1. На главную
  2. Электронные версии
  3. Известия РАН. Серия физическая
  4. T. 84, № 10, 2020

Известия РАН. Серия физическая, 2020, T. 84, № 10, стр. 1473-1476

Рождение нейтральных пи- и эта-мезонов в малой системе столкновений гелия-3 и золота при энергии 200 ГэВ

М. А. Султанов 1, *, Я. А. Бердников 1, А. Я. Бердников 1, С. В. Жарко 1, Д. О. Котов 1

1 Федеральное государственное автономное образовательное учреждение высшего образования “Санкт-Петербургский политехнический университет Петра Великого”
Санкт-Петербург, Россия

* E-mail: malik-211212@list.ru

Поступила в редакцию 11.05.2020
После доработки 02.06.2020
Принята к публикации 26.06.2020

Полный текст (PDF)

Аннотация

Представлены результаты измерений факторов ядерной модификации (RAA) π0-мезонов в системе 3He + Au столкновений при энергиях $\sqrt {{{s}_{{NN}}}} $ = 200 ГэВ соответственно, проведенных в эксперименте PHENIX на RHIC. Величины RAA в центральных 3He + Au столкновениях составили ~0.8 в области pT > 8 ГэВ/с.

ВВЕДЕНИЕ

Кварк-глюоннная плазма (КГП) – это состояние ядерной материи в экстремальных условиях при сверхвысокой температуре [1]. Такие условия существовали в течение первых микросекунд после Большого Взрыва и достижимы, например, при столкновениях ультрарелятивистских легких и тяжелых ядер на ускорителях RHIC и LHC [2–7]. Одним из признаков образования (КГП) является эффект гашения адронных струй [8], который может быть наблюдаем и воссоздан в лабораторных условиях. Например, при центральном Au + Au столкновении можно наблюдать подавление выхода пи-мезонов в области больших значений поперечного импульса (${{p}_{T}} > 5\,\,~{{{\text{ГэВ}}} \mathord{\left/ {\vphantom {{{\text{ГэВ}}} c}} \right. \kern-0em} c}$) примерно на 80% [9]. В данной области доминирующую роль играют процессы фрагментации, в следствие которых кварки и глюоны, рождающиеся в процессе столкновения ядер, образуют адронные струи. Подавление же выхода адронов в интервале высоких поперечных импульсов связано с потерей энергии партонов в сверхгорячей и плотной среде. Важно отметить, что сравнение происходит с выходами, измеренными в протон-протонных (p + p), где КГП отсутствует. Изучение эффекта гашения адронных струй в диапазоне высоких поперечных импульсов дает возможность получить информацию о транспортных свойствах КГП [10, 11].

Для измерения эффекта гашения адронных струй в столкновениях тяжелых ядер вводят величину, называемую фактором ядерной модификации (RAA), который, по сути, является отношением выходов частиц данного типа в данной A + A системе к выходам этих же частиц в p + p столкновениях и вычисляется как:

(1)
${{R}_{{AA}}}\left( {{{p}_{T}}} \right) = \frac{{d{{N}_{{AA}}}\left( {{{p}_{T}}} \right)}}{{\left\langle {{{N}_{{{\text{столкн}}}}}} \right\rangle d{{N}_{{pp}}}\left( {{{p}_{T}}} \right)}},$
где $d{{N}_{{AA}}}$ ($d{{N}_{{pp}}}$) – выходы частиц, измеренные в A + A (p + p) столкновениях, $\left\langle {{{N}_{{{\text{столкн}}}}}} \right\rangle $ – среднее число парных неупругих нуклон-нуклонных столкновений. Все измерения для (1) проводятся при определенной центральности столкновений, которая определяет величину площади перекрытия взаимодействующих ядер. Для описания величины центральности обычно пользуются процентами, а именно, центральным столкновениям, в которых ядра практически полностью перекрываются, соответствует центральность ~0–20%, тогда как для области малых перекрытий центральность принимает значения ~60–90%.

Как правило, малые системы столкновений, такие как p + Au, d + Au, 3He + Au рассматриваются как не образующие КГП. Однако недавние анализы эллиптических потоков дают основания полагать, что малые объемы КГП производятся в данных столкновениях [4]. Этот факт делает малые системы столкновений представляющими интерес для поиска КГП и, в частности, эффекта гашения адронных струй. Исследования рождения π0- и η-мезонов предоставляют эффективный инструмент для исследования эффекта гашения адронных струй, поскольку их выходы могут быть измерены в широком диапазоне поперечных импульсов с относительно малыми неопределенностями.

МЕТОДИКА

В настоящей статье представлены результаты, полученные с помощью центральных плеч спектрометра PHENIX [12], покрывающих диапазон псевдобыстроты $\left| \eta \right| < 0.35$. Различные детекторные подсистемы эксперимента, а также их характеристики приведены в [12]. Для определения центральности столкновений использовались счетчики ядро-ядерных столкновений BBC (Beam-Beam Counter) [13]. Общие геометрические характеристики ядро-ядерных столкновений, а именно количество парных неупругих нуклон-нуклонных столкновений и количество нуклонов, участвовавших в ядро-ядерном взаимодействии (Nуч), получены путем симуляции отклика BBC методами Монте-Карло с использованием модели Глаубера [14].

Измерение выходов π0-мезонов проводится в канале распада π0 → γγ с использованием систем электромагнитного калориметра [12] эксперимента PHENIX, представленных в виде двух подсистем: сцинтилляционного (PbSc) и калориметра Черенкова (PbGl). В данном анализе для определения выхода π0-мезонов используется только подсистема PbSc.

Путем анализа распределений по эффективной массе пар γ-квантов (Mγγ), измеряется выход π0-мезонов. Примеры распределений по инвариантной массе пар γγ приведены на рис. 1. Линии обозначают результаты аппроксимации. Сигнал, соответствующий π0-мезонам, принадлежит области Mγγ = 0.1–0.2 ГэВ/c2. Для оценки некоррелированной части комбинаторного фона строятся распределения для двух γ-квантов, полученных из двух разных событий с близкой центральностью (в пределах 5%), и после нормировки вычитаются из реального распределения. Окончательное распределение аппроксимируется суммой функций Гаусса, описывающей сигнал, и полинома второй степени, описывающего остаточную коррелированную часть фона. Выход π0-мезонов вычисляется как сумма отсчетов под сигналом в интервале Mγγ = 0.1–0.17 ГэВ/c2 за вычетом остаточного фона, величина которого равна интегралу под полиномом в том же промежутке.

Рис. 1.

Распределения по инвариантной массе пар γγ в диапазонах 0–0.8 (а) и 0.3–0.8 (б) ГэВ/с2 в области поперечного импульса 4.0–4.5 ГэВ/c.

В процессе измерения выходов π0-мезонов также необходимо учитывать, как аксептанс, так и эффекты калориметра (разрешение, дискриминация адронных кластеров и т.д.) при регистрации π0-мезонов. Для этого необходимо вычислить эффективность регистрации как функцию поперечного импульса мезонов и центральности столкновений с помощью моделирования экспериментальной установки в среде GEANT 3 [14].

Основными источниками систематической неопределенности измерений выходов π0-мезонов в области малых и промежуточных значений поперечного импульса (pT < 12 ГэВ/с) являются неопределенности, связанные с конверсией дочерних фотонов в материалах установки (5.2%) и выбором ограничений по форме электромагнитных кластеров при отборе фотонов (4%) [12]. В области больших значений поперечного импульса (pT > 12 ГэВ/с) определяющим источником неопределенности является эффект слияния электромагнитных кластеров, возрастающий до 12% при pT = 20 ГэВ/c. Полная систематическая неопределенность измерения выходов π0-мезонов составляет 8% в области средних и промежуточных значений поперечного импульса и начинает возрастать в области больших значений поперечного импульса до 14% при pT = 20 ГэВ/c.

РЕЗУЛЬТАТЫ И ИХ ОБСУЖДЕНИЕ

Инвариантные выходы π0-мезонов вычисляются как:

(2)
${{I}_{{{{\pi }^{0}}}}} = \frac{1}{{2{\pi }{{p}_{T}}}}\frac{{{{N}_{{{{\pi }^{0}}}}}\left( {{{p}_{T}}} \right)}}{{{{N}_{{{\text{соб}}}}}\Delta {{p}_{T}}{{\varepsilon }_{{{\text{рег}}}}}\left( {{{p}_{T}}} \right)}},$
где$~{{N}_{{{{\pi }^{0}}}}}$ – выход π0-мезонов, ${{{\varepsilon }}_{{{\text{рег}}}}}~$ – эффективность регистрации, ${{N}_{{{\text{соб}}}}}$ – количество анализируемых событий.

На рис. 2 представлены факторы ядерной модификации π0-мезонов в зависимости от их поперечного импульса, измеренные в разных классах центральности 3He + Au столкновений $\sqrt {{{s}_{{NN}}}} $ = 200 ГэВ. В центральных столкновениях (0–20%) в области pT > 8 ГэВ/c наблюдается подавление выхода π0-мезонов на ~20% по сравнению с их выходом в p + p взаимодействиях. Причем в пределах неопределенности подавление не наблюдается в нецентральных столкновениях (20–40, 40–60, 60–88%). Данное подавление может быть интерпретировано как проявление эффекта гашения адронных струй.

Рис. 2.

Факторы ядерной модификации π0-мезонов, измеренные в 0–20 (а), 20–40 (б), 40–60 (в) и 60–90% (г) классах центральности 3He + Au столкновений. Здесь и далее “усы” и прямоугольники соответствуют статистическим и систематическим погрешностям измерений.

На рис. 3 представлены результаты измерения факторов ядерной модификации π0-мезонов в зависимости от их поперечного импульса в центральных p + Au, d + Au и 3He+Au столкновениях при энергии $\sqrt {{{s}_{{NN}}}} $ = 200 ГэВ. В области pT < 10 ГэВ/c наблюдается иерархия значений факторов ядерных модификации π0-мезонов: RAA(3He + Au) < RAA(d + + Au) < RAA(p + Au). При больших значениях поперечного импульса факторы ядерной модификации равны друг другу в пределах неопределенности измерений.

Рис. 3.

Факторы ядерной модификации π0-мезонов, измеренные в центральных 0–20% при энергии $\sqrt {{{s}_{{NN}}}} = 200$ ГэВ в сравнении с факторами ядерной модификации для p + p и d + Au.

ЗАКЛЮЧЕНИЕ

В эксперименте PHENIX были получены инвариантные спектры рождения и факторы ядерной модификации π0-мезонов в пяти классах центральности 3He + Au столкновений при энергии 200 ГэВ на нуклон в системе центра масс. В центральных столкновениях в области pT > 8 ГэВ/c наблюдается ~20% подавление выхода π0-мезонов, что может свидетельствовать о присутствии эффекта гашения адронных струй. В центральных p + Au, d + Au и 3He + Au столкновениях наблюдается иерархия величин RAA(3He + Au) < RAA(d + Au) < < RAA(p + Au) в области pT < 10 ГэВ/c. В области больших значений поперечного импульса факторы ядерной модификации равны в пределах неопределенности измерений. В настоящее время идет работа по измерению рождения η-мезонов в 3He + Au при $\sqrt {{{s}_{{NN}}}} $ = 200 ГэВ.

Результаты настоящей работы были получены в рамках выполнения государственного задания Минобрнауки России.

Список литературы

  1. Shuryak E.V. // Phys. Rep. 1980. V. 61. P. 71.

  2. Back B., Baker M.D., Ballintijn M. et al. // Nucl. Phys. A. 2005. V. 757. P. 28.

  3. Adams J., Aggarwal M.M., Ahammed Z. et al. // Nucl. Phys. A. 2005. V. 757. P. 102.

  4. Arsene I., Agler S.S., Afanasiev S. et al. // Nucl. Phys. A. 2005. V. 757. P. 1.

  5. Chatrchyan S., Khachatryan V., Sirunyan A.M. et al. // Eur. Phys. J. C. 2012. V. 72. P. 1945.

  6. Abelev B., Adam J., Adamová D. et al. // Phys. Lett. B. 2013. V. 720. P. 52.

  7. Aad G., Abbott B., Abdallah J. et al. // Phys. Lett. B. 2013. V. 719. P. 220.

  8. Bjorken J.D. Energy loss of energetic partons in quark-gluon plasma: possible extinction of high p(t) jets in hadron-hadron collisions. FERMILAB-PUB-82-059-T, 1982.

  9. Adare A. et al. (PHENIX Collaboration) // Phys. Rev. Lett. 2012. V. 109. Art. № 152301.

  10. Wang X.-N., Gyulassy M., Plumer M. // Phys. Rev. D. 1995. V. 51. P. 3436.

  11. Majumder A., Muller B., Wang X.-N. // Phys. Rev. Lett. 2007. V. 99. Art. № 192301.

  12. Adcox K., Adlerb S.S., Aizama M. et al. // Nucl. Instrum. Meth. A. 2003. V. 499. P. 469.

  13. Aphecetche L., D’Enterria D.G., Delagrange H. et al. // Nucl. Instrum. Meth. A. 2003. V. 499. P. 521.

  14. Brun R. et al. Geant: simulation program for particle physics experiments. User guide and reference manual. Preprint CERN. CERN-DD-78-2-REV, 1978.

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