Исследование рождения фотонов в реакции S+Au при энергии 200 ГэВ/нуклон тема автореферата и диссертации по физике, 01.04.16 ВАК РФ

НАУЧНЫЙ ЦЕНТР «КУРЧАТОВСКИЙ ИНСТИТУТ»

На правах рукописи УДК 539.17

ЛЕБЕДЕВ Александр Львович

ИССЛЕДОВАНИЕ РОЖДЕНИЯ ФОТОНОВ В РЕАКЦИИ 8 + Аи ПРИ ЭНЕРГИИ 200 ГЭВ/НУКЛОН

01.04.16 — физика атомного ядра и элементарных частиц

Автореферат

диссертации на соискание ученой степени кандидата физико-математических наук

Москва—1996

Работа выполнена в Российском научном центре "Курчатовский Институт".

Научный руководитель:

доктор фшшко-математпческпх наук,

профессор В.II. Мапько Официальные оппоненты:

доктор фиоико-математпческпх наук А.Б. Курешш

кандидат фигшко-математцческцх наук Л.М. Сатаров

Ведущая организация - Лаборатория высоких энергий Объединенного института ядерных исследовании

Автореферат разослан "_"_199Сг.

Защита состоится "_"_ 1996г.

в_часов па оаседашш диссертационного Совета Д 034.04.02 в Российском научном центре "Курчатовский Институт" по адресу: Москва, 123182, пл. И.В. Курчатова, дом 1.

С дпссертациеи можно ознакомиться в библиотеке РНЦ "Курчатовский Институт".

Ученый секрет.арь диссертационного Совета: кандидат фпгшко-математцческих наук С/^дЙ.Д) Скорохватов

Общая характеристика работы

В восьмидесятых годах, после того как появилась возможность ускорения ядер 2SSi до энергпп 14.5 ГэВ/нуклон на ускорителе AGS в Брукхеивене. ядер 1бО до энергпп 200 ГэВ/нуклон на ускорителе SPS в ЦЕРНе, а также ядер '"С до энергии 3,6 ГэВ/нухлон на Дубненском синхрофазотроне, родилась новая область экспериментальной физики, промежуточная между фшшкой элементарных частил п ядерной физикой. - релятивистская ядерная физика. Ие.тью этой области фпппкп является научение свойств ядерной материи как целого п нахождение ее уравнения состояния. Терминология используемая в этой области сходна с терминологией термодинамики, в которой сложные многочас-тпчные сотояния описываются череп макроскопические переменные, такие как температура, плотность, энтропия, и т. д.

Для того, чтобы такое описание было возможно, необходимо чтобы возникающая в результате взаимодействия система была зостатсчно большой О характерной длинны ядерного взаимодействия 1-2 Ф.м) п содержала много частил (2> 1). Система также должна быть в термодинамическом равновесии, а ее время жизни должно быть много больше характерного времени релаксации (1 Фм/с). Это означает что число взапмодепствни на одну частипу в системе должно быть много больше 1. Выполнение этих условии еше нуждается в экспериментальном подтверждении.

Особенно интересным эту область физики делает предсказание квантовой хромодннамикп (КХД) о том. что прп большой плотности энергии вещество должно совершить фазовый переход из обычной, состоящей из адронов материл в совершенно новое состояное -- кварк-глмонную плазму (КГП). При низкой плотности энергпп кварки находятся в связанном состоянии в адронах (конфапнмент). При этом кварки приобретают большую эффективную массу (m„ ~ mj ~ 300 МэВ) из за взаимодействия пх друг с другом и с окружающим их КХД вакуумом (спонтанное нарушение кпральноп симметрии). Прп разогреве а сжатии ядерного вещества может произойти фазовый переход в кварк-глюояную плазму прп котором происходит деконфаинмент н кпральцая симметрия приближенно восстанавливается (m„ ~ иц <-- ~j МэВ).

В качестве наиболее перспективных сигналов, которые могут свидетельствовать об образовании КГП рассматриваются странные ч.чс-

типы, J/ц'-частпцы, а также прямые (т.е. образующиеся не в результате распада нейтральных мезонов и других адронрв) фотоны и леп-тонные пары (виртуальные фотоны).

Механизм рождения прямых фотонов может быть различен. Они могут испускаться как тормозное излучение при столкновениях отдельных адронов (пли кварков) в процессе взаимодействия. Более жесткие прямые фотоны могут испускаться в результате аннигиляции кварков п антнкварков или в результате так называемого кварк-глюонного комптоновского рассеяния. В адронном газе основными процессами отвечающими за рождения прямых фотонов являются, по-видимому, реакции яр —* Ai —» 7Г7 и 7г;г —» fr/.

Наибольший интерес представляют прямые тепловые фотоны, испускающиеся как тепловое излучение разогретой зоны взаимодействия (независимо от механизма их образования). Они несут информацию о состоянии системы в целом п могут быть использованы для поисков сигналов фазового перехода в КГП. Поскольку тепловые прямые фотоны должны испускаться как из КГП, так и пз адронного газа, то их следует рассматривать как своего рода "термометр" для определения состояния сжатой и разогретой зоны взаимодействия. Измеряя зависимость выхода и спектров прямых фотонов от энергии и типа сталкивающихся ядер, можно, в принципе, делать выводы о существовании КГП.

Большинство теоретических работ предсказывает, что выход тепловых прямых фотонов должен быть максимален в диапазоне поперечных импульсов 1-4 ГэВ/с.

Цепь работы. Основной целью данной диссертации является изучение реакции 200 ГэВ/нуклон S + Au, измерение спектров фотонов рождающихся в этой реакции, измерение выхода прямых фотонов и сравнение экспериментальных результатов с существующими теоретическими моделями для выяснения возможности образования КГП. Эксперимент проводился на ускорителе SPS в ЦЕРНе.

Актуальность работы. В настоящее время ни один из многих предлагавшихся сигналов образования кварк-глюонной плазмы, таких как усиление выхода странных и подавление выхода Jfv частиц или "гашение струи" (jet queuchiug). не позволяют сделать однозначного вывода о наличии или отсутствии фазового перехода в КГП, Все имеющиеся экспериментальные данные могут быть, в принципе, пнтерп-

ретированы как с привлечением идеи о фазовом переходе так и без него.

В связи с этим большое значение приобретает измерение выхода прямых тепловых фотонов, которые несут неискаженную вторичными взаимодействиями информацию о состоянии области взаимодействия в целом и позволят сделать вывод о принципиальной возможности формирования кварк-глюонной плазмы при энергиях, достпжпмых на существующих ныне ускорителях.

Научная новизна. Впервые предложены метод разделения заряженных и нейтральных частиц, позволяющий проводить это разделение даже при не очень хорошей эффективности и пространственном разрешении вето-детектора заряженных частиц, и метод вычисления эффективности регистрации гамма-квантов многомодульным фотонным спектрометром в условиях высокой множественности. Эти методы позволяют существенно уменьшить систематическую погрешность при измерении спектров фотонов в релятивистских ядро-ядерных столкновениях.

Впервые измерено абсолютное сечение выхода фотонов в реакции Б 4- Аи прп энергии 200 ГэВ /нуклон и получен верхний предел выхода прямых фотонов в этой реакции. Сравнение этого верхнего продола с существующими теоретическими моделями позволяет отвергнуть некоторые сценарии описывающие процесс взаимодействия релятивистских яде]).

Конкретный личный вклад автора. По теме диссертации опубликовано 12 работ в соавторстве. Лично автором разработан метод вычисления эффективности регистрации фотонов в условиях высокой множественности вторичных частиц и метод инклюзивного разделения спектров заряженных и нейтральных частиц, позволяющий проводить такое разделение с высокой точностью даже прп низкой эффективности и плохом пространственном разрешении вето-детектора. Автором проведен анализ экспериментальных данных, получен верхний предел выхода прямых фотонов в реакции Б + Аи прп энергии 200 ГэВ/нуклон п проведено сравнение экспериментальных данных с существующими теоретическими моделями.

Апробация работы и публикации. Работы, положенные в основу диссертация, докладывались на семинарах И конференциях в ПОЯФ РНЦ "Курчатовский институт", а также на международных конференциях "Кварковая матерпя-93" (Борланге, Швеция), "Кварковая материя-

9"Г ;\1он;)еррей, США), международной конференции по физике н астрофизике кварк-глюонной плазмы в Калькутте. Индия (1993). конференциях по ядерной динамике в Сноуберд, США (1994) и Лез Арке, Франция >'1994;.

Основные результаты диссертации опубликованы в 6 работах, которые приведены в конце автореферата.

Положения выносимые на защиту.

• Методика вычисления эффективности регистрации фотонов в условиях высокой множественности путем наложения тестовых фотонов на измеренные события.

• Метод разделения заряженных и нейтральных частиц, который позволяет проводить .это разделение даже при низкой -эффективности и плохом пространственном разрешении вето-детектора заряженных частиц.

• Инвариантные сечения выхода фотонов в реакции 200 ГзВ/нуклон 5 + Аи в диапазоне поперечных импульсов 0,3 - 3,7 ГэВ/с и диапазоне быстрот от 2.1 до 2.9.

• Верхний предел выхода прямых фотонов в реакции Б + Аи при энергии 200 ГэВ/нуклон.

Структура и объем работы. Диссертационная работа состоит из введения, четырех глав п заключения. Основная часть диссертация содержи! 114 страниц текста, в том числе 8 таблиц п 54 рисунка. Снш ок использованной литературы содержит 120 наименовании.

Содержание работы.

По введении сформулирована цель работы и кратко изложено ее содержание.

В первой главе приводится обзор современного состояния релятивистской ядерной физики, »Осуждаются сигналы свндете.иЛлпующлс о возможном обраиовашш квнрк-глюошюй плазмы и делается о Спор предшествующих экспериментов по намерению выхода прямым фото-

•цов.' . . '

К настоящему времени получен большой экспериментальный материал по увеличению выхода странных частиц и подавлению выхода ■//(/' частиц в ядро-ядерных столкновениях по сравнению с адрон-ядерными взаимодействиями. Эти явления уже давно были выдвинуты в качестве основных сигналов образования кварк-глюонной плазмы. Однако современные теории позволяют оъяснпть как увеличение выхода странных частиц так и подавление выхода .7/ú частиц не прибегая к идее о фазовом переходе в КГП. Оба явления могут быть, в принципе, результатом термалпзашш системы и процессов перерассеянпя в адронном газе.

Прямые тепловые фотоны должны образовываться как в КГП так п в адронном газе. В отличие от вышеупомянутых сигналов формирования КГП. прямые фотоны являются, скорее, своего рода "термометром". который можно использовать для измерения температуры области взаимодействия. Наблюдая зависимость этой температуры от энергии и тппа сталкивающихся ядер, можно сделать выводы о фазовом переходе в ядерном веществе.

Попытки обнаружить прямые тепловые фотоны в релятивистских ядро-ядерных взаимодействиях были сделаны в ПЕРНе на ускорителе SPS коллаборадпямп HELIOS [1], NA45/CERES [2] и WA-80 [3]. Нп в одном m этих экспериментов прямые фотоны обнаружены не были. Выход фотонов в исследовавшихся реакциях мог быть, в пределах ошибки эксперимента, объяснен распадами нейтральных мезонов (прежде всего

и '/)•

Эти результаты, однако, находится в некотором противоречии с обнаруженным во многих экспериментах существенным увеличением выхода лептонных пар в ядро-ядерных взаимодействиях по сравнению с адрон-ядерными столкновениями. Так как прямые фотоны и е+е~ пары (виртуальные фотоны) имеют одну и ту же природу и должны, в принципе. нести аналогичную информацию о физических процессах, то обнаруженная разница между фотонами и лептонными парами трудно объяснима.

Во второй главе описывается экспериментальная установка и привидятся ее основые параметры (такпе как энергетическое и прост- ' ранетвонное разрешение) полученные в результате испытания прототипа.

Экспериментальная установка состояла из пучковых детекторов, калориметра промежуточных быстрот, калориметра пулевого угла, фо-

S

тонного спектрометра и вето-детектора заряженных частиц (см. рис. 1). Пучковые детекторы и два калориметра задавали триггер взаимодействия и позволяли определять степень центральности взаимодействия. Фотонный спектрометр состоял из 3816 модулей из свинцового стекла марки ТФ-1 обернутых майларом и просматривавшихся фотоумножителями ФЭУ-84. Поперечные размеры модулей (4x4 см) примерно соответствовали радиусу Мольера для ТФ-1, а длина (40 см) составляла примерно 16 радиационных длин, что обеспечивало практически полное поглощение электромагнитных ливней вплоть до энергий в несколько десятков ГэВ. Фотонный спектрометр располагался полукольцом вокруг пучка и обеспечивал перекрытие по псевдобыстроте от 2.1 до 2,9 п примерно 50% по азимутальному углу. Режекцця заряженных частиц обеспечивалась вето-детектором представлявшим собой две плоскости стрпмерных камер.

В этой же главе приводятся основные параметры фотонного спектрометра. такпе как энергетическое и пространственное разрешение, полученные в результате испытания прототипа спектрометра на пучке электронов и отрицательных пионов.

Далее описывается процедура калибровки'установки на пучке электронов и дополнительной абсолютной калибровки по положению пика от -и мезонов в спектре инвариантных масс пар гамма-квантов. Описывается процесс монпторпрованпя усилений детекторов в процессе измерений.

В третьей главе проводится анализ экспериментальных данных. • Эту главу можно разделить на несколько частей.

В первой части описывается алгоритм поиска кластеров в фотонном спектрометре п алгоритм разделения надожившпхся электромагнитных ливней

Во второй части описывается метод разделения заряженных и нейтральных частил, позволяющий проводить такое разделение инклюзивно с хорошей точностью (порядка 1%) даже при низкой эффективности и плохом пространственном разрешении вето-детектора.

Дело в том, пз-за конечного пространственного разрешения как самого вето-детектора, так и фотонного спектрометра, а также пз-за не 100"/' эффективности вето-детектора, часть заряженных частил может быть принята за нейтральные, а часть нейтральных режектпрована как заряженные. Это приводит, особенно в условиях высокой множественности вторичных частиц, к заметной систематической ошибке

в измеренном спектре фотонов. Предложенный метод позволяет существенно снизить эту ошибку.

Суть метода состоит в следующем. Центр ливня образованного фотоном может оказаться рядом с точкой вето только случайно - из-за перекрытия ливней от фотона и заряженной частицы. В этом случае фотон будет принят за заряженную частицу и будет режехтирован. Вероятность такой случайной режекции фотона может быть вычислена путем наложения тестовых электромагнитных ливней, смоделированных с помощью GEANTa. на реальные события и вычисления расстояния от центра тестового ливня до ближайших точек вето. При этом даже не очень важно насколько хорошо GEANT воспроизводит форму ливня и энергетическое разрешение детектора, так как вероятность "завечения" зависит практически только от расстояния между центром ливня и точкой вето (Существует, вообще говоря, слабая зависимость от формы ливня о бус лов ленная перекрытиями ливней от разных частиц и, как следствие, некоторому смешению центра электромагнитного ливня в сторону точки вето).

На рис. 2 показано распределение тестовых фотонов наложенных на реальные события в зависимости от расстояния от центра электромагнитного ливня до точки вето от заряженной частицы (Rvrla) для фиксированного поперечного импулься тестового фотона. На этом же рисунке приведено аналогичное распределение померенное в эксперименте.

Нормировка моделированного распределения может быть проведена как путем подгонки по правому краю распределения, так п по его крайней правой точхе, которая представляет собой число частиц, для которых в пределах квадрата 5x5 модулей не было найдено ни одной точкп вето (Я,,г1п = оо). В обоих случаях результат получается однпм п тем же.

Впдно, что для Ryrto >1.2 измеренное распределение очень хорошо совпадает с модельным распределением, то есть в реальном событии частицы с большими Rv,to являются на самом деле нейтральными и оказались рядом с точкой вето случайно.

Это означает, что для данного поперечного импульса (пли энергии, или быстроты) можно определить долю "случайно залеченных" частиц, которые представляют собой нейтральные частицы (фотоны и нейтроны) а также часть заряженных частиц для которых вето-детектор не сработал, п долю "неслучайно залеченных" частиц. Очевидно, что

последние представляют собой определенную долю заряженных частиц. Эта доля определяется эффективностью вето-детектора п в случае "вето-И" равна aJ, а в случае "вето-ИЛИ" (1 — (1 — а)2), где а есть вероятность срабатывания (эффективность) одной ио двух плоскостей вето-детектора.

В качестве примера того, как работает данный метод, на рис. 3 показано. как разделяются энергетические спектры нейтральных п заряженных частил в районе пика минимальной понпзашш. В полученном спектре нейтральных частиц пик. обусловленный минимально ионизирующими частппами, полностью исчезает, что указывает на практически полную режекппю заряженных частиц.

Далее описывается процедура вычисления поправки на конверсию фотонов в е+е~ пары и вычисления вклада нейтронов в спектр нейтральных частиц. Обе эти поправки не превышают нескольких процентов.

Во третьей части третьей главы приводится метод вычисления эффективности регистрации фотонов в условиях высокой множественности вторичных частпп.

Полученный после разделения заряженных и нейтральных частиц спектр энерговыделения фотонов не совпадает, вообще говоря, с истинным спектром фотонов, так как он искажен наложениями ливней от разных частиц и энергетическим разрешением детектора.

Для восстановления истинного спектра, то есть спектра фотонов вы-л<дающих из мишени, необходимо вычислить эффективность регистрации гамма-квантов фотонным спектрометром, которая должна учитывать все возможные источники искажения спектра п позволит из ( пектра энерговыделения фотонов получить их истинный спектр.

В условиях большой множественности вторичных частиц одним из основных источников искажения спектра гамма-квантов являются перекрытия ливней от разных частиц в детекторе. Ло-зтому для вычис-летиц эффективности регистрации гамма-квантов был предложен метод, который заключается в наложении одиночных тестовых фотонов на экспериментальные события п последующем поиске этих фотонов среди других кластеров в данном событии.

; Тестовые фотоноы были получены путем моделирования электромагнитных ливней в фотонном спектрометре с помощью пав-та программ GEANT. Подробное сравнение результатов моделирования г экспериментом приведены в работах [4, 5]. Это сравнение показало, что

моделирование, при условии учета светосбора, прозрачности свинцового стекла п учета дополнительного " размывания" сигнала за счет флуктуации числа фотоэлектронов на фотокатоде ФЭУ, хорошо воспроизводит экспериментальные данные.

Такой способ получения тестовых фотонов позволяет обеспечить хорошую статистическую точность при больших поперечных импульсах и дает увереннность в отсутствии среди тестовых фотонов примеси заряженных частиц и нейтронов. Кроме того, используя моделированные тестовые фотоны, можно учесть и вклад энергетического разрешения в искажение спектра гамма-квантов.

Возможны несколько подходов к вычислению эффективности регист-р;щии методом наложения тестовых фотонов. I

Самым простым является метод, при котором после наложения тестового фотона шцется ближайший (в пространстве) фотйн во вновь образовавшемся событии и, если его энергия не увеличилась более чем в два разз, то считается что тестовый фотон найден. В противном случае считается что тестовый фотон потерян в результате наложения. Необходимо«, введения обрезания по изменению энергии в два рапа объясняется тем, что в противном случае будет производиться "двойной счет", связанный с тем. что при перекрытии двух ливней с разной энергией всегда будет теряться низкоэнергетичный фотон, но эту потерю следует учитывать только если этот низкоэнергетичный фотон был тестовым фотоном наложенным на реальное событие.

Эффективность регистрации при этом вычисляется по формуле

С1 = Л"/+//Л"(0,

где .Уюг есть изначальный спектр тестовых фотонов, а Лг/+[ - спектр : найденных фотонов.

Основным недостатком этого метода является то, что необходимо принимать решение о том, потерян ли наложенный фотон совсем или. только изменил свою энергию и координату в результате наложения.

Этот недостаток может быть устранен при учете всех вновь появившихся и всех исчезнувших после наложения частил. При этом эффективность регистрации вычисляется путем вычитания спектра ис-чезнувшпх частиц из спектра вновь появившихся частиц (число вновь появившихся и исчезнувших частил, вообще говоря, не всегда равно 1) и деления на исходный спектр тестовых моделпрованых фотонов, то

есть:

£2 = (Nnew - Nio.i)INtoi

где Nntw есть спектр частиц появившихся в событии, a Ni0,t - спектр частиц исчезнувших из события после наложения тестового фотона. — 4 Двойной счет" при этом учитываеся путем введения энергетически зависимого веса при заполнении всех гистограм. Этот вес вычисляется следующим образом:

W = Е1Ы-ки/(Еи«-ш + £(Еш-ш.)) (1)

Недостатком обоих методов является то, что вычисляемая эффективность зависит от спектра тестовых фотонов, накладываемых на событие. А так как измеряемый спектр уже искажен наложениями, то возникает необходимость вычислять эффективность путем последовательных итераций.

Возможно, однако, н вычисление эффективности без применения итераций. Строго говоря, истинный спектр фотонов должен находиться из измеренного спектра путем решения интегрального уравнения:

Fa{Pi) = JA(PuP[) ■ FdPÎWPÎ (2)

где Fm есть измеренный спектр, Ft - истинный спектр, a A(P±,Pt) есть вероятность фотону с исходным поперечным импульсом Р± получить, в результате наложении, поперечный импульс Р±.

Матрица А(Р±,Р'1) может быть получена путем наложения тесто- ' вых фотонов на экспериментальные события.

Так как эта матрица является двумерной гистограммой с конечным числом каналов, то фактически решение интегрального уравнения (2) сводится к решению системы линейных уравнении.

Вычисление эффективности регистрации разными вышеописанными методами в сравнение результатов позволяет оценить величину систематической ошибки в величине эффективности регистрации. Отношения эффектпвностей полученных разными способами приведено на рис. 4 для центральных столкновений.

Итоговая эффективность регистрации гамма-квантов фотонным спектрометром. использовавшаяся при анализе данных показана на рис. 5 для центральные (левый рисунок) и периферических (правый рисунок) столкновении.

ю

То, что величина эффективности регистрации становится больше 1 для некоторых поперечных импульсов в центральных столкновениях, объясняется изменением энергии фотонов в результате наложений и экспоненциально спадающим характером спектра. Так как спектр фотонов резко спадает с ростом поперечного импульса, то число фотонов ушедших в результате наложений из ячейки с данным поперечным импульсом Р± будет всегда меньше, чем число фотонов пришедших в данную ячейку из ячейки с более высоким Р±. Это приводит к тому, что для больших поперечных импульсов число зарегистрированных фотонов с данным будет больше реального числа таких фотонов.

Для периферических столкновений эффективность регистрации всегда меньше 1, тале как вероятность перекрытия ливней от разных частиц в этом случае мала из-за малой множественности. Основную роль при этом начинают играть потери фотонов связанные с наличием "мертвых" модулей в детекторе а также переход фотонов в ячейки с меньшим поперечным импульсом из-за утечек электромагнитных ливней через края детектора.

В четвертой главе приводятся померенные спектры фотонов образующихся в реакции 200 ГэВ/нуклон Б + Аи и описывается процедура получения верхнего предела выхода прямых фотонов.

Здесь же подробно рассматриваются возможные источники систематических ошибок.

Измеренное инвариантное сечение выхода фотонов для событий с разной центральностью приведено на рис. б. Показано, что зависимость сечения от поперечного импульса Р± может быть хорошо описана эмпирической степенной функцией типа

Отношение Р0/п растет с ростом центральности столкновений от 110 до 125 МэВ, что отражает большую "температуру" (т.е. более пологие спектры) достигающуюся в центральных столкновениях.

Далее описывается процедура вычисления выхода прямых фотонов. Для этого необходимо получить выход фотонов ип распадов нейтральных мезонов, которые являются фоном для прямых фотонов. Показано, что достаточно учесть распады зг°, т), г)' и и> мезонов.

Выход распадных фотонов был получен методом Монте-Карло с использованием программ библиотеки ЛЕТБЕТ. При этом распределения

(3)

п

по поперечному импульсу для 7г° и г/ мезонов были взяты из эксперимента, а для г}' и ш мезонов были получены из спектров тг° мезонов в предположении о Мх-скейлинге.

Быстротные распределения для всех частиц были взяты из измеренного в эксперименте быстротного распределения для 7Г° мезонов. При этом было показано, что не обязательно онать быстротные распределения в полном телесном угле, а достаточно учесть лишь мезоны вылетающие в быстротном диапазоне 1,5-4.

После того как получен фон от распада нейтральных мезонов 7ф011, спектр прямых фотонов упр может быть получен, в принципе, простым вычитанием• фона из измеренного спектра фотонов 7ГОМ, т.е. 7„р =

7нЭЫ "/ф'1К •

• ■ Однако при представлении данных по прямым фотонам обычно принято приводить отношение "у/п°. Это делается для того, чтобы возможные систематические ошибки в спектрах фотонов и к® мезонов взаимно сократились. Так как: спектры тг° мезонов измеряются путем регистрации фотонов, то систематические ошибки должны быть довольно близки, тем более что болышш часть фотонов с данным поперечным тшульсом рождается при' распаде тг° мезонов с таким же импульсом. Удобно также иметь дело не с разностью, а с отношением Л1 = (7/х°)и:ш/(7/?гл)фои, которое дает долю фотонов измеренных фотонов по. отношению к тому что ожидается от распадов нейтральных мезонов и должно равняться 1 если прямые фотоны отсутствуют.

Самой чувствительной к шитичию прямых фотонов величиной является так называемое "двойное отношение", то есть отношение величины Д] полученной в центральных взаимодействиях к этой же величине цолученной для периферических столкновений.

Ваттом отношении все не (зависящие от центральности систематические ошибки должны сократиться. •

Это '"'двойное отношение" оказалось рапным

Е-у,-.1 2,4%-± 1,4%(статеистическая) ± 5,8%(спстематическая)

Это'означает, что в пределах оксперимснтальной ошибки фхход прямых фотонов в центральных соударениях не отличается от их выхода в псрпферпческ-х столкновениях.: • 1

Величина Л] покапана на рис. 7 в зависимости от поперечного импульса для периферических и центральных взаимодействии. Подгонка этой зависимости константой дает средний избыток фотонов в периферических соударениях

^периф. _ 1 = з_ 7% 4-0%(статистичесхая) ± 4, ^(систематическая) и '

/?"' "Тр' — 1 = 5,0% ± О,8%(статистическая) ± Г», 8%(систематическая). в центральных.

Эти результаты позволяют сделать вывод, что в пределах экспериментальной ошпбки прямых фотонов в реакции Б + Аи при энергии 200 ГэВ/нуклон не обнаружено. Полученные результаты позволяют лишь вычислить верхний предел выхода прямых фотонов в этой реакции. Этот верхний предел показан на рпс. 8 вместе с теоретическими предсказаниями выхода прямых фотонов в некоторых гидродинамических моделях столкновения релятивистских ядер. Все эти модели предполагают, в топ или пной степени, наличие термодинамического равновесия в области взаимодействия. Сплошная п пунктирная линпп покрывают предсказания моделей в которых формирования КГП не происходит [6, 7], а точечная п штрих-пунктирная кривые соответствуют сценариям в которых фазовый переход тлеет место [б, 8].

Таким образом, хотя в настоящее время ни одно из теоретических предсказаний выхода прямых тепловых фотонов пе является окончательным и общепринятым, п вопрос о формировании КГП все еще является открытым, тем не менее можно сказать, что сравнение различных теоретических результатов с полученным экспериментальным верхним пределом псклюпает простые гидродинамические описания реакции 200 ГэВ/нуклон Б + Аи на основе чпсто адронного термалнзо-ваппого газа без привлечения идеи о фазовом переходе. В ртом контексте было бы интересно провести сравнение экспериментально полученного верхнего предела выходя прямых фотонов с предсказаниями моделей йе предполагаюпшх наличие термодинамического равновесия в системе (например каскадными моделями): -

Б .заключени ии кратко формулируются основные выводы.

Основные результаты работы.

Основные результаты диссертационной работы таковы.

• Разработана методика вычисления эффективности регистрации гамма-квантов многомодульным фотонным спектрометром в условиях высокой множественности вторичных частиц.

• Предложен метод разделения заряженных и нейтральных частиц, который позволяет проводить это разделение даже при низкой эффективности и плохом пространственном разрешении ветсн детектор заряженных частиц.

• Измерено инвариантное сечение выхода фотонов в реакции S+Au при энергии 200 ГэВ/нухлон в диапазоне поперечных импульсов 0,3 - 3,7 ГэВ/с п диапазоне быстрот 2,1 - 2,9.

• Определен верхний предел выхода прямых фотонов в реакции S + А и при энергии 200 ГэВ/нуклон. Его сравнение с теоретическими моделями образования прямых фотонов в релятивистских ядро-ядерных столкновениях исключает простые гидродинамические описания этой реакции на основе чисто адронного термализованого газа без привлечения идеи о фазовом переходе в КГП (выход прямых фотонов в этих моделях слишком велик). В то же время гидродинамические модели в которых имеет место фазовый переход из адронного газа в КГП не противоречат полученному верхнему пределу.

Список литературы

[1] T.Akesson et al., Z. Phys. C46(1990) p.369

[2] P.Wurm et al., Nucl. Phys. A590(1995) р.ЮЗс

[3] R.Albrecht et al., Z. Phys. C51(1991) p.l

[4] А.Лебедев и др., препринт ИАЭ-5731/2 (1994)

[5] А.Лебедев, препринт ИАЭ-5732/2 (1994)

[6] D.K.Srivastava and B.Sinba, Phys. Rev. Lett,, 73(1994) p.2421

[71 A.Dumitni et al., Phys. Rev. C5i(1995) p.2166

[8] Yu.A.Tarasov, Preprint IAE-5931/1 (1995)

Основные результаты диссертации опубликованы в следующих работах:

1. R.Santo,... A.L.Lebedev et al., Photon and Neutral Meson Data from the Collisions of 200 AGeV Sulphur Ions with Gold Targets, Prog. Part. Nucl. Phys. 30(1993) p.353

2. R.Santo.... A.L.Lebedev et al., Single Photon and Neutral Meson Data from WA80, Nucl. Phys. A566(94), p. 61c; Proceedings of the 10th International Conference on Ultra-Relativistic Nuclear Collisions (Quark Matter-93), Borlaenge, Sweden, June 20-24, 1993.

3. А.Л.Лебедев, А.С.Нянин и T.S.Awes, Investigation of photon spectrometer prototype properties, Препринт РНЦ "Курчатовский Институт" IAE-5731/2, 1994 г.

4. А.Л.Лебедев, Simulation of photon spectrometer prototype properties, Препринт РНЦ "Курчатовский Институт" LAE-5732/2, 1994 г.

5. R.Albrecht,... A.L.Lebedev et al.. Search for direct photon production in 200 AGeV S+Au reaction, Nucl.Phys. A590(1995), p.81c ("Quark Matter-95" ).

6. R. Albrecht,... A.L.Lebedev et al., Limits on the Production of Direct Photons in 200 AGeV 32S + Ли collisions, Phys. Rev. Lett., v.76(1996), p. 3506

Рис. 1: Схема экспериментальной установки

10

10

10

10

rveto= 00

tf

Г

i_I , , , i

iL

0 0.5 1 1.5 2 2.5

R

VETO

Рис. 2: Экспериментально измеренное распределение частиц по (•) и аналогичное распределение полученное для тестовых моделированных фотонов наложенных на реальные события (о).

ю -

V4

• Чн» 'ЧлГ4-

А

10

^ » » I < > . 1 1 > » , I Г 1 . 1 1 1 1 л 1_I., л л, >,,,{ >„. >,.,4 -1 .

400 600 800 1000 1200 1400 1600 1800

Е,МеУ

Рис. 3: Пример разделения нейтральных и заряженных частиц б районе пика минимальнй ионизации, о - нейтральные частицы, • - заряженные частицы, * - суммарный спектр.

1.61 1.5 1.4 1.3 | 1.2 | 1.1 1

0.9 I 0.8 0.7 0.6

еУЕ1

ил

Рт, МеУ/с

еА

40

2 40

Рт,МеУ1с

Рт, МеУ/с

2

Рис. 4: Отношение эффективностей полученных "двумерным эдночастичным" способом (слева), "одномерным многочас-гичным" способом (в центре) и "двумерным многочастичным" гпособом (справа) к эффективности полученной "одномерным )Дночастичным" способом.

и

1.5 г-

1-4г

1.3^ 1.2 | 1.1 | <

0.9 Ё-0.8 5> 0.7^ 0.6

0.5 г—

ооО<>0

1000

2000 Р

3000 4000 т, МеУ/с

оо«о

ООоО<><|>

♦«I

1000

2000 Р.

3000 4000 т, МеУ/с

Рнг. о: Эффективность регистрации фотонов в центральных (левый рисунок) и периферических (правый рисунок) столкновениях.

Рнс. б: Инвариантные сечения выхода фотонов б реакции 5+Л» при энергии 200 ГэГЗ/нук.юп длп центральных (•), периферических (о), и длп всех столкновений (*).

-1Л

ля

ЛЯ 1.1 1

0.9

м,

-,1.4

<

ЛЯ 1.2 1.1 1

0.9

1 1 ' ■ 1 ■ ■ ' ' * 1 ' ' 1 ^ ■ ' 1 ' 1 ' ' ' ' 1 ■ ■ » ' 1 | ■ I 1 1

05

15 2 25

3 35 Рт,веУ

I,

0.8

1 ' ■ ■ ■ ' ' ' ' ' { ' ' ' ' 1 ' ' '

I , , . 1 I

,1.-1| L 1—1

О 05 1 15 2 25 3 35

Рг,веУ

Рис. 7: Отношение выхода фотонов к выходу мезонов деленное на отношение полученное при моделировании распадов нейтральных мезонов в центральных столкновениях (верхний рисунок) и это же отношение для периферических столкновений (нижний рисунок).

10

^ ; ко Ъ

ю

а.

2 ю

•о ш

210 10~

10

10

200 А веУ 328 + Аи

Ж "

I \ZVA80

^ I

5г^аз1ауа апс! БтЬа [6]

^ I

На<1гоп даэ, "Г-408 МеУ Т

""""...... X I

X

' ' ■ 1

- СКЗР, 1,-203 МеУ

- Оигтайи е1 а1, (Найгоп даэ) [7]

- Уи. Тагаэоу (СХЗР) [8]

I

.....

03

1.5 2 23 3 33 Рт (СеУ/с)

'ис. 8: Верхний предел выхода прямых фотонов в реакции Б+Аи ри энергии 200 ГэВ/нуклон. Сплошная и пунктирная кривые -ыход прямых фотонов в моделях без фазового перехода в КГП. очечная и стрих-пунктирная кривые - предсказания моделей в оторых образование КГП происходит.