1. На главную
  2. Электронные версии
  3. Известия РАН. Серия физическая
  4. T. 83, № 9, 2019

Известия РАН. Серия физическая, 2019, T. 83, № 9, стр. 1264-1269

Новый детектор для изучения кумулятивных событий в адронных столкновениях

Т. В. Лазарева 1, *, Ф. Ф. Валиев 1, В. И. Жеребчевский 1, Д. Г. Нестеров 1, Г. А. Феофилов 1

1 Федеральное государственное бюджетное образовательное учреждение высшего образования “Санкт-Петербургский государственный университет”
Санкт-Петербург, Россия

* E-mail: st023928@student.spbu.ru

Поступила в редакцию 12.11.2018
После доработки 08.04.2019
Принята к публикации 27.05.2019

Полный текст (PDF)

Аннотация

Увеличение светимости современных ускорителей позволяет расширить диапазон исследований в экспериментах на фиксированных мишенях в области физики высоких энергий. В этой связи открываются новые перспективы для изучения так называемых кумулятивных процессов. Особый интерес представляет изучение корреляций между рождением кумулятивных частиц и частиц, содержащих странные кварки и тяжелые ароматы, усиление выхода которых ожидается в кумулятивных процессах. В работе представлена концепция нового детектора для регистрации частиц, возникающих в адрон-адронных столкновениях в кумулятивных процессах, и приводятся соответствующие результаты моделирования.

ВВЕДЕНИЕ

Кумулятивный эффект – это процесс образования частиц в области, кинематически запрещенной для реакций на свободных нуклонах. Для объяснения такого рода эффектов Д.И. Блохинцевым в 1957 году [1], на основе анализа первых экспериментальных результатов по регистрации частиц в кумулятивной области [2, 3], была выдвинута гипотеза о ядерных флуктонах, состоящих из нескольких нуклонов и представляющих собой сгустки холодной плотной ядерной материи. Этот эффект был подтвержден группой А.М. Балдина и В.С. Ставинского в Дубне, в 1971 году, в экспериментах на первых релятивистских пучках дейтронов [4–6], давших начало развитию релятивистской ядерной физики. В этих экспериментах наблюдали рождение пи-мезонов, импульс которых почти вдвое превышал импульс (на нуклон) налетающих дейтронов.

Теоретические работы по описанию кумулятивных процессов можно условно разделить на два больших класса – это так называемые “холодные” [7–16] и “горячие” модели [21–23] (см. более подробное обсуждение ниже в разделе 1). В некоторых специфических случаях необходимо также учитывать вклад процессов перерассеяния на нескольких нуклонах ядра, происходящий на больших (ядерных) расстояниях [17–19]. В пользу “холодных” моделей свидетельствует то, что идеи работы [13] о возможности существования в ядерной материи так-называемых коротко-действующих нуклонных корреляций, нашли относительно недавно подтверждение в опытах по глубоко-неупругому рассеянию электронов [14]. С одной стороны это косвенно подтверждает гипотезу флуктона, а с другой стороны открывает новые возможности исследований в кумулятивных процессах различных фундаментальных эффектов (удержание цвета, разделение роли морских и валентных кварков в различных процессах и т.д.).

Интересный новый механизм рождения странных и мультистранных гиперонов, а также и тяжелых ароматов в результате фрагментации флуктона в кумулятивном процессе был предложен в работе [20]. Данные идеи могут быть проверены в планируемых экспериментах на высокоинтенсивных пучках ядер и на установках нового поколения, использующих современные технологии регистрации частиц. В частности, использование монолитных активных пиксельных сенсоров (МАПС) при создании вершинных детекторов, делает возможным прецизионные исследования редких процессов с участием тяжелых ароматов.

В данной работе представлена концепция нового детектора для регистрации частиц и исследования различных корреляций, возникающих в адрон-адронных столкновениях в кумулятивных процессах, и приводятся соответствующие результаты моделирования.

1. ТЕОРЕТИЧЕСКОЕ ОПИСАНИЕ

С современной точки зрения флуктоны в ядрах могут быть интерпретированы как многокварковые кластеры (6q-, 9q-, 12q- и т.д.), хотя единой экспериментально подтвержденной теории не существует. Теоретические модели описания кумулятивного эффекта можно разделить на два основных класса. Первый – так называемые “холодные” модели [7–16]. В них предполагается, что многокварковые кластеры (малонуклонные корреляции) существуют в ядрах до столкновения, обладают высокой плотностью и не нагреты, что позволяет рассматривать их как состояние материи, подобное веществу в центре нейтронных звезд.

Образование частиц в запрещенной области можно объяснить различными механизмами для нуклонов и мезонов. Один из возможных механизмов – это фрагментация одного быстрого кварка из флуктона в кумулятивный адрон [7–9], при этом одному кварку из флуктона передается импульс всех других кварков флуктона. Этот механизм доминирует при описании выходов кумулятивных мезонов [19]. Второй механизм [8] доминирует при описании образования кумулятивных нуклонов [19]. В этом случае импульс всех кварков флуктона передается трем кваркам, формирующим кумулятивный нуклон посредством механизма когерентной коалесценции (CQC) [8].

В контексте данных моделей можно рассматривать возможность дополнительного образования странных частиц и частиц, содержащих тяжелые ароматы, в результате взаимодействия налетающей частицы с остатком флуктона, компенсирующим импульс кумулятивной частицы [20]. При этом в эксперименте необходимо будет изучать корреляцию между образованием кумулятивных частиц и частиц, содержащих тяжелые ароматы в разрешенной области.

Второй класс моделей – “горячие” модели [21–23], согласно которым образование кластера в ядре происходит либо в момент столкновения (при этом кластер представляет собой каплю горячей кварк-глюонной плазмы), либо в процессе последовательных бинарных столкновений (налетающая частица последовательно сталкивается с одиночными нуклонами) с образованием резонансного состояния, распадающегося с рождением частиц в запрещенной области. Несмотря на то, что данный класс моделей качественно хорошо описывает большинство кумулятивных спектров, с помощью таких моделей невозможно описать кумулятивные явления в процессах глубоко-неупругого рассеяния электронов на ядрах [14]. Тем не менее, ряд генераторов событий (URQMD [24], модель FRITIOF [25]), используемых для моделирования рождения частиц в столкновениях в физике высоких энергий, строится по принципу последовательных бинарных столкновений (как и резонансные модели), что позволяет использовать их для качественной оценки выхода кумулятивных частиц.

2. ЭКСПЕРИМЕНТАЛЬНЫЕ ОСОБЕННОСТИ КУМУЛЯТИВНОГО ЭФФЕКТА

Первые эксперименты А.М. Балдина и В.С. Ставинского [4–6] вызвали интерес к кумулятивному эффекту и обусловили постановку целой серии подобных экспериментов в течение последующих десятилетий. В этих экспериментах был выявлен ряд важных закономерностей в образовании кумулятивных частиц [6]. Одной из закономерностей можно считать слабую зависимость инклюзивных сечений рождения кумулятивных частиц от энергии налетающей частицы: уже при импульсе налетающей частицы в несколько ГэВ/с сечение достигает плато. Другой особенностью является экспоненциальная зависимость инклюзивного сечения от импульса кумулятивной частицы.

К наиболее распространенным способам изучения кумулятивных частиц относится регистрация частиц преимущественно в задней полусфере в экспериментах с фиксированной мишенью. В данном случае, практически все частицы, вылетающие из ядра-мишени назад относительно направления падающего пучка, будут кумулятивными. При этом, с ростом угла вылета частиц (по отношению к направлению пучка), сечение рождения кумулятивных частиц значительно падает. Из-за чрезвычайно малых сечений кумулятивного эффекта, измерения проводили главным образом для импульса кумулятивных частиц, не превышающего 1.5–2.0 ГэВ/с. Последние результаты, полученные для области с высоким поперечным импульсом, вплоть до 3.5 ГэВ/с, показали те же характеристики, что и в предыдущих исследованиях [26]. Новые экспериментальные возможности и увеличение светимости современных ускорителей позволят расширить область исследований кумулятивного эффекта. Одним из новых подходов к экспериментальному исследованию кумулятивного эффекта, предлагаемых в данной работе, является исследование корреляций между кумулятивными частицами и некумулятивными фрагментами в передней области, в частности частицами, содержащими тяжелые ароматы [21].

2.1. Оценка выхода кумулятивных частиц

Для количественной оценки (в первом приближении) выхода кумулятивных частиц, необходимой для выбора наиболее оптимального импульсного диапазона регистрации, а также для проверки возможностей моделирования процессов рождения частиц при помощи различных генераторов событий, воспользуемся эмпирической формулой, связывающей экспериментально измеренное значение инвариантного инклюзивного сечения рождения кумулятивных протонов в реакции p + A → P + X с параметрами детекторной системы и выходом частиц [27]:

(1)
$E\frac{{{{d}^{3}}\sigma }}{{d{{p}^{3}}}} = \frac{E}{{{{p}^{2}}}}\frac{{{{d}^{2}}\sigma }}{{dpd\Omega }} = \frac{E}{{{{p}^{2}}}}\frac{A}{{{{N}_{A}}\rho t}}\frac{1}{{\varepsilon \Delta P\Delta \Omega }}\frac{1}{{{{N}_{{{\text{prot}}}}}}}N,$
где:

$E\frac{{{{d}^{3}}\sigma }}{{d{{p}^{3}}}}$ – инвариантное инклюзивное сечение, E – энергия кумулятивной частицы, p – импульс кумулятивной частицы, A – атомный номер мишени, NA – число Авогадро, ρ – плотность мишени, t – толщина мишени, ΔP и ΔΩ – акцептанс установки по импульсу и углу, ε – эффективность детектора, Nprot – полное число протонов, прошедших через мишень, N – число зарегистрированных кумулятивных протонов с данным импульсом.

В данном случае были использованы экспериментальные данные по инклюзивным сечениям выхода кумулятивных частиц [26]. Также для оценки выхода кумулятивных частиц использовались следующие приближения:

• зависимость инклюзивного сечения от импульса кумулятивной частицы может быть выражена как b exp(−p/p0) [6];

• инклюзивное сечение, нормированное на атомный номер мишени A слабо зависит от A при A > 100 [6];

• зависимость инклюзивного сечения от угла a exp(w cos(θ)) [6].

Оценка была проведена для столкновения 106 протонов с импульсом 400 ГэВ/с для свинцовой мишени, толщиной 1 мм. Отдельно был проведен расчет выхода кумулятивных частиц, наблюдаемых во всем диапазоне углов для определенных импульсов и расчет выхода кумулятивных частиц, вылетающих под определенными углами во всем диапазоне импульсов. Особый интерес представлял диапазон импульсов 1.5–4 ГэВ/с, в котором сечение чрезвычайно мало, но выход частиц ожидать все еще можно. Результаты вычислений представлены в табл. 1 и 2.

Таблица 1.  

Расчет выхода кумулятивных протонов в реакции p + A → P + X для 106 протонов в пучке, в диапазоне импульсов кумулятивных протонов 1.5–4 ГэВ/с

Угол вылета, градусы Полное число образовавшихся
кумулятивных протонов
70 ± 4 3.2 ± 0.2
90 ± 4 0.3 ± 0.02
119 ± 4 0.038 ± 0.003
137 ± 4 0.0121 ± 0.0009
160 ± 4 0.0053 ± 0.0003
Таблица 2.  

Расчет выхода кумулятивных протонов в реакции p + A → P + X для 106 протонов в пучке, в диапазоне углов вылета кумулятивных протонов 20°–175°

Импульс кумулятивного протона, ГэВ/с Полное число образовавшихся
кумулятивных протонов
2 ± 0.01 1.6 ± 0.2
3 ± 0.01 (8.9 ± 0.1) ∙ 10–2
4 ± 0.01 (4.87 ± 0.05) ∙ 10–3

2.2. Моделирование импульсных распределений кумулятивных частиц

Для моделирования и анализа импульсных распределений количества кумулятивных частиц, возникающих в столкновениях протонов со свинцовой мишенью, использовался программный пакет GEANT4. GEANT4 позволяет проводить моделирование процессов прохождения элементарных частиц через вещество с использованием методов Монте-Карло. Один из стандартных генераторов событий в пакете GEANT4 основан на модели последовательных бинарных столкновений FRITIOF [25] (аналогичной модели резонансного рождения кумулятивных частиц) и может использоваться в качестве генератора кумулятивных частиц при разработке детектора для их регистрации. Для оценки эффективности данной модели было проведено моделирование рождения частиц в области перед мишенью (задняя полусфера) при столкновении 106 протонов с импульсом 400 ГэВ/с со свинцовой мишенью толщиной 1 мм (аналогично расчетам в предыдущем пункте). На рис. 1 представлена зависимость числа кумулятивных частиц в задней полусфере от их импульса для кумулятивных протонов (рис. 1а), пионов (рис. 1б) и каонов (рис. 1в). Как видно из полученных распределений для протонов и пионов (рис. 1а, 1б), спектр частиц, полученный в рамках модели FRITIOF, носит экспоненциальный характер, как и реальные распределения. Количество рожденных протонов в области больших испульсов по порядку величины совпадает с количественной оценкой, проведенной в предыдущем пункте. Кроме того, модель FRITIOF позволяет ожидать выход частиц со странностью (каонов), которые также наблюдали в экспериментах. Таким образом, можно сделать вывод, что моделирование импульсных распределений кумулятивных частиц в рамках FRITIOF (см. рис. 1) дает удовлетворительные результаты, как по порядку величины, так и по характеру спектра кумулятивных частиц.

Рис. 1.

Зависимость числа кумулятивных частиц (n) в задней полусфере от их импульса. Слева направо: спектр кумулятивных протонов, спектр кумулятивных пионов, спектр кумулятивных каонов.

3. КОНЦЕПЦИЯ НОВОГО ДЕТЕКТОРА ДЛЯ РЕГИСТРАЦИИ КУМУЛЯТИВНЫХ ЧАСТИЦ

Основываясь на результатах проведенного моделирования, можно сформулировать основные требования к новой детекторной системе для регистрации кумулятивных частиц и исследований различных корреляций:

• Для регистрации максимально возможного числа кумулятивных событий, в том числе в области больших импульсов, детектор должен обладать низким уровнем шума.

• Регистрация корреляций между кумулятивными частицами и некумулятивными фрагментами в передней области, помимо геометрической составляющей, требует быстродействия всех детекторных систем.

• При исследовании корреляций, для регистрации частиц с тяжелыми ароматами необходимо ввиду малых времен жизни (cτ ~ 130 μ) качественное восстановление трека и вершины, соответственно высокая гранулярность детектора и близкое расположение его первого слоя к мишени для регистрации короткоживущих распадов.

Предварительный вариант геометрии и основных элементов трековой системы для поиска кумулятивных эффектов представлен на рис. 2. Детектор состоит из восьми цилиндрических слоев, окружающих мишень с обеих сторон в диапазоне углов 20°–175°, оставляя открытым пространство для прохождения пучка. Помимо кумулятивного детектора схематично изображена часть вершинного трекера, состоящего из пиксельных детекторов, предназначенных для реконструкции треков частиц, летящих вперед с небольшим отклонением от оси пучка. В настоящий момент оптимизацию расположения слоев детектора не проводили, все значения указаны с учетом предварительных расчетов.

Рис. 2.

Поддерживающая структура модернизированной внутренней трековой системы эксперимента ALICE [28, 29].

Для эффективной реконструкции треков заряженных частиц используются детекторы с высокой гранулярностью – большим количеством элементарных детектирующих устройств на единицу площади. Одними из наиболее подходящих для решения таких задач детекторами являются пиксельные детекторы на основе МАПС с использованием КМОП технологий семейства ALPIDE (ALicePIxelDEtector) [21]. Эти детекторы разработаны коллаборацией ALICE в рамках модернизации внутренней трековой системы эксперимента ALICE (ЦЕРН). Пиксельные детекторы семейства ALPIDE могут обеспечить пространственное разрешение треков на уровне 5 мкм, при эффективности регистрации 99.9%. Эффективное время обработки сигнала сенсорами составляет ~5 мкс, а уровень шума (число шумовых срабатываний пикселя на событие) – Fake Hit Rate (FHR) – при определенных параметрах front-end электроники пикселя много меньше 10–6 срабатываний на событие на пиксель. Модернизированная внутренняя трековая система эксперимента ALICE состоит из цилиндрических слоев пиксельных детекторов, смонтированных на сверхлегких поддерживающих углепластиковых конструкциях, обеспечивающих рекордную радиационную прозрачность и жидкостное охлаждение (рис. 3) [28, 29]. Использование как минимум трех цилиндрических слоев вокруг мишени совместно с вершинным детектором в передней области обеспечит регистрацию частиц и их корреляций в максимально широком диапазоне углов.

Рис. 3.

Предварительный проект геометрии детектора для регистрации кумулятивных частиц. 1 – мишень; 2 – три слоя пиксельных детекторов для реконструкции треков заряженных частиц. Радиусы слоев 2.3, 3.1, 3.9 см (соответствует оригинальной конструкции ALICE); 3 – четыре слоя двусторонних стриповых детекторов для дополнительного трекинга и идентификации частиц в области низких энергий, предварительные радиусы слоев 5, 10, 15, 20 см; 4 – четыре пиксельных слоя вершинного детектора. Расстояние до слоев также 5, 10, 15, 20 см; 5, 6 – радиатор и фотодетектор RICH-детектора.

Для идентификации частиц при малых импульсах и дополнительного трекинга предлагается добавить к уже существующим слоям пиксельных детекторов слои стриповых детекторов, как это было реализовано в трековой системе эксперимента ALICE [30]. Эти детекторы обеспечивают идентификацию частиц в импульсном диапазоне до 0.6 ГэВ/с для разделения π–K и 0.9 ГэВ/c для выделения протонов. Предположительно, для трекинга будет достаточно четырех слоев таких детекторов, при этом их суммарная толщина составить порядка 1200 мкм.

При условии, что вероятность рождения кумулятивной частицы в задней полусфере с импульсом выше 4 ГэВ/с крайне мала, а также для достижения максимальной компактности детектора, наиболее оптимальным вариантом для идентификации кумулятивных частиц является использование Черенковских детекторов кольцевого изображения или RICH-детекторов (Ring Imaging Cherenkov) c жидкостным или аэрогелевым радиатором [31].

ЗАКЛЮЧЕНИЕ

В данной работе была предложена концепция новой детекторной системы для поиска кумулятивных эффектов в релятивистских столкновениях на фиксированной мишени. Проведено подробное теоретическое изучение различных моделей кумулятивного эффекта, на основании которого был разработан предварительный вариант геометрии трековой системы и основных ее элементов. Предложенный детектор обеспечивает возможность детального изучения кумулятивных процессов, в частности, корреляции кумулятивных частиц с частицами в некумулятивной области, содержащими странные кварки и тяжелые ароматы. Дальнейшая работа над этим проектом будет включать в себя оптимизацию геометрии детектора и дополнительную модификацию элементов предложенной системы в соответствии с результатами моделирования.

Авторы выражают признательность проф. В.В. Вечернину за постоянный интерес к данной работе. Работа выполнена при финансовой поддержке РНФ в рамках научного проекта № 16-12-10176.

Список литературы

  1. Blokhintsev D.I. // ZhETF. 1957. V. 33. P. 1295.

  2. Leksin G.A. et al. // ZhETF. 1957. V. 32. P. 445.

  3. Azhgirej L.S. et al. // ZhETF. 1957. V. 33. P. 1185.

  4. Балдин А.М. // Кр. сообщ. по физ. 1971. Т. 1. С. 35.

  5. Бaлдин A.M. // ЯФ. 1973. T. 18. C. 79.

  6. Stavinsky V.S. // Phys. Elem. Part. Atom. Nucl. 1979. V. 10. № 5. P. 949.

  7. Braun M.A., Vechernin V.V. // Nucl. Phys. B. 1994. V. 427. P. 614.

  8. Braun M.A., Vechernin V.V. // Phys. Atom. Nucl. 1997. V. 60. P. 432.

  9. Braun M.A., Vechernin V.V. // Phys. Atom. Nucl. 2000. V. 63. P. 1831.

  10. Braun M.A., Vechernin V.V. // Theor. Math. Phys. 2004. V. 139. P. 766.

  11. Frankfurt L.L., Strikman M.I. // Phys. Lett. B. 1977. V. 93.

  12. Frankfurt L.L., Strikman M.I. // Sov. J. Nucl. Phys. 1977. V. 25. P. 625.

  13. Frankfurt L.L., Strikmann M. I. // Phys. Elem. Part. Atom. Nucl. 1980. V. 11. P. 571.

  14. Egiyan K.S. et al. // Phys. Rev. Lett. 2006. V. 96. Art. № 082501.

  15. Frankel S. // Phys. Rev. Lett . 1977. V. 38. P. 1338.

  16. Kopeliovich V.B. // JETP Lett. 1976. V. 23. P. 313.

  17. Браун М.А., Вечернин В.В. // ЯФ. 1978. Т. 28. С. 1466.

  18. Браун М.А., Вечернин В.В. // ЯФ. 1986. Т. 43. С. 1579.

  19. Vechernin V.V. // AIP Conf. Proc. 2016. V. 1701. Art. № 060020.

  20. https://indico.cern.ch/event/640167/contributions/ 2596546/attachments/1460806/2256337/Vechernin-VD.ppt.

  21. Bogatskaya I.G., Chiu C.B., Gorenstein M.I., Zinovjev G.M. // Phys. Rev. C. 1980. V. 22. № 1. P. 209.

  22. Anchishkin D.V., Gorenstein M.I., Zinovjev G.M. // Phys. Lett. B. 1982. V. 108. № 1. P. 47.

  23. Motornenko A., Gorenstein M.I. // arXiv:1604.04308. 2016.

  24. https://urqmd.org/.

  25. https://indico.cern.ch/event/232125/contributions/ 1541450/.

  26. Bayukov Y.D., Efremenko V.I., Frankel S. et al. // Phys. Rev. C. 1979. V. 20. № 2. P. 764.

  27. Ammosov V.V., Antonov N.N., Baldin A.A. et al. // Phys. Atom. Nucl. 2013. V. 76. P. 1213.

  28. Abelev B. et al. // J. Phys. G. 2014. V. 41. Art. № 087002

  29. Zherebchevsky V.I., Altsybeeva I.G., Feofilov G.A. et al. // JINST. 2018. V. 13. Art. № T08003.

  30. Coffin J. // Nucl. Phys. A. 1999. V. 661. № 1. P. 698.

  31. Lippmann C. // Nucl. Instr. Meth. A. 2012. V. 666. P. 148.

Дополнительные материалы отсутствуют.

Инструменты

следующая статья выпуска предыдущая статья выпуска содержание выпуска

Известия РАН. Серия физическая

Архивы выпусков Информация о журнале Отправить рукопись в журнал