ЯДЕРНАЯ ФИЗИКА, 2004, том 67, № 3, с. 528-532
ЭЛЕМЕНТАРНЫЕ ЧАСТИЦЫ И ПОЛЯ
распределение по поперечному импульсу //^-мезонов, рожденных в протон-ядерных столкновениях и в столкновениях ядер свинца со свинцом
© 2004 г. Н. С. Топильская* (NA50 Коллаборация)
Институт ядерных исследований РАН, Москва Поступила в редакцию 27.02.2003 г.
В эксперименте ЫЛ50 было измерено распределение по поперечному импульсу и поперечной массе 7/ф-мезонов, рожденных в протон-ядерных столкновениях с энергией 400 ГэВ и в столкновениях ядер свинца со свинцом с энергией 158 ГэВ на нуклон. Исследуется изменение этих распределений с ростом центральности при различных энергиях взаимодействия. Используются также данные, полученные в эксперименте ЫЛ38 при энергии 200 ГэВ на нуклон при столкновении легких ядер. Распределения Л/ф по поперечному импульсу и поперечной массе могут дать дополнительную информацию о свойствах фазового перехода обычной ядерной материи в кварк-глюонную плазму.
1. ВВЕДЕНИЕ
Существование фазового перехода из обычной ядерной материи в состояние деконфайн-мента кварков и глюонов или кварк-глюонную плазму предсказывается в непертурбативной квантовой хромодинамике (QCD) при достаточно высоких температурах и плотностях [ 1], которые могут быть получены, как ожидается, при столкновениях тяжелых ионов на пучках ускорителя Европейского центра ядерных исследований (ЦЕРН). Эксперимент NA50 посвящен главным образом исследованию особого сигнала фазового перехода ядерного вещества в кварк-глюонную плазму, а именно предсказанного подавления рождения состояний чармония [2]. Действительно, в эксперименте NA50 наблюдалось аномальное поглощение J/ф-мезонов [3], что является указанием на образование деконфайнмента кварков и глюонов в центральных взаимодействиях свинца со свинцом с прицельным параметром менее 8 Фм. Исследование распределений J/ф-мезонов по поперечному импульсу и поперечной массе могут дать новую информацию о свойствах этого фазового перехода.
2. ЭКСПЕРИМЕНТАЛЬНАЯ УСТАНОВКА
На установке NA50 измерялось рождение димюонных пар в зависимости от центральности взаимодействия. Димюоны детектировались в кинематической области 2.92 < yiab < 3.92 и —0.5 < cos 6cs < 0.5, где yiab — быстрота димюона
E-mail: topilska@al20.inr.troitsk.ru
в л.с., а угол 0cs — это угол мюона относительно оси пучка в системе покоя мюонной пары (система координат Collins—Soper). Центральность взаимодействия может быть определена с помощью трех детекторов: электромагнитного калориметра, детектора множественности и калориметра под нулевым углом. В нашем анализе центральность взаимодействия определялась по величине нейтральной энергии Et, уносимой в поперечном направлении и измеряемой электромагнитным калориметром.
Условия сбора данных в Pb—Pb-столкновениях были одинаковыми во время всех измерений. Однако толщины мишеней различались. В сеансах измерений 1996 г. (1995 г.) полная толщина мишени составляла 12 мм (7 мм), что соответствует 30% (17%) длины взаимодействия. В сеансе 2000 г. одна мишень толщиной 4 мм (9.33% длины взаимодействия) была помещена в вакуум, что позволило убрать вклад взаимодействия ядер свинца с воздухом в периферических Pb—Pb-соударениях. Полное число зарегистрированных в 1995, 1996 и 2000 гг. J/ф-мезонов составило соответственно 50 000, 190 000 и 110 000. Данные протон-ядерных взаимодействий получены в 2000 г. с протонным пучком высокой интенсивности при энергии 400 ГэВ на нескольких ядрах (Be, Al, Cu, W и Pb). Число зарегистрированных J/ф-мезонов составило соответственно 40 000, 50000, 47 000, 51 000 и 71 000.
3. АНАЛИЗ ДАННЫХ
В спектр инвариантных масс димюонов вносят вклад четыре известных физических процесса: распад J/ф- и ф'-резонансов, процесс Дрелла—Яна (ЭУ) и полулептонный распад пар чармированных мезонов (I и I). Спектр включает в себя также вклад комбинаторного фона, возникающего из-за некоррелированного распада п- и К-мезонов. Величина комбинаторного фона определяется из измерений пар одинаково заряженных мюонов.
Чтобы вычесть вклад димюонного фона под J/ф-пиком, спектр инвариантных масс описывается суперпозицией вкладов четырех физических процессов и комбинаторного фона. В области массы J/ф-резонанса в интервале 2.9 < М < 3.3 ГэВ вклад фона составляет менее 8%, при этом физический фон составляет около 3% и обусловлен в основном процессом Дрелла—Яна.
Для получения распределений J/ф-мезонов по поперечному импульсу, из рт-распределения мю-онных пар в резонансной области масс вычиталось рт-распределение фоновых димюонов, которое экспериментально измерялось для димюонов с массой выше и ниже J/ф-резонанса. Детальное описание метода анализа опубликовано в работе [4].
4. РАСПРЕДЕЛЕНИЕ ПО ПОПЕРЕЧНОМУ ИМПУЛЬСУ
Значения среднего квадрата поперечного импульса (рТ) в зависимости от поперечной энергии Ет, полученные в 1995, 1996 и 2000 гг. в РЬ—РЬ-столкновениях, представлены на рис. 1. Поведение для трех наборов данных одинаково: быстрый подъем сменяется более пологим ростом для самых центральных событий. Значения (рТ), полученные в 1995 и 1996 гг., хорошо согласуются во всем диапазоне поперечной энергии, данные 2000 г. идут слегка (<4%), но систематически выше для периферических событий. Возможно, этот эффект объясняется вкладом взаимодействия ядер РЬ с воздухом в данных 1995 и 1996 гг. Значения (рТ) для J/ф-мезонов, образовавшихся при взаимодействии легких налетающих частиц (р, О, Б) [5, 6] с ядрами, были успешно описаны в модели многократного взаимодействия партонов в начальном состоянии [7, 8]. Для более детального исследования эффектов взаимодействия в начальном состоянии значения (рТ), полученные в рА-взаимодействии при 200 и 400 ГэВ и в О— Си, О—и и Б—и-столкновениях при 200 ГэВ на нуклон, вместе с данными РЬ—РЬ-взаимодействия при 158 ГэВ на нуклон приведены на рис. 2
< рТ 2.0
1.8
1.6
1.4
Ет, ГэВ
Рис. 1. Значения среднего квадрата поперечного импульса J/ф-мезонов в зависимости от поперечной энергии, полученные в РЬ—РЬ-взаимодействиях при 158 ГэВ на нуклон в различные периоды измерений.
в зависимости от Ь — длины пути, проходимого партонами в начальном состоянии до образования J/ф-мезона. В модели многократного перерассеяния партонов в начальном состоянии [8] средний квадрат поперечного импульса рожденных J/ф-мезонов имеет две компоненты — вклад от J/ф, рожденных в рр-столкновении, и вклад, возникающий из-за многократного перерассеяния глюонов до слияния и образования J/ф, пропорциональный Ь. Экспериментальные данные описывались (или фитировались) функцией (рТ) = = (рТ)РР + адмЬ [8]. Все три наклона согласуются в пределах ошибок, а (рТ )РР растет с ростом энергии пучка. В результате одновременного описания всех данных линейными функциями с одинаковым наклоном получено значение адм = = 0.077 ± 0.002 (ГэВ/с)2 Фм"1.
Видно, что (Ру)рр линейно растет с у/Ъ, полной энергией в с.ц.м. нуклон—нуклон, как и в данных эксперимента ЫА3 с пучком пионов [5]. Наблюдаемая зависимость (рТ) J/ф-мезонов от центральности взаимодействия может быть объяснена в рамках модели многократного взаимодействия партонов в начальном состоянии.
5. РАСПРЕДЕЛЕНИЕ ПО ПОПЕРЕЧНОЙ МАССЕ
Изучались также распределения J/ф-мезонов по поперечной массе, которые описывались аналитической функцией (1/Т)МТК1(МТ/Т), где К1 -приведенная функция Бесселя. Параметр обратного наклона Т в распределении по поперечной массе
>, ГэВ2/с2
Г
I * МЛ50, 2000
* • МЛ50, 1996
□ МЛ50, 1995
_I_I_I_I_I_I_I
40 80 120
<pT>, ГэВ2/с2 2.00 г
1.75
1.50
1.25
1.00
□ NA3, pA (A = p, Pt) (200 ГэВ) Д NA38, pA (A = Cu, U) (200 ГэВ) О NA38, O-A (A = Cu, U) (200 ГэВ/нуклон) ■ NA38, S-U (200 ГэВ/нуклон) • NA50, Pb-Pb, 1996 (158 ГэВ/нуклон) A NA50, Pb-Pb, 2000 (158 ГэВ/нуклон) X NA50, pA (A = Be, Al, Cu, W, Pb) (400 ГэВ)
2
4
6
10
L, Фм
Рис. 2. Значения среднего квадрата поперечного импульса J/ф-мезонов в зависимости от длины пути, проходимого 7/^-мезоном в ядре, для трех различных энергий налетающего пучка.
0
8
может быть связан с эффективной температурой системы в рамках термальной модели рождения частиц [9]. Полученные значения обратных наклонов представлены на рис. 3 как функция плотности энергии е, достигнутой в соударении и сосчитанной в рамках модели Бьёркена [10]. Для всех сталкивающихся систем эффективная температура растет практически линейно с плотностью энергии при близких начальных значениях T при е = 0. Одновременное описание всех данных при трех энергиях с общим начальным значением T дает T(е = 0) = = 178 ± 2 МэВ и наклон, который растет линейно с ростом л/s.
На рис. 4 приведена зависимость T от е после пересчета всех данных к одной и той же энергии 158 ГэВ на нуклон. Для периферических Pb—Pb-столкновений используются данные 2000 г., не искаженные вкладом взаимодействия ионов свинца с воздухом. Видно, что линейный рост T с плотностью энергии е становится более пологим для самых центральных Pb—Pb-столкновений, где
величина наклона меняется от (22 ± 1) х 10 3 до (12 ± 3) х 10"3 Фм"3.
6. ЗАКЛЮЧЕНИЕ
Результаты, полученные в РЬ—РЬ-взаимо-действиях для трех различных периодов измерений с различными экспериментальными условиями показывают одинаковое поведение {рТ) и Т в зависимости от центральности: начальный быстрый рост сменяется более плавным поведением. По крайней мере для столкновений легких ионов и для периферических РЬ—РЬ-соударений наблюдаемый рост {рТ) может быть объяснен в рамках теории многократного рассеяния партонов в начальном состоянии.
Для всех сталкивающихся систем наблюдается линейный рост эффективной температуры Т от плотности энергии, причем значения Т при е = 0 одинаковы. Однако для самых центральных РЬ— РЬ-соударений наблюдается уменьшение наклона в зависимости величины Т от плотности энергии.
т, МэВ
8, ГэВ/Фм3
Рис. 3. Параметр обратного наклона, Т, для J/ф-мезонов в зависимости от плотности энергии, достигнутой в соударении. Линии — результат описания данных линейными функциями при трех энергиях налетающего пучка.
Рис. 4. То же, что на рис. 3, после пересчета всех данных к энергии 158 ГэВ на нуклон.
СПИСОК ЛИТЕРАТУРЫ
1. C. Bernar
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.