Изучение рождения J/ Ψ-мезона и его семейства в столкновениях тяжелых ионов в экспериментах на SPS CERN

Джубеллино Паоло

Изучение рождения J/ Ψ-мезона и его семейства в столкновениях тяжелых ионов в экспериментах на SPS CERN тема автореферата и диссертации по физике, 01.04.23 ВАК РФ

Джубеллино Паоло АВТОР

доктора физико-математических наук УЧЕНАЯ СТЕПЕНЬ

Дубна МЕСТО ЗАЩИТЫ

2000 ГОД ЗАЩИТЫ

01.04.23 КОД ВАК РФ

Введение диссертация по физике, на тему "Изучение рождения J/ Ψ-мезона и его семейства в столкновениях тяжелых ионов в экспериментах на SPS CERN"

Исследования ультра-релятивистских столкновений тяжелых ионов в лабораториях Berkeley , Дубва, CERN и Brookhaven [1], [2] открыли новую область исследований, лежащую на стыке традиционных наук — физики элементарных частиц и физики ядра — направленную на изучение сильно-взаимодействующей материи в экстремальных условиях высоких плотностей энергии и барионного заряда. В физике высоких энергий в наше время материя рассматривается составленной из отдельных элементарных частиц, взаимодействующих посредством калибровочных полей. С другой стороны, в ядерной физике ядра исследуются на базе эффективных, феноменологических моделей и предполагается, что материя построена из адронов, которые представляют собой сложные системы, проявляющие коллективные свойства. В физике же релятивистских ядерных столкновений исследуется плотная материя, составленная из большого числа сильно взаимодействующих частиц, и в этом смысле теорию, описывающую это состояние материи, можно рассматривать как термодинамику КХД, или же как физику конденсированного состояния элементарных частиц. Наблюдая материю, сжатую до плотностей, значительно превышающих плотность в нуклонах, эта новая область исследований позволяет изучать и проверять КХД на ее естественном энергетическом масщтабе (Лкхд), затрагивал тем самым фундаментальные вопросы конфайнмента, нарушения киральной инвариантности и проблемуктуры физического вакуума. Кроме того, знание уравнения состояния ядерной материи при экстремальных плотностях существенно и для астрофизики, для понимания динамики взрыцг сверхновых и стабильности нейтронных звезд. Ч

Общепринятая на сегодня теория сильных взаимодействий — КХД (неабелева теория цветных кварков и глюонов) — предсказывает абсолютно различные сценарии динамики процессов в высоко-энергетическом режиме (или в области малых расстояний) и в режиме низких энергий (в области больших расстояний), где цветные кварки и глюоны кажутся связанными в бесцветные адроны силами, растущими с расстоянием. Исходя из свойства асимптотической свободы, интуитивно можно было бы ожидать, что в срепе с достаточно высокой плотностью кварков и глюонов, последние смогут двигаться свободно на "большие" расстояния порядка нескольких ферми. Действительно, расчеты решеточной КХД показали, что при достаточно высоких плотностях энергии должен происходить так называемый фазовый переход деконфайнмента. Под этим переходом подразумевается образование кварк-глюонной плазмы (КГП), то есть состояния со "свободными" кварками и глюонами, размеры и время жизни которого достаточны, чтобы описывать его с помощью термодинамических параметров. В КГП коллективные эффекты приводят к экранировке дальнодейсгвующих цветных сил, в результате чего среда становится цветным проводником в противоположность обычному вакууму, который является совершенным цветным изолятором, связывая цветные кварки и глюоны в адронный "мешок". На стадии своего формирования Вселенная должна была пройти точку фазового перехода от КГП к газу адронов примерно через Ю-6 сек после Большого Взрыва. Правда сам переход осуществлялся на значительно больших временных масштабах, чем тот, который достижим в лабораторных условию;, поскольку гравитационные силы замедляли расширение системы.

В 1965 году, на основе анализа спектра наблюдаемых адронных состояний, Хагедорн

3] вывел следующее выражение для плотности уровней возбужденной адронной материи, растущей экспоненциально где кв постоянная Больцмана, интегрируема только в области значений 1 /(кв Т) больших, чем 1/шо. То есть при температуре больше критической Тс = гпц/кв, адроны уже не существуют. Из экспериментальных данных было получено значение mо ~ 200 МэВ, которое определяет так называемую температуру Хагедорна Тс ~ 200 МэВ. Простейшие модели адронов, такие как MIT модель "мешков" [4], интерпретируют это свойство как следствие конфайнмента кварков. В делом, такие феноменологические модели согласуются с выводом, что адронные системы "вымирают" при температурах выше критической — в интервале от 150 до 200 МэВ. Приближаясь к точке фазового перехода из кварк - глюонной фазы, можно построить гидродинамическую картину плазмы и оценить, при какой минимальной температуре плазма становится нестабильной по отношению к формированию бесцветных синглетных состояний — адронов (конденсированных капель). Феноменологические модели предсказывают температуру перехода около 200 МэВ, которая на языке плотностей энергии Стефана-Больцмана соответствует ~ 2 3 ГэВ/ Ф3.

В КГБ кварки должны потерять свою эффективную массу, которой они обладают в адронах в состоянии конфайнмента, превращаясь в токовые кварки с соответствующей " затравочной" массой. Тогда, при малых и практически равных нулю массах кварков, КГП была бы кирально симметричной. Казалось бы нет никакой принципиальной причины, по которой переходы деконфайнмента и восстановления киральной инвариантности происходили бы при одинаковых температурах. Однако, вычисления в решеточной КХД свидетельствуют в пользу того, что в действительности, по-видимому, эти переходы совладают или очень близки.

Таким образом можно ожидать, что картина фазового перехода, сопровождающая ульг-рарелятивистские столкновения ядер, будет соответствовать локальному возмущению физического вакуума, при котором произойдет переход от цветного изолятора с нарушенной киральной симметрией в цвето-проводящий киральио-симметричный вакуум. Было бы чрезвычайно важным, если бы удалось обнаружить восстановление киральной инвариантности. Это проливало бы свет на процесс спонтанного нарушения киральной симметрии и происхождения составных масс, что является одной из фундаментальных загадок современной физики. Следует отметить кроме того, что это единственный фазовый переход в системе элементарных полей, у которого есть шанс быть обнаруженным в лабораторных условиях, поскольку для следующего, связанного с нарушением электрослабой симметрии, требуются температуры уже на порядок большие, что выглядит сегодня абсолютно недостижимым экспериментально.

Часть I. Физика экспериментов NA50 и сигналы об' разования КГП и фазового перехода.

2 Термодинамика ядерных столкновений.

Тогда, статистическая сумма

Релятивистские столкновения тяжелых ионов являются безусловно лучшим инструментом создания сильно-взаимодействующей системы, которая может изучаться с привлечением термодинамических понятий. Как известно, система должна состоять из большого количества частиц, чтобы были применимы макроскопические переменные, иметь размеры много большие длины свободного пробега, составляющей для кварков ~ 0.5 Ф, при плотностях порядка ~ 2 ГэВ/Ф3, чтобы каждая частица претерпела несколько столкновений, и наконец, имсеть большую плотность энергии. Феноменологические оценки показывают что при столкновении ядер с ультрарелятивистскими энергиями эти условия действи тельно удовлетворяются. Образующаяся при столкновении РЬ-РЬ на SPS система имее-i объем порядка 1000 Ф3, состоит из ~ 2000 частиц, дает явные свидетельства перерассеяния (более одного столкновения на частицу) и обладает плотностью энергии в ~ 20 раз превышающую плотность в ядре и в ~ 4 раза превышающую плотность в адроне. Поэтому тяжелые ионы, по-видимому, действительно являются правильным инструментом изучения термодинамики КХД.

Схематически картина столкновения между двумя релятивистскими ядрами с различными атомными числами А показана на рис. 1. Лоренцевское сокращение приводит налетающие ядра к сжатию до двух "блинов" с поперечными размерами, равными сечению ядер, и продольными размерами порядка ~ 1 Ф. Параметр столкновения Ь разделяет нуклоны на участников, которые вовлечены в первичные нуклон-нуклонные столкновения, и спекта-торов, которые продолжают движение вдоль их первоначального направления, претерпевая только незначительные возмущения. Столкновения, имеющие b ~ 0, определяются как центральные. Измерение энергии спектаторов E!ero.degree часто используется для определения геометрии столкновения, тогда как поток частиц и поперечная энергия используется для оценки энергии, освобожденной в столкновении нуклонами-участниками. При описании конечного состояния часто используется быстрота у = 0.5 log{(£ -+■ pz)/(E — pz)}, или ее приближение (справедливое при релятивистских импульсах) — псевдобыстрота 1) = — log(0/2). Быстроты фрагментов пучка и мишени будут сосредоточены вблизи соответствующих первоначальных быстрот. Вылетающие же под большими углами частицы будут населять центральную область быстрот [5]-[8].

Пространственно-временная эволюция ядерного столкновения при высоких энергиях показана на рисунке 2. Сначала нуклон-нукповные взаимодействия перераспределяют часть первоначальной энергии между другими степенями свободы, которая в итоге вкладывается в кварковые и глюонные составляющие системы за характерное время формирования го ~ 1 Ф/с. Партон-партонные взаимодействия при этом могли бы привести к формированию КГП. Последующее расширение и испарение привели бы к быстрому остыванию КГП, которая бы прошла через "смешанную фазу", когда адроны и "очаги" плазмы сосуществуют вместе, затем сконденсировалась бы в обычные адроны, поначалу spectators у=0 central region

Рис. 1: Картина столкновения между двумя релятивистскими ядрами. типичным термальным распределением: f(pг) ос ехр(—т^/Х) (областьрт меньше нижней границы "загрязнена" распадами резонансов, больше верхней рассеяниями на фрагментах ядер) [15]. Реальные или виртуальные лептонные пары (1+1~) [16]—[20], фотоны [21], которые высвобождаются на ранней стадии, представляют собой излучение абсолютнс черного тела, которое связано с темцературой системы. Будучи наиболее прямо связан ными с температурой, эти спектры являются, однако, и чрезвычайно трудно измеримым! сигналами образования КГП. Пространственно-временная эволюция системы и, в част ности, объем, на котором происходит вымораживание, могут быть измерены с помощьн интерферометрии тождественных частиц (НВТ). Наконец, флуктуации множественности могут служить сигналом: критических явлений, связанных с фазовым переходом [22].

Восстановление киральной симметрии проявляется в изменении производства странности, которое в обычных условиях подавлено из-за большой массы «-кварка [23]—[25], а также в изменении масс адронов. Массы, ширины и распады частиц, таких как р, w и ф могут претерпевать резкие изменения. В частности, $-мезон, имеющий очень малое фазовое пространство для распада на два К мезона, чрезвычайно чувствителен к изменению массы я-кварка. ■'.■.<

Работа NA50 непосредственно посвящена изучению одного из сигналов образования КГП [26], идея которого состоит в том, что переход деконфайнмента изменяет природу среды, в частности, длину экранировки. Это приводит к "плавлению" тяжелых резонансов, которые рождаются только на ранней стадии взаимодействия. В том случае когда длина экранировки становится меньше радиуса резонанса, два кварка больше не взаимодействуют и резонанс распадается, хотя существуют и конкурирующие эффекты подавления резонансов, например, абсорбция. Для того, чтобы отделитьэти эффекты друг от друга требуется чрезвычайно детальный анализ, важную роль в котором может сыграть изучение энергетических потерь быстрых кварков (подавление пар жестких струй). Оно является весьма чувствительным к наличию среды и по существу может рассматриваться в качестве еще одного сигнала образования КГП.

ВИ Hlimnabmier R1 К2 Ч'тШ magnet Ю К4 п ег

1 2 3 4 5 б 7 » 9 К tl ll 13 М 15 1б /7 18 m

Рис. 3: Установка NA50. Детали установки в районе мишени показаны на Рис. 4

3 Экспериментальная установка NA50.

Детектор NA50 (рис. 3 и 4 ), по сути — это усовершенствованная версия установки NA38. Он был специально спроектирован с расчетом на высокий уровень облучения, огромные множественности и фон, индуцируемый налетающими ионами РЬ. Детектор состоит из мюоннбго спектрометра с улучшенным, по сравнению с достигнутым в эксперименте

SiOS Jibers to fragment detector's Ж*М

ЕШ С. czx

Fragment detector

7 subtargets L,.j

Multiplicity

Detector

Preabsorber

BeO)

Electromagnetic Calorimeter

Collimator

Си, 4 \)

Carbon Absorber

ZDC Si02 fibers, 5.5 X,) о 5в /00 750 200

Рис. 4: Расположение элементов эксперимента NA50 в районе мишени.

NA38, разрешением по массам мюонных пар. В нем используется сегментированная РЬ-мишень с идентификацией вершины для точного определения области первоначального взаимодействия и отделения повторных взаимодействий фрагментов спектаторов, которые могут привести к неправильному определению центральности. Оценка центральности может быть проведена на основе анализа последовательных событий, используя три независимых детектора, а именно: электромагнитный калориметр (ЕС), который меряет энергию уносимую нейтральными частицами в поперечном направлении в интервале псевдобыстрот 1.1 < т) < 2.3, кремниевый микростриповый детектор множественности (MD), который покрывает интервал псевдобыстрот 1.5 < т) < 3.9, и, собственно, прямой адронный калориметр ("калориметр нулевого угла", или ZDC), который меряет энергию, уносимую в Pb-Pb взаимодействии спектаторами пучка. Как видно из рисунка 4, где показана область мишени, ZDC помещен на траектории пучка внутри адронного поглотителя. Для минимизации фона от частиц, рожденных в столкновении, его угловой аксептанс (т] > 6.3) определяется медным коллиматором с конической апертурой. В установке NA50 добавлен новый детектор для получения информации о заряде спектаторных фрагментов испускаемых в распаде РЪ-снаряда после его взаимодействия с мишенью. Это измерение выполнялось параллельно со стандартной NA50 процедурой сбора данных, то есть в экспериментальных условиях, которые оптимизируются скорее для детектирования чармония, чем для изучения фрагментации. Это рассмотрение определило выбор и конструкцию фрагментационного детектора (FD), который должен иметь малый размер, поскольку единственное место для его размещения имеется внутри адронного поглотителя, как раз перед ZDC, как показано на рис. 4. Более того, детектор должен работать при высоких интенсивностях пучка, используемых в NA50 (107 Pb-ионов/сек.) и обладать высокой радиационной стойкостью (несколько Град).

Мюонный спектрометр. Мюонный спектрометр использует те же основные компоненты, что и спектрометр в эксперименте NA38 [27]. Спектрометр отделен от района мишени адронным поглотителем длиной 4.8 м, выполненным из графита с вольфрам-урановой центральной вставкой для поглощения частиц пучка, которые не взаимодействуют с мишенью. Гексагональный симметричный магнит создает тороидальное поле, ко- j торое приводит к изгибанию траекторий, измеряемых двумя наборами проволочных пропорциональных камер, состоящих из 4-х камер каждый (на рис. 3 — РС1-РС4 и РС5-РС8) и расположенных соответственно со стороны входящего и выходящего из магнита потоков частиц. Четыре пластиковых сцингилляцнонных годоскопа (R1-R4) обеспечивают тригги-рование мюонных пар. Мюон ^йксйруется по четырехкратному совпадению на счетчиках R1 и R2, отбирающих частицы с траекториями из мишени, а также на счетчиках R3 и R4, позволяющих быстро определить поперечный импульс частицы. Для срабатывания триггера требуется два таких совпадения в различных секторах. Эффективность триггера измеряется новой системой двух годоскопов (Р1 и Р2), специально сконструированных для этой цели. Основные отличия мюонного спектрометра NA50 по сравнению со спектрометром NA38 следующие:

• он "накрывает" интервал по псевдобыстроте 2.8 < rj < 4.0;

• значение тока в магните — 7000 А, что обеспечивает поле тороидальной конфигурации Вф — 0.51 Тл со средним радиусом г = 75 см и f В dl = 2.1 Тлм;

• адронный поглотитель со стороны вылетающего из мишени потока частиц выполнен из слоя ВеО толщиной 60 см, следующего за ним слоя С толщиной 400 см, и слоя Fe толщиной 80 см.

В результате обеспечиваемое разрешение по массе ]/ф — = 3.1 %, а аксептанс для мюонных пар порядка 15 % для инвариантных масс, больших 3 ГэВ/с.

Сегментированная мишень. Мишень состоит из семи раздельных подмишеней РЬ, которые расположены на расстоянии 25 мм отдельно друг от друга вдоль оси пучка. Толщина каждого диска подмишени равна 1 мм, составляя в сумме 17.5 % от длины взаимодействия. Их диаметр (2.5 мм, за исключением самой первой, диаметр которой 4 лея) подобран таким образом, чтобы перекрывать 100 % площади сечения падающего пучка РЬ. За каждой из псщмишеней расположены последовательно две кварцевые пластины, несколько смещенные относительно оси пучка. Порождаемое в них черенковское излучение служит для определения вершин как первичного взаимодействия, так и повторного взаимодействий фрагмента спектатора (если таковые имеют место). В конструкции мишени предусмотрена "защита" от влияния взаимодействий в налетающем пучке. Для этого перед мишенью установлены два "анти-гало" кварцевых счетчика, расположенных соответственно на расстояниях 512 и 187 мм от центральной мншени. Они покрывают площадь 40 х 40 мм2, каждая из них имеет в центре отверстие диаметром 3 мм, выбранное несколько большим, чем диаметр меньшей подмишени, обеспечивая тем самым полную проходимость первоначального пучка РЬ. Пластины задерживают многозарядные фрагменты, являющиеся результатом паразитных взаимодействий в налетающем потоке. Эффективность стандартного алгоритма, позволяющего идентифицировать подмишень, где имеет место взаимодействие (рождается мюонная пара), зависит только от множественности столкновения. В частности, для данной множественности или, что эквивалентно, поперечной энергии Ет, эта эффективность является одной и той же, независимо от того производит взаимодействие J/ij> или дрелл-яновскую мюонную пару, и сокращается в отношении этих двух сечений. Тем не менее, поскольку распределения по поперечной энергии ассоциируемые с Jj%ji и дрелл-яновскими событиями являются различными, эффективности детектирования, усредняемые по всему интервалу поперечной энергии, оказываются также различными. Они определяются и применяются раздельно при вычислении поперечных сечений, проинтегрированных по Ет. Следует заметить, однако, что из-за относительно малого числа вторичных частиц в периферийной области эффективность метода восстановления мишени становится довольно низкой (10 — 20 %). Поэтому для восстановления ^кцмишени по периферийным событиям применяется процедура (и только в этом случае) ^Кгенее жесткими ограничениями, а именно: для идентификации мишени требуется срабаг тывание только одной из кварцевых пластин. Это позволяет увеличить статистику этих специфических событий.

ВеО предпоглотитель. За системой мишеней следует конической формы предпогло-титель длиной 60 см, выполненный из окиси бериллия (ВеО). Основание конуса расположено за второй плоскостью детектора множественности, то есть на расстоянии 25 см от центра мишени. Конус накрывает область псевдобыстрот 2.65 < т) < 6.20, и поэтому располагается как раз вдоль мюонных траекторий от мишени к спектрометру. Центральное отверстие вдоль оси пучка позволяет ионам, которые не взаимодействовали с мишенью, свободно проходить к калориметру нулевого угла (ZDC) и далее к урановому поглотителю пучка.

Электромагнитный калориметр. ВеО предпоглотитель окружен электромагнитным калориметром (ЕС), который служит для измерения поперечной энергии нейтральных частиц, рождающихся во взаимодействии. ЕС расположен на расстоянии 32 см от центра мишени и отвечает интервалу псевдобыстрот 1.1 < г) < 2.3, то есть за пределами аксептанса спектрометра. Калориметр выполнен из сииытиллирующих нитей диаметром 2 мм, "вшитых" в свинцовый преобразователь толщиной 14 см в объемном отношении 1: 2 (Lro<j = 0.93 см). Его рабочая поверхность разделена на шесть секторов, каждый из которых в свою очередь разделен на четыре сектора, что позволяет проводить измерения в приблизительно равных псевдобыстротных порциях. Разрешение калориметра составляет 5 % для центральных РЬ-РЬ столкновений. Загрязнение за счет заряженных частиц 40 %-ый вклад в измеряемую с помощью ЕС поперечную энергию. Такая оценка загрязнения получена на основе симуляций пакета GEANT и вычитается из результатов измерений, чтобы обеспечить нейтральный спектр поперечной энергии, который используется в работе.

Фронтальный калориметр. Фронтальный калориметр (или ZDC) [28]. расположен вдоль оси пучка за мишенью, с основанием находящемся в 165 см от центра мишени. Калориметр вложен в основной графитовый мюонный фильтр, непосредственно перед ядром ад-ронного поглотителя. Для того, чтобы выдерживать огромные дозы облучения он построен на основе кварцевых нитей. Подобно классическим "спагетти"-калориметрам сшшхоновые оптические нити (диаметром 365 /лм) "вшиты" в танталовый конвертор в объемном отношении 1 : 17. Этот конвертор имеет длину 65 см, а его поперечное сечение 5x5 см2. Калориметр меряет черенковское излучение, порождаемое спектаторами пучка, образующими ливни в танталовом поглотителе. С целью минимизации загрязнения, возникающего от частиц, рожденных в столкновении, его угловой аксептанс определяется расположенным впереди железным коллиматором длиной 60 см, имеющим отверстие в форме конуса с разводом, несколько большим, чем расходимость пучка. Разрешение калориметра равно 7 % для 208РЬ (32.7 ТэВ).

Годоскоп пучка. Годоскоп пучка (ВН) используется для идентификации и подсчета падающих ионов. Он также используется для отсеивания событий, когда два или более налетающих иона находятся настолько близко во времени (менее чем 20 наносек), что возможное "нагромождение" взаимодействий может привести к заметным ошибкам в измерениях, производимых детекторами в области мишени. Наконец, сигналы ВН также используются в ситуации, когда спектрометр зафиксировал кандидата на мюонную пару, для открытия всех детекторов в эксперименте с максимальной задержкой в 1 наносек по отношению ко времени прибытия иона РЬ. Для того, чтобы справиться с очень высокой интенсивностью налетающего пучка, плоскость ВН разделена на шестнадцать отдельных кварцевых: счетчиков, так что интенсивность на каждом из них приблизительно на порядок ниже, чем полная. Таким образом, ВН представляет собой плоскость, состоящую и^^ 16-ти кварцевых счетчиков толщиной 0.7 мм. каждый. Он расположен в 22-х метрах отЩр мишени, в районе, где благодаря оптике линии пучка сечение пучка достаточно велико, чтобы накрывать большую площадь детектора. Это позволяет уменьшить приходящуюся на каждый из счетчиков интенсивность с максимальной эффективностью. Шесть вспомогательных детекторов (BHI), выполненных из сцинтилляционных счетчиков, расположены непосредственно за годоскопом и несколько смещены по отношению к оси пучка. Они фиксируют события, когда падающий ион РЬ провзаимодействовал собственно с ВН, что позволяет в дальнейшем при обработке данных их отсеять.

4 Условия набора данных.

В эксперименте использовался пучок со средним выбросом 3 107 ионов, что дает приблизительно 4.8 10е взаимодействий в 4.5 секундном интервале. Триггер мюонных пар, обеспечиваемый годоскопами спектрометра, срабатывал 900 раз на выброс. В течение времени выброса данные из каждого набора детекторов (MWPC, ZDC, .) сохраняются в буферной памяти сети из 24-х транспьютеров типа Т800, обеспечивающих параллелизм, достаточный для буферирования информации со всего выброса, то есть вплоть до 5000 событий (что эквивалентно 17 мегабайтам). Большинство из транспьютеров размещены в модулях VME типа В016 (производимых Imnos), которые оснащены памятью с дуальным портом. По истечении времени выброса сеть контролирует корректность данных, и результаты контроля для каждого из событий записываются в регистр состояния. Затем данные со всего выброса и их состояние параллельно передаются по транспьютерны!^^ f связям (со скоростью 20 Мегабит/сек) на карты В016 в ящик приема данных. Такш^^ образом, данные готовы к обработке уже спустя 10 секунд после окончания выброса. Те же данные одновременно досылаются на карты В016 в тах называемый "шпионский" ящик, который содержит 6 микропроцессоров, предназначенных для гибкой он-лалновой обработки, без какого бы то ни было влияния на работу ящика приема данных. В интервале между выбросами центральный микропроцессор аппаратуры приема данных считывает порции событий, размещенных в буферах данных выброса, для воссоздания полных событий. Он также контролирует целостность данных, записывает хорошие события выброса на картридж и передает ту же информацию на VAX компьютер, который следит за поступающими данными и управляет системой приема (виды пусков, инициализация). В течение сеанса 1995 года в целом было записано более 60 миллионов событий.

Отбор событий. На вход он-лайновой программе воссоздания мюояов требуется по крайней мере два трека в воздушных секторах тороидального магнита, восстановленные по точкам прохождения в многопроволочных пропорциональных камерах, с одновременным срабатыванием соответствующих триггерных счетчиков. Кроме того, треки должны иметь общее начало на одной из мишеней. Этим критериям воссоздания удовлетворяют 45 % событий, обработанных в режиме оф-лайн. Для того, чтобы быть отобранными в число событий для окончательного анализа события должны пройти "общую" процедуру отбора в соответствии с описанными ниже критериями: Один единственный падающий ион зафиксирован годоскопом пучка в 20 наносек окне, открываемом триггером. Это жесткое условие отбирает взаимодействия, свободные от переполнения, ценой 20 %-х потерь событий. Этот критерий может быть опущен без существенного влияния на результаты, поскольку в большинстве случаев (84 %) двух "одновременных" падающих ионов лишь один взаимодействует с мишенью, а в оставшихся 3.2 % всего набора данных, еще половина отсеивается алгоритмом мишени.

• Только один падающий ион фиксируется ZDC. Этот отбор основан на анализе формы ZDC сигнала. Этот критерий излишен при наличии предыдущего, если пренебречь неэффективностью.

• Алгоритм мишени идентифицирует одну и только одну подмишень как начало взаимодействия. Это условие отсеивает события, когда два падающих иона провзаи-модействовали в двух различных подмишенях, а также события, когда вылетевший спектатор снаряда снова взаимодействует с одной из последующих подмишеней.

• Ион РЪ, ассоциируемый с событием, не провзаимодействовал собственно с БН или где-то перед мишенью. Этот отбор основан на информации, поступающей с BHI и анти-гало счетчиков, как описано выше.

• Два и только два грека удовлетворяют требованиям восстановления.

Кинематические параметры мюонов после такого отбора вычисляются в предположении, что треки имеют обшее начало в центре найденной подмишени. Наконец, с целью отсеивания фона налагается требование обрезания в доверительном интервале, гарантирующее, что аксептанс спектрометра не зависит от электрического заряда обнаруженных мюонов. Это достигается отсеиванием мюонных пар, когда хотя бы один из мюонов был бы потерян из набора отобранных событий, если он имеет противоположный заряд при входе в магнит. Перечисленные выше критерии отбора приводят к окончательному набору событий, который включает около 50 ООО J/ip и 630 событий типа дрелл-яновских с инвариантной массой выше 4.2 ГэВ/с2.

Изложенный выше алгоритм отбора событий был существенно улучшен при анализе результатов сеанса 1996 года, главным образом с целью избежать значительных потерь при отборе периферических событий. Новый метод основан на корреляции между Ет и EzoCt измеряемой в последовательных событиях двумя NA50 калориметрами. Корреляции обрезаны по контуру, ограниченному расстоянием 2 а от среднего значения корреляции. Это эффективно отсеивает события имеющие место во входящем или выходящем потоке частиц от области мишени и, следовательно, эквивалентно отбору Pb-Pb событий, как показано анализом сеансов без мишени.

Рисунок 5 показывает Ет—EZdc корреляцию для димюонов большой массы, идентифицируемых новым методом с (Ь) и без (а) использования алгоритма мишени. Как можно видеть новый метод восстанавливает периферические события, отсеиваемые алгоритмом мишени. Отсеивание с помощью контурного обрезания применяется ко всем событиям. Взаимодействующая мишень, если она имеет место, определяется с помощью срабатывания алгоритма мишени и произвольно считается, что это будет центральная (четвертая) подмишень, если срабатывание отсутствует. В этом последнем случае результирующее вершинное сглаживание приводит к несколько худшему разрешению в поперечной энергии и вычислениях димюонной инвариантной массы, поскольку оба зависят от точной вершины взаимодействия. Разрешение по массе в J/iJj-пике, следовательно плавно растет от 97 до 105 МэВ (3.1 % до 3.4 %) между центральными или почти центральными и наиболее периферическими столкновениями. Это изменение имеет место благодаря растущему сглаживанию по массе и хорошо воспроизводится монте-карловскими симуляциями. Рисунок 6 показывает отношение числа событий отобранных методом контурного обрезания и алгоритмом мишени. События с Ет больше чем 55 ГэВ не учитываются, поскольку в

20 40 60 80 IOO 120

Neutral transverse energy (GaV)

Рис. 6: Отношение числа событий отобранных методом контурного обрезания и алгоритмом мишени.

5 Анализ экспериментальных данных.

Целью анализа данных, полученных в эксперименте, является определение выходов J/ф Лкобытий типа Дрелла-Яна в Pb-Pb взаимодействиях, //^-мезоны регистрируются посредством их распада на мюонные пары. Значительный вклад в пары мюонов противоположного знака (в том же интервале инвариантных масс) дается также дрелл-яновским механизмом. Для инвариантных масс свыше 2 ГэВ(<? пары мюонов противоположного знака порождаются также в результате распада DD пар мезонов и ^'-мезонов. Тем не менее, основной вклад в мюонные пары в этой области инвариантных масс вносится за счет множественного рождения и распадов тг и if-мезонов, что в дальнейшем и будет называться фоном. Распады тг и Й"-мезонов также порождают пары мюонов одного знака, которые используются для оценки этого фона в наборе данных с парами мюонов противоположного знака. Используя стандартную процедуру, которая, тем не менее, требует, чтобы вероятность обнаружить мюон была независима от его знака и от знака второго мюона пары (обеспечиваемое обрезанием в доверительном интервале), число "сигнальных" событий получается из измеряемого числа мюонных пар противоположного знака путем вычитания фона в соответствии с соотношением:

Signal^- = JV+~ -2х VJV++ х N— , где N++, N число пар, составленных из двух положительно и отрицательно заряженных мюонов, соответственно.

Анализ охватывает мюонные пары в кинематической области, где аксептанс спектрометра близок к максимальному, го есть выше 10 %-ов его максимума. Поэтому критерием для окончательного отбора событий является условие, чтобы быстрота димюона в лабораторной системе координат находилась в интервале 2.92 < у(аь < 3.92 (в системе центра масс соответственно 0 < у^ъ < 1), и чтобы полярный угол распада на мюоны в системе

Коллинза-Сопера удовлетворял условию: |cos0Cs| < 0.5. На рис. 7 показан спектр инвариантных масс пар мюонов противоположного знака, фона и сигнальных мюонных пар окончательного набора событий, не скорректированных на аксептанс. Как видно из рисун

Рис. 7: Спектр инвариантных масс мюонных пар для Pb-Pb столкновений при импульсаЛЬ падающих частиц 158 ГэВ/с. ^^ ка спектр подгоняется суммой пяти вкладов, а именно: комбинаторным фоном, открытым чармом, J/il>, «/>', и дрелл-яновскими парами. Формы вкладов открытого чарма, J/ф, i> , и дрелл-яновских пар определяется монте-карловскими симуляциями. Для открытого чарма и рождения дрелл-яновских пар в симуляциях применяется PYTHIA-код, использующий .

MRSA набор партонных функций распределения. Проверка, однако, показала, что результаты нечувствительны к конкретному выбору партонных функций распределения.

Отношение сигнал/ф on в пике J/гр более 10. В целом под J/ф-ттш порядка 5 % событий реально не соответствующих распаду JJifi, главным образом за счет дрелл-яновских * процессов, поскольку вклад от распада DD, как ожидается, при массах порядка 3 ГэВ)(? на порядок величины ниже. Для того, чтобы определить число событий, происходящих от Jj-ф распада, а также событий дрелл-яновского происхождения, проводился следующий анализ. Спектр масс свыше 3.05 Гз Я/с2 фитируется выражением, являющимся суперпозицией непрерывного спектра и двух "псевдогауссовских" функций с хорошей точностью воспроизводящих разрешение детектора, которое получается в результате монте-карловских симуляций. Нижняя граница подгоняемого спектра была выбрана так, чтобы исключить из рассмотрения неизвестные вклады [29] и минимизировать потери, связанные с вычитанием фона.

Помимо фона доминирующий вклад в непрерывный спектр вносят дрелл-яновские события, которые были параметризованы в виде суперпозиции двух экспоненциальных функ

2 3 4 5 6 8

Ч« (GeV/c2) ции dN ос exp(-Piif) - Р2 х exp(-P3Af) . аМ

Параметры которых Pj, г = 1, 2,3 находятся из ({датирования монте-карловских симуляций детектирования, восстановления и отбора дрелл-яновских событий. Аналогичным образом, основываясь на монте-карловских симуляциях, была параметризована форма "хвоста" вклада от DD событий dN a expt-CjiW) - С2 х ехр(-С3А/) . ам

Ее нормировка получается из подгонки к промежуточной области масс 2.2 < М < 2.9 ГэВ/<? с дрелл-яновской амплитудой, определенной из распределения в области больших масс.

Отношение числа событий, отвечающих распаду DD и событий типа Дрелла-Яна, фиксируется из изучения димюонного массового спектра в р—W-столкновениях при 200 ГэВ/с [30]. Форма спектра масс для восстановленных событий, отвечающих J/^-резоналсу, хорошо описывается следующей параметризацией dN dM ос ехр

2al f(M) в которой функция f{M) определяется из симуляций. Сходная форма параметризации была принята и для j/i'-резонанса. Окончательная параметризация распределения сигнальных событий была получена с использованием метода наименьших квадратов при определении количества событий от различных вкладов, то есть NDy, и Она выполнялась для М > 2.9 ГэВ/с2. Для лучшей подгонки данных J/ф параметры ц и сг0 считались свободными. Подгоночное значение массы J/t/» оказывается систематически на 0.3 % выше, чем значение приведенное в таблицах PDG. Соответствующие параметры для ip', то есть fi' и <т0, связаны с ц и <г0 в соответствии с номинальной разностью масс и симулированным отношением ширин распада. Наилучшая параметризация данных дает x2/dof = 1.03.

Абсолютные сечения. Абсолютные сечения были вычислены с учетом интенсивности падающего потока Pb-ионов, даваемой годоскопом ВН. Поперечные размеры пучка достаточно малы, чтобы после точной подгонки относительно центра мишени, управляемой собственно скоростью срабатывания триггера, 100 % пучка 2 попадало в первую (большую) мишень. Эффективность попадания на последующих (малых) мишенях получается из отношения событий на данной мишени к числу событий на первой [31].

Абсолютное число событий, скорректированное на неэффективность детектора, потери на отбор и аксептансы (см. Табл. 1), приводит, в кинематическом интервале D, определяемом

0 < Уст, < 1 , и | cos 0CS| < 0.5 , к следующим значениям для сечений

Вм <7J/l> = 219 ± 0.2 ± 1.6 мб тВу= 1.49 ±0.02 ±0.11 мб , в интервале масс [2.9 — 8.0] ГэЛ/с2. Нижний предел этого интервала выбирался для сравнения с другими существующими результатами.

2В зависимости от двух различных оптик, испопьзуемых во время сеансов горизонтальные и вертикальные размеры пучка были соответственно it, = 0.5 мм, = 0.5 мм я ах — 0.35 мм, ау = 0.45 мм. В первой оптике на малую псшмишень приходится 75 % пучка.

Систематическая ошибка (7 %) является следствием неопределенностей поправок, собранных в Таблице 1. Она содержит также вклад ±1.5 %, возникающий из-за изменения поперечного сечения когда отношение событий, соответствующих распаду состояний открытого чарма к событиям Дрелла-Яна изменяется от значения экстраполированного из данных р — W до значения, получаемого из самих данных по РЬ.

Таблица 1. Эффективности детекторов, потери на обрезания при отборе событий и аксептансы для данных РЬ-РЬ (все числа даны в %).

Идентификация мишени, соответствующей J/ф (DY) 85(86) ± 3

Триггер мюонных пар 92 ±5

Восстановление трека 95 ±2

Прицельвость 75 ±2 или 100 + 0-2

Время жизни 96 ±1

Потери при обрезании на переполнение 20 ±1

Потери при обрезании на перерассеяние 2 ± 1

Потери при обрезании на В HI 2 ±0.5 ■

Потери при обрезании на анти-гало 3 ± 1

Аксептанс для событий Дрелла-Яна

2.9 ГэВ[(? < М^ < 8.0 ГэВ/с2) 15.4

2.9 ГэВ/с2 < < 4.5 ГэВ/с2) 15.2

Аксептанс для J/ij> 13.5

Для того, чтобы уменьшить источники систематических ошибок, это же сечение было вычислено используя мюонные пары, родившиеся только на первой мишени. Эти результаты в пределах ошибок находятся в соответствии с величинами, полученными для всего массива событий. Данные были также проанализированы в области масс Mw > 2.7 ГэВ /(?. Хотя результаты и более чувствительны к влиянию систематических эффектов, в пределах 1.5 % систематической ошибки они находятся в полном согласии с величинами, приводимыми в докладе. Упомянутая ошибка является следствием неопределенности в описании массового континуума ниже //ч/>-пика.

Отношение сечений J/ф и Дрелла-Яна как функция центральности. Для дальнейшего исследования сечения рождения J/ф в РЬ-РЬ столкновениях поведение вклада Jjifr изучалось как функция центральности столкновения [32],[33]. Прицельный параметр реакции можно оценить экспериментально, изучая от события к событию нейтральную поперечную энергию незаряженных частиц или из энергии уносимой спектаторами налетающего ядра. Эти величины измеряются электромагнитным и ZDC калориметрами, соответственно.

Сильная корреляция между измеренным значением Ет и прицельным параметром столкновения подтверждена экспериментально наблюдающейся корреляцией между Ет и энергией, измеренной в ZDC, которая имеет более прямую зависимость от прицельного параметра Ь (см. рис. 8 ).

На рис. 9 показано распределение измеренной поперечной энергии Ет, связанной с дрелл-яновскими мюонными парами с инвариантной массой выше 4.0 ГэВ/с2. Спадание спектра при малых Ет, которые соответствуют наиболее периферийным столкновениям, обусловлено триггером мюонных пар и процедурой идентификации мишени, для которых центральные столкновения предпочтительны. Распределение Ет после поправки на вышеупомянутый эффект также изображено на рис. 9.

Все отобранные события данного эксперимента в сеансе 1995 года были разделены на пять поднаборов в соответствии с поперечной энергией взаимодействия. К каждому из пяти соответствующих спектров масс применялась процедура обрезания полностью совпадающая с той, что была проведена при обработке полного набора, событий. Таким

Рис. 8: Наблюдаемая корреляция между нейтральной поперечной энергией, измеренной электромагнитным калориметром и энергией, измеренной ZDC калориметром. Данные соответствуют димюонным событиям с Мцц > 2.0 ГэВ/с* не подправленным на эффективность идентификации подмишени. ш горазом приходим к числам событий, приведенным в Таблице 2.

Таблица 2. Число событий как функция центральности, полученное из подгонки спектра масс.

Интервал Ет (ГэВ) Ет (ГэВ) Ь(Ф) J/ф DY

5-45 34 9.2 6083 268

45-ГО 58 7.7 10273 620

70-105 88 5.9 16561 1035

105-135 120 3.9 12278 984

135-175 147 2.0 8201 726

Все Ет 94 53396 3633

Числа для дрелл-яновских событий соответствуют массовому интервалу 2.9—4.5 ГэВ/с2. Значения Ёт и Ъ соответствуют средним Ет и Ь для событий, наблюдаемых в каждом из интервалов.

Основываясь на этих числах можно получить соответствующие сечения, а также отношение (Jj^Iody как функцию Ет- Основное его достоинство при экспериментальном исследовании состоит в том, что оно свободно от большинства систематических ошибок, в частности, от неэффективности детектора и неопределенностей потока. Эти систематические эффекты идентичны для обоих наборов событий и поэтому сокращаются в отношении. Это отношение как функция Ет (центральности) приведено на рис. 10.

Дрелл-яновские поперечные сечения берутся в интервале масс [2.9 — 4.5] ГэВ/с2. К приведенной систематической ошибке отношения с^/^/гтду следует добавить также глобальную систематическую неопределенность (1.5 %), возникающую благодаря трудностям

О 20 40 60 80 100 120 140 160 180

ET(GeV)

Рис. 9: Поперечный спектр нейтральных частиц, соответствующих дрелл-яновским мюон-ным парам с инвариантной массой выше 4.0 ГэВ/с, до (пустые круги) и после коррекции на эффективность идентификации мишени. в описании континуума данных по РЬ при более низких массах, как тривиальной супер^ позиции дрелл-яновского вклада и вклада открытого чарма. Для сравнения на этом же рисунке показаны результаты, полученные из сеансов 1996 года. Согласие между двумя различными наборами данных является достаточно хорошим за исключением интервала с самыми высокими Ет. Имеющиеся здесь различие может быть объяснено смещением, возникающим от событий типа повторною взаимодействия. Их недостаточная идентификация индуцирует плавную миграцию событий от средних к высоким значениям Ет. Это приводит к завышению отношения поперечных сечений для верхнего края Ег-интервала. Это предположение поддерживается тем фактом, что повторные взаимодействия ожидаются играющими более важную роль для данных 1996 года благодаря значительно более толстой свинцовой мишени. Проводимое дальнейшее изучение для Ет > 100 ГэВ позволит прояснить результаты.

Набор данных 1996 года делает возможным более детальный анализ по центральности в 15-ти различных Ег-интервалов. Соответствующие результаты для отношений приведены в Таблице 3 вместе x2/dof для каждой подгонки. Приведенные ошибки являются чисто статистическими.

Таблица 3. Отношение поперечных сечений рождения J/ф и процесса Дрелла-Яна как функция центральности для данных РЪ-РЪ сеанса 1996 года. pb - pt 1996 СИ Pb - P6 I995

1 1 1 J

0 20 40 60 80 100 120 T*0 E, (GeV)

Рис. 10: Отношение сечений рождения Jj-ф и процесса Дрелла-Яна для сеансов 1995-96 годов как функция Ет

Интервал (Ет) (Ь) Врц 0]1ф1<У0у х7 dof

ГэВ) (Ф)

14 10.8 35.8±2.6 1.08

24 9.6 28.2±2.2 1.20

32 8.9 26.0±1.7 0.84

41 8.1 24.2zfcl.4 0.85

49 7.3 18.6±1.0 1.22

56 6.6 18.0±1.0 1.02

63 5.9 16.7±1.0 1.24

ТО 5.3 18.Oil.0 1.32

77 4.7 16.7=fcl.O 0.83

83 4.2 13.5±1.1 0.90

90 3.6 14.4±0.9 0.94

97 2.9 16.1±1.1 1.20

103 2.2 16.6±1.3 0.98

110 1.7 14.1=1:1.1 0.88

119 1.3 13.7±1.3 0.52

Значения {Ет) и (Ь) соответствуют средним Ет и Ъ для событий, наблюдаемых в каждом из интервалов.

На рисунке 11 приведены отношения поперечных сечений для 15-ти интервалов по Ет представленных в Таблице 3 (темные точки). С целью проверки стабильности результатов отношения поперечных сечений вычислялись для интервалов сдвинутых на половину интервала, соответствующие результаты также приведены на этом же рисунке (светлые точки). Кривая на рисунке представляет подгонку результатов NA51 и NA38, полученных для более легких ядер, проводимую по стандартной ядерной абсорбционной модели. Вообще говоря, аномальное подавление впервые обнаруживается, в определенном смысле, уже и для этих данных. Из рисунка ясно, что .//^-подавление для Ет < 40 ГзВ вполне согласуется с измерениями для более легких ядер, а для Ет >50 ГзВ уже имеется значительное отклонение от этого поведения. Появление аномалии можно видеть как падение выхода в ограниченном шириной 10 ГэВ интервале Ет, которое соответствует прицельному параметру b ~ 8 Ф. Отношение сечений рождения J/ф и процесса Дрелла-Яна было измерено

• ""РЬ - о "РЬ - РЬ 1996 ОАТА . РЬ Shifted 81п» • \ \ J t -----J \

- ,

20 40 Ю вО 100 120 140 mg.v)

Рис. 11: Отношение сечений рождения J/xp и процесса ДреллагЯна для сеансов 1995-96 годов как функция Ет в Pb-Pb-столкновениях при 158 ГэВ/с. Кривая соответствует подгонке к случаю взаимодействия более легких ядер. Она объясняется обычной ядерной абсорбционной моделью с ffoig = 6.4 м.6. с использованием полного набора событий при всех центральностях. В результате было получено:

TJN/aDY = 17.0 ±0.2 , в то время как в сеансе 1995 года было получено значение aj/ф/ооу = 16.1 ± 0.4 ± 0.2 .

Сечение процесса Дрелла-Яна. Сравнивалось поведение сечений процесса Дрелла-Яна в Pb-Pb столкновениях и в р-р, p-d, p-W и S-U взаимодействиях, полученных при помощи одного и того же основного спектрометра. С одной стороны, кинематические интервалы различных реакций, строго говоря, неидентичны. С другой — различается также начальный импульс (\/s) налетающих частиц: 450 ГэВ/с для р-р и p-d взаимодействий и 200 ГэВ/с для p-W и S-U. Поэтому при сравнении сечения использовался так называемый К-фактор, который позволяет учитывать поправки высшего порядка к теоретическому сечению процесса Дрелла-Яна, вычисленному в низшем прядке. Таким образом, для каждой из реакций вычисляется

Koy ■■ rrDY

GRV-LO где — измеренное значение сечения, a <7qrv-lo — сечение Дрелла-Яна при соответствующем уs, в том же кинематическом интервале, вычисленное в низшем порядке теории возмущений с использованием партонных функций распределения GRV (Глюка-Рея-Фогта) [34]. Полученные результаты как функция произведения АВ (атомные числа

200 ГэВ/с и при необходимости пересчитаны для кинематического интервала D (см. выше). Все величины, полученные для импульса падающих частиц 450 ГэВ/с (р-р, p-d, р-С, р-А1, р-Cu и p-W), были нормированы с использованием одинакового фактора согласно следующей процедуре. Сначала данные, соответствующие начальным импульсам 450 и 200 ГэВ [с, подгонялись независимо. При этом предполагалось, что сечение рож^яь дения J/ф пропорционально (АВ)а. Соответствующие подгонки дают а = 0.92 ± 0.02 ЛВг а = 0.91 ±0.03. Хорошее согласие результатов оправдывает одновременную подгонку данных с 450 и 200 ГэВ/с, полагал одно и то же значение а для обоих наборов, что дает а = 0.92 ± 0.015, которое находится в хорошем согласии с ранними результатами по р-А. Получаемый из этой подгонки общий фактор нормировки равен 0.406±0.038, то есть согласуется со значением 0.418 ± 0.083, которое было найдено из анализа зависимости сечения ■J/ф от хр и s/s, даваемого параметризацией [35]. Данные, приведенные к новой шкале, соответствующие начальным импульсам 450 и 200 ГэВ/с, изображены на рис. 13, где также нанесен результат описанной выше одновременной подгонки данных степенной функцией. Сечение рождения J/ф в Pb-Pb столкновениях, пересчитанное на "TV — N", извлеченное из с о

0> 4 о гэ с \ 3

-О

1 2

СП

1 г ч

X 1

0.9

•3" о.а ь

3:0.7

0.6

0.5

0.4

Д p(450*GeV/c)-A(A = p.d.C,AI.Cu.W) (NA51.NA38) p(20Q GeV/c)-A (А ч Cu.W.U) (NA38) Л '"0(Ш х 200 GeV/c) - Си, U (NA38) ■ "5(32 * 200 GeV/c) - U (NA38)

• '"РЬ(208х 158' CeV/c) - РЬ (ЫА50) a = 0.92 ±0.01 rescaled to 200 GeV/c

R„= 0.74±0.06

1 10 10

Рис. 13: Поперечное сечение рождения Jjiji "наN-Nстолкновение" как функция произведения атомных чисел пучка и мишени АВ. Результаты получены при 450 Гэв/с, сечение Pb-Pb столкновений приведение к новой шкале. данных эксперимента NA50 равно 0.51 ±0.04 к б. Как и в кинематическом интервале D это число необходимо пересчитать с учетом \/s-коррекции, вычисляемой на основе параметризации [35]. При этом возникает корректирующий фактор 1.32 ± 0.04, и таким образом окончательное значение сечения будет 0.67 ± 0.05 нб. Результаты приведены в Табл. 5 и изображены на рис. 13 как функция АВ. Результат для Pb-Pb столкновений лежит на расстоянии пяти стандартных отклонений ниже подгоночной функции с фактором

По существу это первый намек на то, что рождение J/ф в РЬ-РЬ взаимодействиях аномально подавлено и, по-видимому, только новая физика способна объяснить эффект.

Следуя принятому представлению, "нормальное" поведение рождения J/ф, которое соответствует значению показателя а близкому к 0.91, можно интерпретировать как ре

• зультат разрушения преярезонансного состояния. В этой модели сечение рождения J/ф в первом приближении может быть записано как т(АВ -> J/ф) ос (АВ) ехр(-р0 (Tab, Ц , где (АВ) отвечает вероятности рождения в А - В столкновениях сс-пары, а спадающая экспонента вероятности разрушения (с сечением а) в ядерной среде. Параметр рй = 0.17 Ф3 --- это стандартная средняя плотность ядерной материи. Для любой реакции типа р-А или А-В, L служит для обозначения средней длины пробега (сс)-пары в ядерной среде со средней плотностью ро

L = (Щ) .

При данном прицельном параметре b, L(b) может быть вычислена как

L(b) = (f pdz) . pa J

Для каждой точки рождения (сс)-пары внутри сталкивающихся ядер интеграл берется вдоль вероятного пути (сс)-системы сквозь это ядро. При этом усреднение учитывает все возможные положения этой точки рождения при данном b и берется с весом вероятности рождения пары в этой точке.

Таблица 5. Данные экспериментов NA38, NA51 и NA50 по "сечению рождения J/ф на N — N столкновение", приведенное к начальному импульсу 200 ГэВ/с и в кинематическом интервале D.

Реакция Plab ( Гэ" ) ^с нуклон' АВ ЦЬ) (Ф) №

Р-Р 450 1 о.оо 2.10 ± 0.15 p-d 450 2 0.13 2.19 ± 0.16 р-С 450 12 1.22 1.79 ± 0.14

Р-А1 450 27 1.89 1.60 ±0.14 р-Си 450 63 2.62 1.62 ±0.13 р-Си 200 63 2.62 1.69 ±0.41 p-W 450 184 3.94 1.44 ±0.11 p-W 200 184 3.94 1.43 ±0.15 p-U 200 238 4.57 1.40 ±0.35

О-Си 200 1008 3.98 1.28 ±0.17

0-U 200 3808 5.92 1.19 ±0.16

S-U 200 7616 6.40 1.02 ±0.11

РЬ-РЬ 158 43100 8.57 0.67 ±0.05

В предварительных отчетах эксперимента NA50 L вычислялась в предположении ступенчатой функции р(г) 3. Для р(г) выбиралась стандартная трехпараметрическая форма Вудса-Саксона. Необходимо отметить однако, что конкретный выбор модели для плотности ядерной среды не влияет существенно на результат. На рис. 14 показано "сечение рождения J/ф на N — N столкновение", как функция L. Одновременная подгонка (с помощью абсорбционной модели) данных, отвечающих начальным импульсам 450 и 200 ГэВ/с приводит к сгаЬ, = 6.2 ± 1.1 мб (РЬ-РЬ столкновения не включены) [36],[37]. Значительное отклонение значения сечения для РЪ от подгоночной показательной функции является

3В данном случае для ядер пучка и мишени с атомными весами Ар и At, соответственно, при интегрировании по прицельному параметру, L — + L, где Lp t = | г0 1 A^/f и г0 = 1.1 Ф. to 1 i 0.9 00 0.8 0.7 0.6 0.5

-* p(450 CeV/c)—A (A =s p.d.C.AI.Cu.W) p(200 GeV/c)—A (A = Cu.W.U) Л "0( 16 x 200 GeV/c) - Си. U □ "S(32 x 200 GeV/c) - U

• w"Pb{208 * 158 Gev/c) - Pb

L(fm)

Рис. 14: "Сечение рождения Jjiji на N — N взаимодействие" как функция L. Результаты были получены при начальном импульсе 450 ГэВ/с, а приведенные сечения в РЬ-РЪ взаимодействиях были нормированы как описало в тексте. явным свидетельством того, что подавление рождения J/ф, наблюдаемое в Pb-Pb взаимодействиях, является хорошим основанием для того, чтобы сомневаться в справедливости модели ядерной абсорбции.

Сечение рождения Jj-ф как функция центральности столкновения. В этом разделе будет использовано свойство скейлинга сечения процесса Дрелла-Яна с увеличением числа нуклон-нуклонных столкновений, которое было еще раз подтверждено результатами данного эксперимента. При этом подразумевается, что измеренные сечения поправлены на относительное число взаимодействующих протонов и нейтронов, так как механизм Дрелла-Яна зависит от изоспина нуклона [38]. Данные были поправлены на этот "изоспи-новый эффект", а измеренное сечение процесса Дрелла-Яна рассматривалось в виде dy i dy corr \ теав.

ABJ{<TCRV-LO)AB X (^GRV-Lo)pp Х АВ , совпадающим с сечением процесса Дрелла-Яна, которое получилось бы для тех же ядер, составленных только из протонов. Эта процедура приводит к следующему поправочному фактору dy теав 1.3 .

Поправленное на этот фактор сечение процесса Дрелла-Яна должно быть пропорционально произведению АВ. Поэтому отношение сечений (рождения J/г/> и процесса Дрелла-Яна) здесь строго пропорционально "сечению рождения J/il> на N — N столкновение". Величины отношений <tj[^,/<tdy приведенное к шкале 200 ГэВ/е с дрелл-яновским сечением, взятым при 2.9-4.5 ГэВ/с2 и поправленным на "изоспиновый эффект", приведены в Табл. 6 как функция среднего L(b) в каждом из ЕТ интервалов. Величина L в каждом ЕТ интервале вычисляется на основе L-ET корреляции, представленной на рис. 15, которая в свою очередь вычисляется из L(b) зависимости и корреляции Ь-Е?.

10о 90 80

О p^SO C«V/ei-A (A - pjl) .

• К200 G«v/«1-A I* - »,U) (НОв). □ 4(12 > 20OCeV/e) -W (КМв)

• "РЫКИ » 156 OV/<) - РЬ (МАЛ) 1 ш 20

10 8

L(M

Рис. 17: Отношение сечений рождения J/ф и процесса Дрелла-Яна как функция L, для NA38, NA50, NA51. простой экспоненциальной подгонке ехр( —ро олы L) данных от прогона до серы. Она описывает обычную ядерную абсорбцию чармония. Уместно отметить здесь, что значение, полученное для <7а(,„ для этой простой экспоненциальной подгонки, является хорошим первым приближением к сечению поглощения чармония в ядерной материи, когда ааь, мало. Строго говоря, однако, полное сечение абсорбции в большинстве вычислений систематически дает более высокое значение. Подгонка, приведенная на рисунке 17, дает для сечения абсорбции значение 5.8 ±0.7 мб (или 6.4 ±0.8 мб в других вычислениях). Отношение поперечных сечений, полученное для первых четырех Pb-Pb-интервалов, соответствующих наиболее периферическим столкновениям (L < 8 Ф) может быть также описана этой экс-понентой. Четкое дополнительное подавление видно на рисунке для более центральных РЬ-РЬ-столкновений.

Minimmum bias анализ. Благодаря малому числу дрелл-яновских событий в отношении Ojii,/0dy статистические флуктуации весьма существенны. Чтобы преодолеть этот экспериментальный недостаток был развит альтернативный независимый анализ только для массива событий J/i>. Массив дрелл-яновских событий заменяется при этом огромным массивом МВ-событий и строится новая оценка отношения oj^jcoY по описанной ниже процедуре [39]-[41].

Отбор данных. В качестве МВ-событий в данном эксперименте выступают события, в которых падающий ион РЬ просто взаимодействует со свинцом мишени. Они отбираются специальным пучковым триггером, который является совершенно независимым от обычного мюонного триггера, используемого для отбора димюонных событий. Пучковый триггер срабатывает когда адронная энергия меряется в ZDC. Минимальная детектируемая энергия псд нулевым углом не индуцирует какого либо смещения в Ет распределении, поскольку даже для лобовых столкновений несколько пионов рождается в аксептансе ZDC. Хотя МВ-события отбираются одновременно с димюонными событиями, они приводятся к новой шкале, в которой их уровень уменьшается до 10 % от общего числа зафиксированных событий. В оф-лайн анализе требуется дальнейшее обрезание Ет > 5 ГэВ.

Ключевой чертой анализа, основанного на МВ-событиях является го, что благодаря большому размеру массива включенных данных алгоритм мишени может быть использован несмотря на потери. Результатом этого является достоянное разрешение по массе во всем интервале столкновений, от периферических до центральных. Более того, не используется процедура подгонки. Число событий определяется из простой техники подсчета. Считается, что в каждом Ет интервале независимо, число минимальных МВ-событий и число мюонных пар в интервале масс 2.9-3.3 ГэВ /с2 (после вычитания комбинаторного фона), подправленное на вклад континуума, определяют число J/^-событий.

Анализ. Анализ основан на использовании того факта, что распределения по попереч

Рис. 18: Отношение Q(ET) дрелл-яновского Ег-распределения к МВ-теоретическому Ет-распределению (светлые точки). Также показаны соответствующие отношения для данных (темные точки) и вычисленное число элементарных нуклон-нуклонвых столкновений (штрихованная: линия). ной энергии для MB- и DY-событий в столкновениях АВ-ядер являются очень похожими

S) х J NAB(b)P(ET,b) b db где P{Ef, 6)-вероятность того, что данное Ет измерено для столкновения с прицельным параметром Ь. Аналитическое выражение для Р(Ет,Ь) зависит от двух параметров, среднего числа адронов, произведенных в столкновении одним раненным нуклоном (h) и средней поперечной энергией каждого'из этих адронов (et). Параметры определяются из подгонки измеряемого экспериментально Ет распределения. Nab СО представляет собой число бинарных нуклон-нуклонных столкновений, вычисляемых по модели Глаубера с ядерной плотностью, описываемой трехпараметрическим распределением Вудса-Саксона. Основываясь на этих соотношениях, дрелл-яновское распределение (обозначаемое далее DY*) можно тогда получить непосредственно из MB экспериментального распределения согласно соотношению

I (®L-(£)>>

Отношение теоретических &г-Распредепений DY- и МВ-событий, обозначенное как вет , представлено как функция Ет на рисунке 18. Для сравнения тот же самый рисунок показывает отношение экспериментальных распределений и числа нуклон-нуклонных столкновений, вычисленных по модели Глаубера с использованием распределения ядерной плотности по Вудсу-Саксону. Согласие отношения Оет с числом нуклон-нуклонных столкновений— замечательное во всем интервале Ет ниже плато. Отношение сечений aj/^/apy полученное путем прямого подсчета J/ф- и МВ-событий, можно сравнить с обычным отношением (Tj/rp/apY, полученным подгонкой отношения J/ф- и DY-событий, после определения свободной константы нормировки. Метод имеет два преимущества. Отношение поперечных сечений erj/^/apy практически свободно от статистических флуктуаций. Оно также свободно от большинства недостатков, которые исчезают при вычислении отношения экспериментальных чисел. Недостатки использования МВ-событий связаны с потенциально новыми систематическими эффектами, индуцируемыми как их специфическим триггером (не требуется регистрация мюонов), так и их правилами отбора (нет геометрических ди-мюонных обрезаний), которые отличаются от используемых для J/^-событий.

Результаты. Отношение сечений <Tj/^/(Tdy' приведено в Таблице 7 для различных ^-интервалов и показано на рисунке 19 вместе с значениями, полученными стандартным методом.

Таблица 7. Отношения сечений для РЬ-РЬ-данных 1996 года как функция средней по~ перечной энергии (Ет)- Отношения получены из МВ-событий.

Ет) Врц Oj^fcTDV (Ет)

ГэВ) (ГэВ)

28.1 28.1 ± 1.3 76.8 16.0 ±0.3

31.8 27.2 ± 0.9 80.6 15.2 ±0.3

35.6 24.9 ± 0.6 84.3 15.2 ±0.3

39.3 23.6 ± 0.5 88.1 147 ± 0.3

43.1 21.7 ±0.4 91.8 14.3 ±0.3

46.8 20.0 ±0.3 95.6 13.9 ± 0.2

50.6 19.1 ±0.3 99.3 13.8 ±0.3

54.3 18.8 ±0.3 103.1 13.0 ± 0.3

58.1 18.2 ±0.3 106.8 13.3 ±0.3

61.8 17.5 ±0.3 110.6 13.4 ±0.3

65.6 16.7 ±0.3 114.3 13.6 ± 0.4

69.3 17.0 ±0.3 118.1 13.6 ±0.5

73.1 16.1 ±0.3 121.8 13.3 ±0.7

Абсолютная нормировка для <tj/^/<tdy' была вычислена по Яг-интервалу 55-75 ГэВ. Анализ ограничен значениями выше Ет — 26 ГэВ из за загрязнений взаимодействиями вне мишени, которое, в частности, влияет на более периферические МВ-события. Статистические ошибки значительно уменьшаются, а формы, получаемые в обоих анализах, вполне совместны. В частности, наблюдается отличное согласие в энергетическом интервале ,40 < Ет < 55 ГэВ, где уже заметно четкое падение выхода J/ф. Таким образом, данные

О 20 4C № SO IOO J20 НО E,(G«V)

Рис. 19: Сравнение отношений ajj^jaoy и irj/ф JaoY- Кривая показывает тоже самое отношение для картины нормальной ядерной абсорбции как показано на рис. 12.

1996 года позволили сделать решающий mar вперед, поскольку они были получены на основе нового независимого анализа, использующего МВ-события и привели тем не менее к результатам совместным с предыдущими измерениями, причем с значительно меньший ми статистическими неоднозначностями. Они количественно подтвердили со значительна большей аккуратностью наличие аномального .//^-подавления и показали действительно "нормальное" (уже измеренное для более легких ядер) поведение для периферических Pb-Pb взаимодействий. Более того они показывают 20 % падение поперечного сечения рождения J/ф в узком интервале значений прицельных параметров 7.3-8.3 Ф. К сожалению для наиболее центральных столкновений ожидается, что эти данные имеют систематическое отклонение из за повторных взаимодействий в случае более толстой мишени (длиной 12 мм), которая использовалась для увеличения числа отбираемых событий.

Для дальнейшего прояснения тенденции эффекта подавления при самых маленьких прицельных параметрах были проведены измерения в 1998 году с самой тонкой мишенью (длиной 3 мм), совместной с необходимой статистической точностью. Предварительные результаты, полученные из этих последних событий подтверждают ожидаемое систематическое отклонение. Кроме того они показывают еще более драматическое отклонение от описания на основе модели ядерной абсорбции для наиболее центральных РЬ-Pb-взаимодействиё. Это хорошо видно на рисунке 20. С другой стороны наблюдаемое поведение может быть описано на основе модели "расплавления" чармония, индуцируемого условиями температуры и плотности, которые создаются в Pb-Pb-взаимодействиях при 158 ГэВ. Сначала подавляется ^-резонанс при менее экстремальных условиях, благодаря его соответствующей энергии связи и радиусу (неподавленный ^„-резонанс, рожденный в нормальном взаимодействии, распадается в J/ф, который невозможно экспериментально отличить в детекторе от непосредственно рожденного). В дальнейшем, то есть когда достигаются более экстремальные условия, J/ф, непосредственно рожденный, подавляется в деконфайнированной среде. Для объяснения экспериментально наблюдаемого подавления

Рис. 20: Отношение сечений crj/y к anY дляРЬ-РЬ столкновений. Кривая показывает "нормальное" подавление описываемое моделью ядерной абсорбции, как она получена из подгонки данных для более легких ядер мишени и снаряда.

J/ф было построено несколько обычных адронных, невключаюших фазового перехода к деконфайнированной материи, моделей. Сегодня можно сказать, что ни одна из них неспособна описать одновременно детальное поведение аномального подавления, наблюдаемого в РЬ-РЬ и "нормальное" подавление, наблюдаемое для более легких снарядов.

Наиболее детальную картину аномального подавления демонстрирует рисунок 21, на котором показано отношение сечений J/ij>- и DY-сечений, нормированное на экспоненциально убывающую функцию, полученную на основе модели ядерной абсорбции.

Часть II. Кремниевые детекторы в физике ультрарелятивистских тяжелых ионов.

Эксперименты с ультрарелятивистскими пучками тяжелых ионов выдвигают на первый план проблему оперирования с огромным количеством заряженных частиц, образующихся в конечном состоянии в результате реакций. Понятно, что для этих экспериментов желательно измерить, по крайней мере, число испущенных в каждом событии частиц, которое и ALICE на LHC несколько слоев кремниевых детекторов будут основой их внутренних трековых систем [41]. Аналогичным образом, правда в меньшей степени, будет оборудована установка PHENIX на RHIC, а вот эксперимент PHOBOS там же будет фактически полностью базироваться только на кремниевых детекторах, осуществляющих весь спектр

•змерений. Далее будут освещены причины успеха таких детекторов, а также принципы х действия вместе с изложением некоторых деталей разработок, выполненных лично автором. Кроме того, представлена конструкция системы кремниевых детекторов NA50 и указано какое развитие она получила уже в больших масштабах на планируемом эксперименте ALICE.

Кремниевый детектор множественности.

На протяжении последних пятнадцати лет кремниевые детекторы используются повсеместно при проведении экспериментов по физике высоких энергий и ядерной физике, как на больших коллайдерах, так и в экспериментах с фиксированной мишенью, включая и специализированные детекторы, например, спектрометры для космических исследований и медицинской диагностики [42]-[46]. Этот процесс развивался да мере прогресса в технологии микроэлектроники и межсоединений [47]. Безусловно он непосредственно сказался на качестве технологии производства детекторов и дал мощный толчок развитию считывающих детекторов, позволяя самым эффективным образом делать их все более производительными и сложными [48],[49].

Успех силиконовых детекторов основывается на некоторых характеристиках, которые делают их исключительными приборами как по энергетическому гак и пространственному разрешению: производительность порядка 10 накосек пространственное разрешение порядка 10 микрон сегментирование любой поверхности, с характерным размером порядка 10 микрон небольшое количество материала (0.003 Х0) превосходные механические свойства линейная функция отклика на вложенную энергию хорошее разрешение вложенной энергии (всего лишь 3.6 эВ необходимо для рождения заряженной пары, в сравнении с 30-ю эВ в газовых детекторах) стойкость по отношению к высокой радиации гибкость по отношению к изменению конструкции

Детектор множественности (MD) [50],[51] представляет собой кремниевый стриповый детектор, используемый для измерения углового распределения и множественности заряженных вторичных частиц, рождаемых в высокоэнергетических РЬ-РЪ-столкновениях, при этом угловое накрытие детектора множественности включает в себя угловое накрытие NA50 мюонного спектрометра. Он используется в эксперименте NA50 для характеристики событий в зависимости от их центральности. Расположение MD в установке NA50 в районе мишени можно видеть на рис. 4, Система мишеней должна располагаться жак можно ближе к поглотителю, чтобы ограничить фон в спектре димюонов, сужая тем самым пространство, в котором должны располагаться детекторы множественности до 10 см в продольном направлении. Подобная конструкция учитывала весь позитивный опыт, накопленный в работе с кремниевыми детекторами, которые были созданы для эксперимента HEbIGS, оперировавшего на SPS с легкими ядрами [52j-[55j.

MD состоит из двух идентичных детекторов, называемых; MD1 и MD2. Каждый из детекторов имеет четыре чувствительные области: два внутренних и два внешних кольцам Шоскольку детекторы множественности подвергаются высоким и неоднородным уровням" облучения, достигающим значений свыше 2 Мрад и>более чем 1014 частиц/см2 на внутренних радиусах, каждый детектор построен в виде мозаики силиконовых детекторов, которые в случае серьезного повреждения легко могут быть заменены. Чувствительная область первого внутреннего кольца (F001) расположена в интервале от гт„ = 0.44 см до ттю = 3.44 см (г—расстояние от оси пучка z). Кремниевый детектор приклеен к многослойной печатной плате (включающей всю необходимую электронику) называемой BOARD1, которая играет также роль механической опоры. F001 разделена на 36 азимутальных секторов: 18 чувствительных и 18 используемых в качестве линий разводки. Секторы пронумерованы в порядке возрастания (от 1 до 36) от горизонтальной оси. Чувствительные (S) и нечувствительные (F) сехторы расположены в следующей последовательности 1/?, 2s, 3s, 4f, 65, 7s, - - • Каждый чувствительный сектор разделен на 128 стритов. Каждый стрил идентифицируется номером сектора и номером кольца (то есть его положением, отсчитываемым радиально от оси). Первое внешнее кольцо называется F002. Оно имеет чувствительную область, расположенную от гт{„ = 3.44 СМ до Tjnax — 8.64 СМ. В этом случае силиконовый детектор клеется к опоре BOARD2. Азимутальная сегментация и последовательность чувствительных и нечувствительных секторов такая же как принято для F001. Каждый из чувствительных секторов разделен дополнительно на 64 стрипа. Два кольца, описанные выше, повторены на двух сторонах MD1/MD2 см. рис. 22. Единственное отличие между двумя сторонами MD1 заключается в последовательности чувствительных секторов: 1.;, 2р, Зр, 4S, 5s, 6jr, 7р, 8s,- - для второй стороны MD1. Оба типа BOARD разрабатывались в Турине и изготавливались в CERNe. *

Таким образом ансамбль F001/2-I-F0C3/4 обеспечивает полное азимутальное покрьЩ тие и практически постоянную занятость каждого чувствительного элемента (Дг/ ~ 0.02, Аф « 10°). Полное число независимых каналов в детекторе — 13824, что обеспечивает локальную занятость менее 30 % при максимальных множественности*. Детектор обеспечивает точечное измерение углов частиц используя информацию о положении вершины, которая, в свою очередь, следует из выявления мишени; при этом размер шага по псевдобыстроте того же порядка, что и неопределенность по углу из-за конечных размеров пучка и перерассеяний. Моделирование с использованием пакета GEANT дает ожидаемое разрешение по множественности заряженных частиц менее 10 % для центральных событий, в основном за счет вторичных взаимодействий и превращений в мишени. Учитывая предполагаемые уровни облучения и чрезвычайно компактную конструкцию, для внутренних колец используются емкостные соединения (AC coupling) с электроно-кой предварительной обработки данных, обеспечиваемые встроенными конденсаторами и кремниевыми резисторами, а для детекторов внешних колец — прямые соединения (DC coupling). Кольца закреплены на базовой плоскости с помощью прецизионных винтов. Наконец, плоскость вместе с внешней многослойной цепью (EXTCARD), обеспечивающей связь с внешним миром, установлены на механическом устройстве. Вся система приводится в движение в вертикальном направлении с помощью шагового двигателя с дистанционным управлением. Основные требования предъявляемые к кремниевому стрипово-му детектору должны быть следующими: (i) входная емкость предусилителя (включая стрипы и линии разводки), не должна превосходить 5 пФ, для того, чтобы обеспечить хорошее отношение сигнал/шум (> 20); (ii) для ограничения шума, возникающего после облучения, тохи утечки не должны превышать 5 жк/4/стрип; (iii) емкость связи (MOS кон

Innermost cfoSraTDETl)^ ^ Boardl

Рис. 22: Схема детектора множественности. денсатор, образованный метал л/оксидом и нитрид/р- диффузией) не должна превышать 100 пФ/етрип (20 пФ вполне приемлемы для внутренних стрилов), чтобы гарантировать правильный съем сигнала предусилителем; (iv) сопротивление смещения (производимое полисиликоном) > 200 кОм\ (v) межстриповое сопротивление должно быть достаточно 'высоким, чтобы обеспечить межстриповую изоляцию. Из за принятой концепции механической рамы требуется два типа детекторов: DET1 для внутреннего кольца и DET2 для внешнего. Они представляют себой односторонние кремниевые стриповые детекторы, причем стрипы сделаны из р+ имплантантов на п подложке. Омический контакт сделан на основане эт+ диффузии и называется backplane. К детектору прикладывается обратное напряжение смещения, порядка 100 В между backplane и смещающей шиной, которая окружает чувствительную область и связана с каждым стрипом посредством встроенного полисиликонового резистора. Через эти сопротивления, каждый порядка 200 кОм, протекает обратный ток, являющийся одной из компонент токов утечки. Другая компонента, а именно поверхностный ток, собирается охранным кольцом - имплантацией, которая ограничивает чувствительную область, определяя профиль электрического поля вблизи физического края детектора. АС связь осуществляется MOS конденсатором, нанесенным непосредственно на поверхность детектора, посредством депозиции 250 паном диоксида кремния плюс слой алюминия толщиной 1 мк. MOS контакт предохраняет токи утечки от проникновения за первый контур предусилителя, который связан посредством стеклянной разводки припаянной к алюминию через специальный контакт, называемый бондинговыми площадками.

Для того, чтобы иметь одинаковое покрытие по псевдобыстроте во всем детекторе стриповая область простирается от оси пучка до внешней части MD. По этой причине число стрипов изменяется в двух DET компонентах, а именно на каждом секторе DET1 имеется 128 стрипов, в то время как на DET2 имеется лишь 64, и DET2 гораздо больше, чем DET1. К сожалению индустриальная технология нанесения SiC>2 на кремниевые пластины большого размера не гарантирует стандартов по толщине диоксида. Поэтому существу, является синхронизируемым цифровым буфером. CDP синхронизируется частотой 50 МГц и обеспечивает хранение информации на протяжении латенции триггера (примерно 1 мксек). Данные затем накапливаются в памяти на модулях BIJSIF до формирования полного пакета (до 5000 событий), а затем передаются для сбора в комнату управ

•ния по оптическим связям. Модуль VME (CCTD) в локальном блоке памяти служит для нерации тактовых импульсов и сигналов калибровки, а также обеспечивает правильную синхронизацию сигналов триггера. Оба VLSI-чипа должны иметь: довольно тесное расположение каналов, чтобы ограничить длину разводки (был выбран шаг 50 мкм), малое потребление энергии (2.5 мВт на канал), чтобы избежать необходимости обеспечивать охлаждение, и обладать достаточной радиационной устойчивостью. Они были реализованы как специализированные 64-х канальные чипы: FABRIC собрана с использованием биполярной (Tektronix) технологии, a CDP — с использованием радиационно-устойчивой-CMOS технологии Honeywell. Оба чипа могут работать в режиме тестирования, что обеспечивает возможность полного тестирования и калибровки системы. Максимально предусмотренные потоки —107 частиц/сек и 2 х 106 взаимодействий/сек в совокупности с предполагаемой загрузкой на канал, приближающейся к 30 % для центральных Pb-Pb столкновений, означают, что наиболее важными параметрами для элехтроники предварительной обработки данных становятся мертвое время и разрешение по времени. При разработке были приняты значения: 50 ианосек для мертвого времени 4 и 5 наносек для отклонений, гарантирующее от потерь в цифровом буфере. Этот выбор, включающий в себя некоторый запас для безопасности, оказался на самом деле жизненно важным, так как после сеанса 1996 года было принято решение провести эксперимент с более тонкой мишенью и, следовательно, при больших частотах взаимодействий (интенсивность пучка к тому времени уже была максимальной), и поэтому более ослабленные требования к параметрам при проектировании могли обернутся сбоями в работе. Кроме того, поскольку система не позволяет учитывать неоднородности, при проектировании накладывалось

•ребовалие, чтобы возможные вариации сигнала и пороговых значений не ухудшали бы Рачительно производительность системы по сравнению с производительностью отдельного канала.

Модуль FABRIC. Поскольку NA50 — эксперимент на высоко-интенсивных, пучках с фиксированной мишенью, любой защитный затвор против переполнения приведет к потере событий, и, следовательно, должен быть настолько коротким, насколько это возможно. Например, при средней интенсивности пучка 107 частиц/сек и толщине мишени, составляющей 18 % от длины взаимодействия, переполнение взаимодействий составляет 8 % за 20 наносек. При высокой загрузке детектора эффективно этого можно достичь тольхо при достаточно коротком мертвом времени, в частности, стремились к значению ниже 50 ианосек. Кроме того, для того, чтобы гарантировать от потерь в цифровом буфере, который будет следовать за аналоговым чипом предварительной обработки данных, который, как предполагается, будет работать на частоте, превышающей 50 МГц, отклонение времени на дискриминаторе должно быть меньше 8 наносек. Оба этих требования скорее относятся к тем, которые необходимы, чем к тем, которые соответствуют параметрам электроники предварительной обработки данных для р — р экспериментов на LHC [56].

Конструкция кремниевых детекторов эксперимента NA50, в основу которой положено требование однородной загрузки каждого канала, достаточно оригинальна и приводит к емкостям каналов и разводки от 0.5 п Ф до 5 п Ф для одного чипа детектора, а связывающие емкости, которые накапливаются в каждом канале, меняются в пределах примерно одного порядка. Так как не существует способа сделать шумы предусилителя независимыми

4Выбранное на основе приемлемых в эксперименте максимальных потерь событий при защите от ситуации, когда в пределах времени реакции детектора происходит более одного события, ухудшая тем самым разрешение, так называемое переполнение. от входной емкости, электроника предварительной обработки данных должна разрабатываться с учетом возможных шумов при максимальной входной емкости. В то же время другие параметры предусилителя (сигнал, пиковое время) не должны при этом быть чувствительными к входной емкости в пределах указанного диапазона.

Продолжительность токового сигнала, индуцированного в канале р-стороннего крезЯ ниевого детектора равна времени сбора дырочных носителей. Для детектора толщин™ 300 мкм с приложенным напряжением, в 1.5 раза превышающим напряжение истощения, время сбора дырочных носителей приблизительно 25 наносек, но половина заряда собирается в первые 5 наносек. Для того, чтобы обеспечить мертвое время в 50 наносек, необходимо обеспечить форму импульсов с эффективной шириной лика около 25 наносек, чтобы сохранить действительную форму входного токового сигнала.

Нашей целью было достижение отношения сигнал/шум 20 для частиц с наименьшей ионизующей способностью, при входной емкости 5 пФ. Это значение гарантирует хорошую эффективность детектирования на низшем пределе распределения Ландау для заряда, депозированного в 300 мкм кремнии, частицей с наименьшей ионизующей способностью, то есть 2 JC, даже при наличии эффекта перераспределения заряда между соседними стрипами, как это имеет место для удаленных стрипов. Одной из идей в начале разработок было желание избежать введения локальной охлаждающей системы, которую было бы чрезвычайно трудно реализовать из за компактности детектора. Отсюда вытекало требование, что питание должно составлять 100 мВт на чип, то есть 1.5 мВт/канал. Принимая во внимание рабочую область емкостей, требуемую производительность и указанное ограничение по питанию, можно заключить, что наилучшей для цепи будет биполярная технология. Был выбран обычный биполярный процесс SHPi, развитый Tetronix.

Другой причиной выбора биполярной технологии послужила необходимость хорошей радиационной стойкости. Ожидаемые уровни излучения для используемых детекторов и электроники предварительной обработки данных в течении 70-ти суточного сеанса составляют свыше 2 Мрад для ионизирующего излучения и потоки свыше 1013 п/см2 ш эквивалентного нейтронного потока. В действительности, в сеансах 1996 года дозы прЦ восходили ожидаемые.

Выходной сигнал с дискриминатора передается затем в виде тока, а цепь заканчивается отражателем тока с высоким выходным импедансом. Это решение было принято с тем, чтобы уменьшить возможные помехи от цифрового CMOS буфера и уменьшить уровень токового сигнала, наводимого выходным контуром дискриминатора. Высокий выходной импеданс дискриминатора является критическим моментом для производительности всей цепи и является приемлемым только в случае, когда выходы аналогового чипа предварительной обработки данных напрямую припаяны к входам цифрового CMOS буферного чипа. В действительности, выходное токовое зеркало было разработано имея ввиду специфический CMOS токоприемник.

Детали конструкции CDP-чипа, плат BOARDs и их связей, EXTCARD, модуля CCTD, разработанного в Турине, BUS1F и их функции в общем дизайне изложены в работах [24],[50].

Радиационные повреждения.

Изучение роли радиационных эффектов при создании кремниевых детектирующих систем было в прежние годы и остается сегодня проблемой фундаментальной важности для экспериментаторов, поскольку охота за все более я более редкими сигналами вынуждает подвергать детекторы естественно все большим дозам облучения. Обширные исследования этой проблемы были предприняты в работах [57]—[61], что же касается, в частности, эксперимента NA50 в работах [62], [63]. Для увеличения объема отобранных событий длина мишени в эксперименте 1996 года была выбрана большей по сравнению с проектной. Поэтому, потоки падающих на детектор частиц превышали предусмотренные в проекте значения, достигая очень больших величин в жизненно важных для нормальной работы детектора зонах

Влияние облучения на кремниевые приборы для удобства разделяют на объемные и ' поверхностные повреждения. Поверхностное повреждение является главным образом результатом воздействия ионизирующих частиц и влияет на границу раздела оксид-кремний, приводя к избыточным поверхностным токам утечки, уменьшенной подвижности носителей, вариациям сопротивления между элементами. Объемное повреждение является следствием влияния заряженных частиц и нейтронов и затрагивает дислокации атомов кремния и примесей. Основными последствиями для детектора являются при этом увеличенные токи утечки (благодаря образованию энергетических уровней в энергетической щели) и изменение концентрации носителей (постепенно превращая re-материал в нейтральный, а затем и в р-материал). Для детекторов во внутреннем кольце точка конверсии га-проводимости в /(-проводимость была не только достигнута, но и многократно превышена, что привело к увеличению напряжения истощения для этих детекторов до 200 В. Результатом этого является снижение эффективности детектора из-за неполного истощения объема при стандартном напряжении. В процессе набора данных это напряжение было увеличено, частично скомпенсировав эффект.

МД детектор в эксперименте NA50 является одним из нескольких детекторов, работающих в реальном эксперименте, где кремниевые детекторы подвергаются действию радиационных потоков и доз сравнимых с теми, которые ожидаются во внутренних трековых системах для детекторов будущего LHC. Решающей характеристикой такого детектора является тогда, безусловно, его радиационная стойкость.

Конструкция детектора предполагает его постоянную занятость и, следовательно, сильно неоднородные уровни облучения. Оценки потоков и доз для самой внутренней части детектора в течение сеансов 1996 года были, соответственно, вплоть до 1014 tq.njсм1 и I 10 Мрад ионизирующего излучения. В результате даже самые внешние стрипы, которые получили всего лишь 1013 eq.nJcM,2, были инвертированны после этих сеансов.

Весь материал этой главы разделен на две части. В первой из них обсуждаются методы измерения радиационных повреждений во время съема данных в сеансе 1996 года. Во второй же части представлены результаты измерений, выполненных после сеансов с целью проверки данных, полученных при работающем пучке, и понимания поведения детекторов после инверсии типа проводимости.

Радиационные эффекты в сеансе 96 года.

Радиационные повреждения во время сеансов проявляются главным образом в росте токов утечки и напряжения обеднения. Первое измеряется непосредственно, что же касается второго, то нет прямого способа измерить его во время съема данных. Наблюдаемой, которая скоррелирована с изменением напряжения обеднения, является заселенность частицами, измеренная в детекторе.

Токи утечки. Токи утечки на единицу объема J пропорциональны потоку частиц: J = аФ. В течение всего периода набора данных непрерывно отслеживаются токи утечки и можно, таким образом, оценить потоки падающих на детектор частиц, которые в первом приближении достигают величин порядка 4 х 1014. Увеличенные токи существенно повлияли на производительность внешних детекторов, связанных, как уже упоминалось, по постоянному току. Снижение производительности связано с изменением рабочей точки, а потому и эффективности сигналов на входе микросхемы FABRIC. Этот эффект частично компенсировался изменением номинального значения напряжения, контролируя одновременна ток на входе, который может устанавливаться извне независимо от остальных настроек чипа. Таким образом, первоначальная производительность микросхемы в большей степени была восстановлена. Токи утечки детекторов контролируются во время сеансов постоянно. На рисунке 25 показаны токи утечки для детекторов, облучавшихся

О 100 200 300 400 500 600 700 800 900

Time Ihours]

Рис. 25: Типичные токи утечки отдельных детекторов в сеансе 96 года. во время сеансов 96 года и сеансов 95 и 96 годов. Некоторые резкие изменения тока связаны с изменениями в системе охлаждения, с пробоями в питании, отсутствием пучка и изменениями напряжения смещения. Видно, что в полном согласии с феноменологией токи линейно сканируют в зависимости от потока при реалистическом предположении о почти постоянной средней интенсивности пучка. Ток на этом рисунке является полным током детектора, состоящего из сгрипов, облученных вплоть до потоков, изменяющихся более чем на один порядок величины при переходе от самых внутренних стрипов до самых внешних. Следовательно, константа повреждения, получающаяся из этих измерений отличается от измерений, полученных в других радиационных тестах [63].

Напряжение пробоя. При конструировании кремниевого МД не использовались никакие специальные условия, гарантирующие работу при высоком напряжении. Тем не менее, пробой детекторов во время сеансов не наблюдался. Даже в конце сеанса 96 года, когда все детекторы уже были инвертированы, никаких признаков пробоя не наблюдалось. Более того, даже в измерениях после сеанса, когда прикладывалось напряжение смещения в 400 V ко многим детекторам, не наблюдалось ни одного пробоя. Все из 36 неоднородно облученных детектора успешно работали. Полученные результаты подтверждают эффект увеличения напряжения пробоя р — оп — п детекторов после инверсии типа проводимости, который наблюдался и в других экспериментах [63].

Шум во время сеанса. Для уменьшения чувствительности системы к токам утечки детекторов и возникающего из-за этого шума были использованы АС-связанные стрипы вместе с очень быстрой считывающей электроникой [Треак = 15 наносек). Действие системы контролировалось рядом так называемых шумовых каналов в зависимости от времени в течении сеанса. Шумовой канал был выбран на основе анализа результатов всевозможных обрезаний. Каналы с заселенностью выше 72 % или выше 4-х кратного среднего из 16 соседних стрипов считались шумовыми. Такой высокий порог обрезания по заселенности следует из очень высокой (20 % - 30 %) физической заселенности в детекторе. В эксперименте не наблюдалось изменение числа шумовых каналов, которое хоть как то было бы скоррелировано с увеличением детекторных токов утечки.

Заселенность как функция напряжения смещения. В конце сеанса 96 года было выполнено сканирование детекторных напряжений смещения при работающем пучке ионов свинца с целью выяснить влияние облучения на детекторы. Было найдено, что заселенность для самых внутренних стрипов этих детекторов не насыщается даже для самых ысоких напряжений. Для того, чтобы скоррелировать напряжение обеднения с измереной заселенностью в первом приближении было использовано, что она пропорциональна Qcollected ~ ^depleted ~ N/Vjtos- С использованием простого алгоритма, который находит точку пересечения двух линейных подгонок, было оценено напряжение обеднения стрип за стрипом на основе знания заселенностей, полученных во время сканирования. Из полученных данных можно заключить, что напряжение обеднения наиболее внутренних стрипов детекторов из сеансов 95 и 96 годов превышают предел источника питания, который был 200 V в течении сеанса 96 года. Поскольку эти детекторы между сеансами сохранялись при комнатной температуре можно ожидать, что имел место значительный обратный отжиг. В самом деле, хотя полный поток в сеансе 95 года составлял всего лишь около 1/4 от сеанса 96 года, напряжение обеднения для этих детекторов было более чем вдвое выше напряжения для детекторов, использованных только в сеансе 96 года. Для сеансов 08 года основная масса уже облученных детекторов была заменена.

Эффективность детекторов. Для вычисления эффективности облученных детекторов сравнивалось значение насыщения заселенности стрипа с физической заселенностью частицами, полученной из оценок в начале сеанса, когда детекторы еще не облучены. Для стрипов, которые были полностью обеднены, не наблюдалось уменьшения эффективности с точностью до 10 %. Очевидно, для стрипов, которые не были полностью обеднены, найдено значительное падение эффективности. Можно, однако, заключить, что стандартные р - on — п детекторы успешно работают при потоках вплоть до 1014 eq.n/см2 и не обнаруживает заметной потери эффективности, если они смещены к высоким напряжениям, достаточным, чтобы быть полностью обедненными. ^^ В диссертации приведены также результаты тщательных послесеансовых измерений ЖЗЗ], которые позволяют заключить, что кремниевые стриповые детекторы, использованные в эксперименте NA50, обеспечивают убедительное экспериментальное доказательство того, что стандартные р — оп — п детекторы надежно работают после инверсии типа проводимости. Существуют три главных фактора, подтверждающих это заключение, именно: 1) сохраняется высокая эффективность детекторов; 2) не наблюдается разрушение детекторов; 3) сохраняется хорошая изоляция между р-+ странами. Что касается физического поведения индивидуального детектора, было найдено, что для удаления электронного поверхостного слоя из межстриповой области и, следовательно, восстановления чисто геометрических значений детекторных емкостей необходимо сместить детектор, прикладывая напряжение намного более высокое, чем; напряжение обеднения. Однако, полученные результаты свидетельствуют о необходимости продолжения исследований, с целью понять физическую природу ряда наблюдаемых зависимостей в радиационных эффектах.

Диссертация содержит также Заключение, в котором приведены основные её резуль-таты(см. раздел "На защиту выдвигаются следующие результаты").

Литература

1] Ргос. of the 9th Int. Conf. on Ultra-Relativistic Nucleus-Nucleus Collisions. Borlange, Sweden, Nucl. Phys. A566 (1994).

2] Proc. of the 10th Int. Conf. on Ultra-Relativistic. Nucleus-Nucleus Collisions, Monterey, USA, Nucl. Phys, A590 (1995).

3] R. Hagedori), Suppl. Nuovo. Cimento 3 (1965) 147.

4] J. Kapusta, Phys. Rev. D23 (1981) 2444. ,

5] N. Ardito et al., Interactions of 60 and 200 A GeV 16 О ions in nuclear emulsion, Europhys. Lett. 6 (1988) 131.

6] HELIOS-Emulsion Collaboration, T. Akesson et al., An emulsion study of ieO and 325t interactions at 200 GeV per micleon selected by transverse energy, Nucl. Phys. B342 (1990) 279.

7] G. Baroni et al., Electromagnetic dissociation of 200 GeV/nucleon leO and 32S ions in nuclear emulsions, Nucl. Phys. A516 (1990) 673.

8] G. Baroni et al, Interactions of 200 GeV/nucleon 160 and 32S ions in nuclear emulsions, Nucl. Phys. A531 (1991) 691.

9] HELIOS Collaboration, 1. Akesson et al., Proton distributions in the target fragmentation region in proton-nucleus and nucleus-nucleus collisions at high energies, Z. Phys. C53 (1992) 183.

10] HELIOS Collaboration, T. Akesson et al., The transverse energy distribution in 160-nucleus collisions at 60 and 200 GeV per nucleon, Z. Phys. C38 (1988) 383.

11] HELIOS Collaboration, T. Akesson et al., The transverse energy distributions of S-nucleus collisions at 200 GeV per nucleon, Phys. Lett. B214 (1988) 295.

12] HELIOS Collaboration, Г. Akesson et al., Measurement of the transverse energy flow in nucleus-nucleus collisions at 200 GeV per nucleon, Nucl. Phys. B353 (1991) 1.

13] HELIOS Collaboration, T. Akesson et al., Transverse energy measurements in proton-nucleus interactions at high energy, Z. Phys. С 58 (1993) 239. л

14] J.D. Bjorken, Phys. Rev. D27 (1983) 140.

15] HELIOS Collaboration, T. Akesson et al., Inclusive negative particle pj spectra in p nucleus and nucleus-nucleus collisions at 200 GeV per nucleon, Z. Phys. C46 (1990) 361.

16] M.C. Abreu et al [NA50 Collaboration], Intermediate mass dimuons in NA38/NA50, J. Phys. G G25 (1999) 235.

17] HELIOS Collaboration, T. Akesson et al, Low-mass lepton-psur production in p-Be collisions at 450 GeV/c, Z. Phys. С 68, (1995) 47.

18] HELIOS-3 Collaboration, A.L.S. Angelis et al., Excess of continuum dimuon production at masses between threshold and the J/ifi in S-W interacions at 200 GeV/c/nucleon, Eur. Phys. J. C13 (2000) 433.

19] NA38 and NA50 Collaborations, M. C. Abreu et al., Low mass dimuon production in proton and ion induced interactions at the SPS. Eur. Phys. J. C13 (2000) 69.

20] M. Abreu et al. [NA38 and NA50 Collaboration], NA38/NA50 results on the low mass dimuon spectra, Nucl. Phys. A638 (1998) 487.

21] HELIOS Collaboration, T. Akesson et al., Inclusive photon production in pA and A A collisions at 200 GeV/u, Z. Phys. C46 (1900) 369.

22] HELIOS-3 Collaboration, A. L. Angelis et al., Study of vector mesons in dimuon production in a large kinematic region in p W and S W interactions at 200-GeV/c/nucleon, Eur. Phys. J. C5 (1998) 63.

Л23] HELIOS Emulsion Collaboration, T. Akesson et al., A search for multiplicity fluctuations

В in high energy nucleus-nucleus collisions, Phys. Lett. B252 (1990) 303.

24] M.C. Abreu et al. [NA50 and NA38 Collaboration], Phi, rho and omega production in collisions induced by deuteron and heavy ions around 200-GeV per nucleon, Nucl. Phys. A638 (1998) 483.

25] HELIOS Collaboration, T. Akesson et al., Kaon production in 200 GeV/nucleon nucleus-nucleus collisions, Phys. Lett. B296 (1992) 273.

26] H. Satz, T. Matsui, Phys. Rev. B178 (1986) 416 .

27] C. Bagliu et al., Phys. Lett. B220 (1989) 471.

28] NA50 Collaboration, M. C. Abreu et al., Observation of fission in Pb-Pb interactions at 158-A-GeV, Phys. Rev. C59 (1999) 876.

29] E. Scomparin et al., Quark Matter '96, Nucl. Phys. A610 (1996) 331.

30] C. Bagliu et al., Phys. Lett. B51 (1990) 472.

31] NA50 Collaboration, M.C. Abreu et al., J/ф and Drell-Yan cross-sections in Pb-Pb interactions at 158 GeV/c per nucleon. Phys. Lett. B410 (1997) 327.

32] NA50 Collaboration, M.C. Abreu et al., Anomalous JJiji suppression in Pb-Pb interactions at 158 GeV/c per nucleon. Phys. Lett. B410 (1997) 337. з] M.C. Abreu et al. [NA50 Collaboration], Charmonium production in Pb Pb interactions at 158-GeV/c per nucleon, Nucl. Phys. A.638 (1998) 261.

34] M. Gliick et al., Z. Phys. C53 (1992) 127, Phys. Lett. B306 (1993) 391.

35] G.A. Schuler, Preprint CERN-TH.7170/94.

36] NA51 Collaboration, M. C. Abreu et al., J/ifi, ф' and Drell-Yan production in p p and p d interactions at 450-GeV/c, Phys. Lett. B438 (1998) 35.

37] M.C. Abreu et al. [NA50 Collaboration], J/ф suppression, Nucl. Phys. Proc. Suppl. 71 (1999) 279.

38] A.Baldit et al., Study of the isospin symmetry breaking in the light quark sea of the nucleon from the Drell-Yan process, Phys. Lett. B. 332 (1994) 244.

39] NA50 Collaboration, M. C. Abreu et al., Observation of a threshold effect in the anomalous J/il> suppression. Phys.Lett. B430 (1999) 456.

40] NA38 and NA50 Collaborations, M. C. Abreu et al. Dimuon and charm production in nucleus-nucleus collisions at the CERN-SPS. Euro. Phys. J. C14 (2000) 443.

41] NA50 Collaboration, M. C. Abreu et al. Evidence for deconfinement of quarks and gluons from the J/i> suppression pattern measured in Pb -I- Pb collisions at the CERN-SPS. Phys. Lett. B477 (2000) 28.

К. Werner, P. Cerello and P. Giubellino, The VENUS model for heavy ion collisions at LHC energies, ECFA Large Hadion Collider Workshop, Aachen, Germany, October 4-9 1990, CERN 90-10, Vol. II, 1098.

SICAPO Collaboration, E. Borchi et al., Silicon sampling hadronic calorimetry: a tool for experiments at the next generation of colliders, Nucl. Instr. and Meth. in Phys. Res. A279J (1989) 57. "

SICAPO Collaboration, F. Lemeilleur et al., The local hardening effect on electromagnetic showers. A way for signal equalization in Si/high-Z hadron calorimeters, Phys. Lett. B222 (1989) 518.

SICAPO Collaboration, E. Borchi et al., Electromagnetic shower energy filtering effect. A way to achieve the compensation condition (е/тг = 1) in hadronic calorimetry, Phys. Lett. B222 (1989) 525.

SICAPO Collaboration, A.L.S. Angelis et al., Evidence for the compensation condition in Si/U hadronic calorimetry by the local hardening effect, Phys. Lett. B242 (1990) 293.

SICAPO Collaboration, E. Borchi et al., Evidence for compensation in a Si/(Fe,Pb) hadron calorimeter by the filtering effect, Phys. Lett. B280 (1992) 169.

W. Dabrowski et al., Low-noise monolithic bipolar front-end for silicon drift detectors, Nucl. Instr. and Meth. in Phys. Res. A 420 (1999) 270.

S. Beole et al., Silicon drift detector; studies about geometry of electrodes and production technology, Nucl. Instr. and Meth. A377 (1996) 393.

G. Gramegna et al., Designing a linear silicon drift detector, IEEE Trans, on Nuclear Science 42 (1995) 1497.

B. Alessandro et al., A fast, high-granularity silicon myltiplicity detector for the NA50 experiment at CERN, Nucl. Instrum. Meth. A360 (1995) 189.

B. Alessandro et al., Design and operation of a fast high-granularity silicon detector system in a high-radiation environment, Nucl. Instrum. Meth. A409 (1998) 167.

R.H. Beuttenmuller et al., Silicon position sensitive detectors for the Helios (NA 34) experiment, Nucl. Instr. and Meth. in Phys. Res. A253 (1987) 500.

P. Giubellino et al., Performance of the silicon ring counter for the HELIOS experiment at CERN, Nucl. Instr. and Meth. in Phys. Res. A275 (1989) 89.

HELIOS Collaboration, T. Akesson et al., Charged-particle multiplicity distributions in oxygen-nucleus collisions at 60 and 200 GeV per nucleon, Nucl. Phys. B333 (1990) 48.

S. Aoki et al., Charged particle multiplicity and transverse energy measured in 32S central interactions at 200 GeV per nucleon, Nuovo Cim. 108A, (1995) 1125.

W. Dabrowski et al., Fast bipolar front-end for binary readout of silicon strip detectors, Nucl. Instr. and Meth. in Phys. Res. A350 (1994) 548.

P. Barberis et al., Radiation hardness measurements on components of a full custom bipolar process, Nucl. Phys. В (Proc. SuppL), 32 (1993) 540.

59] H.J. Ziock et al., Measurement of proton induced radiation damage to CMOS transistors and pin diodes, IEEE Trans. Nucl. Sci. 37 (1990) 1238.

60] K. Gill et al., Radiation damage by neutrons and photons to silicon detectors, Nucl. Instr. and Meth. in Phys. Res. A322 (1992) 177. j61] A. Holmes-Siedle et al., Radiation tolerance of single-sided silicon microstrips, Nucl. Instr. and Meth in Phys. Res. A 339 (1994) 511.

62] J. Matheson et al., Radiation damage studies of field plate and p stop n side silicon microstrip detectors, Nucl. Instr. and Meth. in Phys. Res. A 362 (1995) 297.

63] B. Alessandro et al., Analysis of radiation effects on silicon strip detectors in the NA50 experiment, Nucl. Instrum. Meth. A432 (1999) 342.

Рукопись поступила в издательский отдел 9 ноября 2000 года.