ИЗВЕСТИЯ РАН. СЕРИЯ ФИЗИЧЕСКАЯ, 2015, том 79, № 4, с. 524-528
УДК 539.125.17;539.126.17
ИССЛЕДОВАНИЕ ВЛИЯНИЯ ЯДЕРНОЙ СРЕДЫ НА ПРОЦЕССЫ ЖЕСТКИХ ЛЕПТОН-ЯДЕРНЫХ И АДРОН-ЯДЕРНЫХ СТОЛКНОВЕНИЙ С ПОМОЩЬЮ МОНТЕ-КАРЛО ГЕНЕРАТОРА HARDPING © 2015 г. Я. А. Бердников1, 2, А. Е. Иванов1, 2, В. Т. Ким1, 2, Д. П. Суетин1, 2
E-mail: ivanovae@pnpi.spb.ru
Образование адронов и лептонов в лептон-ядерных и адрон-ядерных соударениях при высоких энергиях рассматривается в рамках создания новой версии Монте-Карло генератора событий HARDPING 3.0 (Hard Probe Interaction Generator). В работе рассматриваются такие эффекты, как длина формирования, энергетические потери и многократные перерассеяния налетающих и образовавшихся адронов.
DOI: 10.7868/S0367676515040055
ВВЕДЕНИЕ
Адронизация кварков и глюонов — важная и интересная часть непертурбативной квантовой хромодинамики (КХД). Исследование столкновений частиц высоких энергий с ядрами позволяет получить информацию об особенностях механизма взаимодействия партонов с ядерной материей и пространственно-временной картины адро-низа-ции. К таким особенностям можно отнести процессы многократного перерассеяния партонов и их энергетические потери в ядерной среде; длину формирования адронов, образовавшихся в жестком процессе (см. обзоры [1—11]).
Анализируя особенности взаимодействия пар-тонов в ядре, можно выделить так называемые мягкие и жесткие процессы, которые различают по величине переданного импульса. Обычно считается, что для мягких процессов абсолютная величина переданного импульса меньше 1 ГэВ/с, для жестких — больше 1 ГэВ/с.
При высокоэнергетических столкновениях ад-ронов с ядрами механизм взаимодействия, в рамках рассматриваемой здесь модели, может быть представлен как совокупность мягких перерассеяний кварков налетающего адрона в ядерной материи до жесткого столкновения с партоном ядра-мишени с образованием вторичных частиц, среди которых могут быть адроны, лептоны и гамма-кванты [12]. Вторичные частицы, в свою очередь, могут участвовать в процессах, как правило, мягкого перерассеяния в ядре ввиду отно-
1 Федеральное государственное образовательное учреждение высшего профессионального образования "Санкт-Петербургский государственный политехнический университет".
2 Федеральное государственное бюджетное учреждение Национального исследовательского центра "Курчатовский институт" Петербургский институт ядерной физики имени Б.Л. Константинова.
сительно малой вероятности повторного жесткого взаимодействия [13—15].
Мягкие перерассеяния лептонов и гамма-квантов, ввиду их малого сечения, не могут оказывать заметного влияния на механизм взаимодействия частиц с ядрами, в то время как учет мягких перерассеяний вторичных адронов необходим для понимания особенностей адрон-ядерных взаимодействий, поэтому механизм взаимодействия высокоэнергетических лептонов с ядрами может быть относительно простым по сравнению с ад-рон-ядерным, поскольку в данном случае лептоны до жесткого столкновения не участвуют в процессах многократного перерассеяния. В то же время вторичные адроны, рожденные в лептон-нуклон-ном взаимодействии, могут перерассеиваться в мягких процессах с учетом эффекта длины формирования и, следовательно, заметно влиять на результат лептон-ядерной реакции в целом.
Таким образом, информацию о энергетических потерях партонов и их мягких перерассеяниях в ядерной материи удобно получать, исследуя следующие три процесса: лептон-ядерное рассеяние с рождением адронов, когда необходимо учитывать энергетические потери партонов после жесткого столкновения и их мягкие перерассеяния с учетом длины формирования (реализовано во второй версии НАЯВРШО [9]); адрон-ядер-ное рассеяние с рождением лептонов — реакция Дрелла—Яна, где важно учитывать мягкое пере-рассение партонов и их энергетические потери до жесткого столкновения (реализовано в первой версии НАЯЭРШО [16, 17]); адрон-ядерное рассеяние с рождением адронов, когда важны все перечисленные выше эффекты: мягкое перерассение партонов и их энергетические потери до и после жесткого столкновения (реализовано в третьей версии Монте-Карло-генератора НАЯЭРШО [10]).
2.5 2.0 1.5 1.0 0.5 0
RA
*
_|_I I I I I I il_I_I I I I I I il_I_I_I
101
100
p2, (ГэВ/с)2
4 8 12 16 20 24 v, ГэВ
0 0.2 0.4 0.6 0.8 1.0
г
Рис. 1. Отношение множественностей заряженных пионов ЯА для криптонной и дейтонной мишеней, как функция
2 _
квадрата поперечного импульса pt (а), энергии v (б) и доли импульса г (в) виртуального фотона. Светлые кружки —
результат моделирования HARDPING. Показаны экспериментальные данные HERMES [20]: серые и светлые треугольники вершиной вверх — в области 0.2 < г < 0.4, черные треугольники вершиной вниз — 0.4 < г < 0.7, серые кружки — г > 0.7.
Физическую картину процесса Дрелла—Яна в данном подходе можно представить следующим образом [18]: каждый составляющий кварк налетающего адрона испытывает несколько мягких перерассеяний на нуклонах ядра мишени, приобретая дополнительный поперечный импульс, и теряет энергию в цветовом поле ядра. Лептонная пара рождается при последующем жестком взаимодействии партона (антипартона) составляющего кварка с антипартоном (партоном) нуклона мишени.
При моделировании процесса Дрелла—Яна кроме многократных мягких перерассеяний составляющего кварка налетающего адрона на нуклонах ядра-мишени, идущих с изменением поперечного импульса, учитываются также дополнительные энергетические потери за счет образования нескольких цветовых струн вследствие многократных взаимодействий в ядерной среде.
В процессах образования адронов в жестких лептон-ядерных соударениях важную роль играют энергетические потери образовавшихся адро-нов и их мягкие перерассеяния, происходящие с учетом длины формирования этих адронов.
1. ДЛИНА ФОРМИРОВАНИЯ АДРОНА
Длина формирования адрона определяется физической картиной его образования. Действительно, адроны рождаются в процессе жесткого взаимодействия налетающего лептона с одним из кварков внутри ядерного нуклона. Но они рождаются не в момент этого взаимодействия, а по истечении
некоторого промежутка времени — времени формирования [1, 6, 7].
В лундской струнной модели фрагментации адроны образуются на некотором расстоянии от точки соударения — длине формирования [6, 7]:
4 — lp
zH k '
(1)
На первой стадии выбитый кварк проходит длину 1р, после чего формируется предадронное состояние — "предадрон" [6, 7]. Оно зависит от энергии V, переданной кварку, параметра натяжения струны к и доли энергии виртуального фотона, унесенной образовавшимся адроном. Из закона сохранения энергии следует, что если адрон рожден со значением ~ 1, то кварк не может иметь большие потери энергии за счет излучения. В этом случае длина формирования бесцветного состояния будет короткой [6, 7]. В НАЯВРШО использовалась лундская модель для расчета длины формирования, в которой дополнительно были учтены потери энергии на ранних стадиях ад-ронизации за счет пертурбативного излучения глюонов [19].
2. РОЖДЕНИЕ АДРОНОВ В ЛЕПТОН-ЯДЕРНЫХ СОУДАРЕНИЯХ
Эффекты, связанные с адронизацией и многократными мягкими перерассеяниями, были реализованы в Монте-Карло—генераторе HARDPING. Проведено моделирование лептон-ядерных столкновений. Полученные результаты сравнивались с данными, полученными коллаборацией HERMES [20]. Результаты приведены на рис. 1.
526
БЕРДНИКОВ и др.
R
W/Be
R
■W/Be
3 4
Pt, ГэВ/с
0.8 x1
Рис. 2. Рассчитанные при моделировании НАДСРШО отношения -К^/Ве дифференциальных сечений 1 а/1р( рождения пар Дрелла—Яна в столкновения протонов с энергией 800 ГэВ с ядрами W и Ве в зависимости отр{ (панель а—в) и доли импульса налетающего адрона х^ в сечении неупругого кварк-нуклонного взаимодействия (панель г—е) при различных значениях параметров а и к8: а — к8 = 1.0, б — к8 = 1.7, в — к8 = 3.0 ГэВ • фм-1 при а = 5 (кривая 1), 7 (кривая 2)
и 10 мб (кривая 3); г — а = 5, д -7, е — 10 мб при ks = ментальные данные — точки — взяты из [21].
1.0 (кривая 1), 1.7 (кривая 2), 3.0 ГэВ • фм 1 (кривая 3). Экспери-
Приведеные результаты показывают хорошее согласие модели HARDPING с экспериментальными данными коллаборации HERMES. Сравнение с экспериментальными данными позволило зафиксировать некоторые параметры модели, например кварк-нуклонное сечение взаимодействия (а = 7 мб) и натяжение струны (k = 1.7 ГэВ • фм-1).
3. РОЖДЕНИЕ ЛЕПТОННЫХ ПАР И АДРОНОВ В АДРОН-ЯДЕРНЫХ СОУДАРЕНИЯХ
По аналогии с Монте-Карло-моделью образования адронов в лептон-ядерныгх соударениях была создана модель образования лептоннвгх пар в адрон-ядернвгх соударениях, которая учитывала потери энергии и многократные мягкие перерассеяния налетающего адрона до жесткого взаимодействия.
Полученные в рамках этой модели результаты сравнивались с даннвши эксперимента Е866 по протон-ядернвш соударениям при энергии 800 ГэВ, проведенного в FNAL (национальная ускори-
тельная лаборатория имени Э. Ферми в США), в которых исследовалась зависимость выхода леп-тонный пар от массового номера ядра мишени [21]. Результаты сравнения приведены на рис. 2, на котором представлено отношение диф-
ференциальных сечений 1 а/йр( рождения лептоннвгх пар на ядрах вольфрама и бериллия в зависимости от поперечного импульса р( и доли импульса налетающего адрона х1. Как видно из рис. 2а, мягкие перерассеяния существенно влияют на спектры образующихся лептонов, особенно при больших значениях поперечного импульса.
Мягкие перерассеяния в начальном состоянии приводят в тому, что в жестком процессе рождения лептонной пары у налетающего партона появляется дополнительный поперечный импульс, кото-рыш затем передается лептонной паре. Вследствие этого распределения лептонных пар по поперечному импульсу становятся шире и ниже. Чем больше мягких перерассеяний испытывает кварк до жесткого взаимодействия, тем больший поперечный импульс может быть у лептонной пары. Этот
эффект наиболее заметен на отношениях d а/ dp t на тяжелых и легких ядрах, поскольку на тяжелых ядрах (вольфрам) число мягких перерассеяний больше, чем на легких (бериллий). В результате уширения и снижения спектров по поперечному импульсу отн
Для дальнейшего прочтения статьи необходимо приобрести полный текст. Статьи высылаются в формате PDF на указанную при оплате почту. Время доставки составляет менее 10 минут. Стоимость одной статьи — 150 рублей.