Известия РАН. Серия физическая, 2020, T. 84, № 12, стр. 1791-1795

ВВЕДЕНИЕ

Изучение свойств ядерной материи при экстремальных условиях, в которых возможно состояние деконфайнмента (состояние, в котором кварки и глюоны не связаны в адроны), представляет собой важную задачу в области ядерной физики. Предполагается, что состояние деконфайнмента существовало на ранних этапах зарождения Вселенной [1, 2].

Известно, что при очень высоких плотностях энергии, приблизительно 1 ГэВ · фм^–3, квантовая хромодинамика предсказывает фазовый переход от обычной адронной ядерной материи, свойства которой определяются бесцветными адронами, к новому состоянию вещества – сильно связанной кварк-глюонной плазме (КГП), степенями свободы которой являются кварки и глюоны, выходящие за пределы области конфайнмента с радиусом порядка 1 фм [3]. В лабораторных условиях экстремально высокой плотности энергии можно достичь путем столкновения тяжелых ультрарелятивистских ядер.

Одним из эффективных способов изучения свойств КГП является векторный K*(892)-мезон с открытой странностью ($d\bar {s}$), время жизни которого составляет ~1.33 ⋅ 10^–23 с, следовательно, он распадается за время существования КГП [4]. Однако регистрация частиц осуществляется в адронной фазе, которая следует за стадией КГП. К этому моменту K*-мезон распадается преимущественно на K и π-мезоны (K* → K + π). Измерение выходов K*-мезонов, а значит и некоторых свойств КГП, можно осуществить аналитически – путем определения инвариантной массы зарегистрированных K и π-мезонов.

В настоящей работе осуществлено измерение выходов K*-мезона и представлены инвариантные спектры по поперечному импульсу и факторы ядерной модификации K*-мезонов, измеренные в Cu + Au столкновениях при $\sqrt {{{s}_{{NN}}}} $ = 200 ГэВ в области малых быстрот и в диапазоне поперечного импульса 2.0–5.75 ГэВ · с^—1 с использованием детектора PHENIX на коллайдере RHIC.

МЕТОДИКА ИЗМЕРЕНИЙ

Анализ проводился с использованием двух методик с независимыми источниками систематических ошибок, которые получены от разных детекторов, чтобы охватить разные области по поперечному импульсу (p_T) и измерить выходы K*-мезонов в наиболее широком диапазоне по p_T, который возможен в этой системе столкновения. Эти методики перекрываются по поперечному импульсу в промежуточном диапазоне.

Выход K*-мезонов получен с использованием следующих детекторных подсистем эксперимента PHENIX таких как: дрейфовая камера, третий слой падовых камер [5] и времяпролетная камера [6]. В дрейфовой камере и в падовой камере измеряется поперечный импульс каонов и пионов. Во времяпролетной камере идентифицируются K^–, π^– мезоны и протоны. В нашей работе мы использовали только идентификацию каонов.

Первая методика “ToF-PC3" предполагает, что поперечный импульс каона был измерен в дрейфовой камере и каон был идентифицирован во времяпролетной камере, а поперечный импульс π-мезона был измерен в дрейфовой камере и в третьем слое падовой камеры. Эта методика позволяет зарегистрировать и вычислить кинематические характеристики K*-мезона при маленьких значениях p_T (1.9–2.9 ГэВ · с^–1).

Вторая методика “PC3-PC3” предполагает, что поперечные импульсы K и π-мезона измерены в дрейфовой камере и в третьем слое падовой камеры. Эта методика позволяет определить выход K*-мезонов при средних значениях p_T (2.6–6.5 ГэВ · с^–1).

На рис. 1 представлены примеры аппроксимаций распределения по инвариантной массе K и π-мезонов для центральных столкновений для обеих методик. Поскольку невозможно отличить K и π-мезоны, рождeнные в распаде K*-мезона, от других K и π-мезонов, все треки этих частиц от каждого события, удовлетворяющие требованиям выбора трека, объединяются в пары с одинаковым зарядом и в пары с разноименными зарядами. Для каждого трека компоненты вектора 3‑импульса $\vec {p}$ измеряются с помощью дрейфовой камеры:

Затем вычисляется инвариантная масса и поперечный импульс для пары каон-пион на основе кинематики двухчастичного распада:

где ${{E}_{K}} = \sqrt {\vec {p}_{K}^{2} + m_{K}^{2}} $ и ${{m}_{K}}$ = 0.43667 ГэВ; E_π = = $\sqrt {\vec {p}_{{\pi }}^{2} + m_{{\pi }}^{2}} $ и ${{m}_{{\pi }}}$ = 0.13957 ГэВ.

Спектр инвариантной массы для пары с разными знаками, содержит как полезный сигнал K*-мезонов, так и собственный комбинаторный фон. Комбинаторный фон состоит из двух: коррелированный и некоррелированный фон. Для оценки комбинаторного фона применяется метод смешения событий. Цель анализа состоит в том, чтобы извлечь выходы K*-мезонов из выходов инклюзивных пар (Kπ)^±. Во всех анализах выходы K*-мезонов были получены путем интегрирования распределения по инвариантной массе в интервале ±100 МэВ · с^–2 вблизи массы K*-мезона (0.8916 ГэВ · с^–2) после вычитания комбинаторного фона.

Экспериментальные данные, которые имеют вид двумерных распределений по инвариантной массе и по поперечному импульсу, разбиваются на интервалы по поперечному импульсу и аппроксимируются функцией Брейта–Вигнера в релятивистском представлении (RBW), свернутой с функцией Гаусса, плюс полином второй степени для учета остаточного фона.

где M₀ – значение массы из PDG для K*-мезона, Γ – значение ширины распада из PDG для K*-мезона. M – экспериментальное значение массы частицы. Остаточный фон в основном получается из-за распадок других мезонов.

Инвариантный спектр рождения K*-мезона в каждом интервале по поперечному импульсу вычисляется как:

где p_T – поперечный импульс мезона; ∆p_T – интервал по поперечному импульсу; y – быстрота; N(∆p_T) – число мезонов, зарегистрированных экспериментальной установкой (выходы мезонов); N_{событий} – полное число анализированных событий в выбранном диапазоне центральности; ε_эф(p_T) – эффективность восстановления K*-мезонов, полученная с помощью моделирования распада, прохождения и восстановления мезонов в экспериментальной установке PHENIX методом Монте-Карло; Br = 0.666 – вероятность распада мезона по исследуемому каналу; коэффициент ${1 \mathord{\left/ {\vphantom {1 2}} \right. \kern-0em} 2}$ необходим для усреднения выходов K* и $\overline {K{\text{*}}} $-мезонов.

Факторы ядерной модификации частиц в столкновениях тяжелых ядер используются для изучения коллективных эффектов, влияющих на спектры рождения частиц по поперечному импульсу, и вычисляются в соответствии с формулой:

где ${{{{d}^{2}}{{N}_{{{\text{CuAu}}}}}} \mathord{\left/ {\vphantom {{{{d}^{2}}{{N}_{{{\text{CuAu}}}}}} {dyd{{p}_{T}}}}} \right. \kern-0em} {dyd{{p}_{T}}}}$ – инвариантный спектр рождения мезонов в столкновениях тяжелых ядер, ${{{{d}^{2}}{{{\sigma }}_{{pp}}}} \mathord{\left/ {\vphantom {{{{d}^{2}}{{{\sigma }}_{{pp}}}} {dyd{{p}_{T}}}}} \right. \kern-0em} {dyd{{p}_{T}}}}$ – инвариантное дифференциальное сечение рождения этих частиц в p + p столкновениях при той же энергии в системе центра масс, N_столкн – среднее число бинарных столкновений на событие в Cu + Au столкновения и ${\sigma }_{{pp}}^{{{\text{неупр}}}}$ – неупругое сечение рассеяния протона на протоне (${\sigma }_{{pp}}^{{{\text{неупр}}}}$ = 42.2 мб).

РЕЗУЛЬТАТЫ

На рис. 2 представлены итоговые факторы ядерной модификации R_CuAu с систематическими погрешностями, измеренные для K*-мезонов в Cu + Au взаимодействиях при энергии $\sqrt {{{s}_{{NN}}}} $ = = 200 ГэВ и различной центральности столкновений. Приведенные результаты были получены двумя разными методиками: ToF-PC3 и PC3‑PC3, и находятся в хорошем согласии друг с другом.

В центральных Cu + Au столкновениях значения факторов ядерной модификации R_CuAu для K*-мезонов в области больших поперечных импульсов принимают значения меньшие единицы (для p_T = 5–6 ГэВ · с^–1 значения R_CuAu лежат в диапазоне от 0.4 до 0.7). По мере увеличения центральности взаимодействия ядер, подавление выходов K*-мезонов уменьшается и значения R_CuAu приближаются к единице. В периферийных столкновениях наблюдается ненулевой избыточный выход K*-мезонов (~15%) по сравнению с элементарными p + p столкновениями.

На рис. 3 показано сравнение факторов ядерных модификации K*-мезонов, измеренных в Cu + Au, с R_AA в Cu + Cu при энергии 200 ГэВ. Результаты, как видно на рисунке, находятся в хорошем согласии с точками Cu+Cu при одинаковом числе участников в пределах неопределенностей измерений.

На рис. 4 показано сравнение факторов ядерной модификации K*, φ, π⁰, η, K_S и ω-мезонов в Cu + Au столкновениях при энергии 200 ГэВ. Факторы ядерной модификации для K* и φ-мезонов, как видно на рисунке, равны единице в центральных столкновениях в промежуточном диапазоне по p_T, в то время как R_AB для π⁰, η, K_S, ω-мезонов подавляются в центральных столкновениях во всем диапазоне p_T. При больших значениях p_T в наиболее центральных столкновениях все легкие мезоны, демонстрируют одинаковый уровень подавления. В периферийных столкновениях факторы ядерной модификации для всех рассмотренных мезонов равны единице в пределах неопределенностей. Такое же поведение легких мезонов наблюдалось в Сu + Сu столкновениях при энергии $\sqrt {{{s}_{{NN}}}} $ = 200 ГэВ [8].

ЗАКЛЮЧЕНИЕ

В данной работе представлены результаты измерения инвариантных спектров рождения и факторов ядерной модификации K*-мезонов в Cu + Au столкновениях при энергии $\sqrt {{{s}_{{NN}}}} $ = 200 ГэВ в области |η| < 0.35 псевдобыстроты, в интервале поперченного импульса 2.0 < p_T < 5.75 ГэВ · с^–1 и для пяти классов событий по центральности. Все данные, на основе которых были произведены измерения, получены в эксперименте PHENIX (БНЛ, США) в 2012 г.

Установлено, что выходы K*-мезонов подавлены в области больших поперечных импульсов в центральных столкновениях меди и золота, что подтверждает наличие эффекта гашения струй [9, 10].

В ходе работы выявлено, что в несимметричной системе столкновения тяжелых ядер (Cu + Au) подавление инвариантных выходов K*-мезонов по сравнению с выходами этих частиц в элементарных p + p столкновениях имеет ту же тенденцию, что и подавление K*-мезонов, измеренных в тяжелых симметричных системах (Сu + Cu) при энергии $\sqrt {{{s}_{{NN}}}} $ = 200 ГэВ, во всем промежутке поперечных импульсов. Таким образом, подавление мезонов в области большого числа участников зависит от размера области перекрытия ядер, но не зависит от его формы [11, 12].

В периферийных столкновениях наблюдается ненулевой избыточный выход K*-мезонов в пределах ~15%, в то время как их выход слабо отличается от единицы в Cu + Cu столкновениях. Данный эффект незначителен с учетом размера статистических погрешностей.