko,

A. M. Snigirev, I. Arsene, and K. Tywoniuk, Comput.

41.

J . D. Bjorken, Phys. Rev. D27, 140 (1983).

Phys. Comm. 180, 779 (2009).

42.

K. Tywoniuk, I. C. Arsene, L. Bravina, A. B. Kaida-

30.

И. П. Лохтин, Л. В. Малинина, С. В. Петрушанко,

lov, and E. Zabrodin, Phys. Lett. B 657, 170 (2007).

А. М. Снигирев, ЯФ 73, 2196 (2010).

31.

I. P. Lokhtin, A. V. Belyaev, L. V. Malinina,

43.

E. Norrbin and T. Sjöstrand, Eur. Phys. J. C 17, 137

S. V. Petrushanko, E. P. Rogochnaya, and A. M. Sni-

(2000).

girev, Eur. Phys. J. C 72, 2045 (2012).

44.

И. П. Лохтин, А. М. Снигирев, ЯФ 65, 1777 (2002).

32.

I. P. Lokhtin, A. V. Belyaev, G. Kh. Eyyubova, G. Po-

nimatkin, and E. Yu. Pronina, J. Phys. G 43, 125104

45.

I. P. Lokhtin and A. M. Snigirev, Nucl. Phys. A 702,

(2016).

346 (2002).

692