Образование электрон-позитронных пар в квазисвободных нейтрон-протонных столкновениях тема автореферата и диссертации по физике, 01.04.16 ВАК РФ

Учреждение Российской академии наук Институт ядерных исследований РАН

На правах рукописи

4851578

ЛАПИДУС Кирилл Олегович

Образование электрон-позитронных пар в квазисвободных нейтрон-протонных столкновениях

01.04.16 - физика атомного ядра и элементарных частиц

АВТОРЕФЕРАТ диссертации на соискание ученой степени кандидата физико-математических наук

с

Москва - 2010

4851578

Работа выполнена в Учреждении Российской академии наук Институте ядерных исследований РАН.

Научный руководитель: Официальные оппоненты:

Ведущая организация:

кандидат физико-математических наук, Ф.Ф. Губер

доктор физико-математических наук, В. Г. Недорезов

доктор физико-математических наук, И. П. Лохтин

Лаборатория физики высоких энергий им. В.И. Векслера и A.M. Балдина Объединенного института ядерных исследо-

ваний (ЛФВЭ ОИЯИ)

Защита диссертации состоится

,1 9.,О 5. 2011

2011 г. в

ча-

сов на заседании диссертационного совета Д 002.119.01 Учреждения Российской академии наук Института ядерных исследований РАН, по адресу: 117312 Москва, проспект 60-летия Октября, д. 7а.

С диссертацией можно ознакомиться в библиотеке Учреждения Российской академии наук Института ядерных исследований РАН.

; « / о »

Автореферат разослан -

2011 г.

Ученый секретарь

диссертационного совета Д 002.119.01, кандидат физико-математических наук

Б. А. Тулупов

Общая характеристика работы

Актуальность работы. За прошедшие 20 лет спектроскопия лептонных пар (е+е~, /i+/0 в нуклон-нуклонных, нуклон-ядерных и ядро-ядерных столкновениях сформировала отдельное направление в физике высоких энергий. Изучение адронной материи с помощью лептонных пар обладает значительным преимуществом по сравнению с другими методами экспериментальных исследований, поскольку лептоны не участвуют в сильных взаимодействиях и несут информацию о происходящих процессах без искажений.

Развитие экспериментальной программы на протяжении этих лет в значительной мере определялось созданием все более мощных ускорителей. Начиная с пионерского эксперимента DLS, на ускорителе Bevalac (Беркли), в котором в начале 90-х годов XX века исследовался выход электрон-позитронных пар в столкновениях ядер при кинетической энергии пучка 1 ГэВ/нуклон были последовательно пройдены значения энергии ф = 17,1 ГэВ/нуклон (эксперименты NA38/50, CERES и NA60, ускоритель SPS), Vi = 200 ГэВ/нуклон (эксперимент PHENIX, коллайдер RHIC). В ближайшем будущем можно ожидать данных с установки ALICE на коллайдере LHC, Vs = 5,5 ТэВ/нуклон.

В то время как значительные усилия направлены на исследование выхода электрон-позитронных пар в столкновениях тяжелых ядер при очень высоких энергиях, ситуация при промежуточных энергиях представляется недостаточно изученной. Так, до последнего времени оставалось нерешенной проблема, обнаруженная в эксперименте DLS: в области инвариантных масс M > 140 МэВ/с2 выход электрон-позитронных пар, зарегистрированный в столкновениях ядер углерода при кинетической энергии пучка 1 ГэВ/нуклон, значительно превышает ожидаемый суммарный вклад от распадов адронов. Для проверки результатов были проведены аналогичные измерения на установке ХАДЕС, обладающей лучшим аксептансом (85% в диапазоне полярных

углов 18-85°) и массовым разрешением (»2.5%). Результаты показали хорошее согласие с данными, полученными на установке DLS. Следовательно, достоверность экспериментальных данных не вызывает сомнений.

Принципиальный вопрос заключается в том, является ли наблюдаемое в столкновениях легких ядер расхождение экспериментальных данных и теоретических расчетов проявлением эффектов ядерной среды, формируемой в столкновениях. Различные теоретические модели, в том числе учитывающие такие эффекты как перерассеяние частиц и модификацию их свойств в ядерной среде, были неспособны объяснить наблюдаемое расхождение.

С другой стороны, возможная причина расхождения заключается в неправильном учете процессов образования электрон-позитронных пар в нуклон-нуклонных столкновениях. В частности, нейтрон-протонные столкновения в области кинетических энергий пучка ~ 1 ГэВ/нуклон плохо изучены как с экспериментальной, так и с теоретической точки зрения. Так, до последнего времени отсутствовали измерения выхода лептонных пар в нейтрон-протонных столкновениях. В то же время, нейтрон-протонные взаимодействия представляют особый интерес, поскольку в этом канале предсказывается значительная роль процесса тормозного излучения, для которого теоретические работы дают противоречивые оценки сечения [1-3].

Таким образом, экспериментальное исследование образования электрон-позитронных пар в нейтрон-протонных столкновениях является актуальной научной проблемой, в ходе решения которой необходимо получить ответы на ряд вопросов:

1. Существует ли и насколько значительна разница между выходом электрон-позитронных пар в протон-протонных и нейтрон-протонных столкновениях при одинаковых энергиях?

2. Способны ли существующие теоретические модели описать рождение электрон-позитронных пар в нейтрон-протонных столкновениях?

3. Возможно ли объяснить "аномальный" выход электрон-позитронных пар в столкновениях ядер углерода при энергии 1 ГэВ/нуклон суперпозицией процессов, происходящих в нуклон-нуклонных взаимодействиях, или же он обусловлен коллективными процессами, уникальными для ядро-ядерных столкновений?

Целью диссертационной работы является экспериментальное изучение образования электрон-позитронных пар в нейтрон-протонных взаимодействиях по данным эксперимента ХАДЕС. полученным в 2007 году на пучке дейтронов с энергией 1,25 ГэВ/нуклон, налетающем на протонную мишень.

Научная новизна.

1. Впервые проведено исследование выхода электрон-позитронных пар в нейтрон-протонных столкновениях по экспериментальным данным, полученным на установке ХАДЕС.

2. Впервые по данным одного эксперимента произведен сравнительный анализ выхода электрон-позитронных пар в нейтрон-протонных, протон-протонных и ядро-ядерных столкновениях.

Практическая значимость.

1. Методика выделения квазисвободных реакций с помощью годоскопа малых углов, развитая в диссертационной работе, может быть использована при проведении будущих экспериментов.

2. Полученные дифференциальные сечения выхода электрон-позитронных пар необходимы для проверки теоретических .моделей, описывающих нейтрон-протонные взаимодействия.

На защиту выносятся следующие основные результаты и положения:

1. Методика отбора квазисвободных нейтрон-протонных реакций с образованием электрон-позитронных пар при помощи регистрации спектатор-ного протона на малых углах.

2. Дифференциальные сечения рождения электрон-позитронных пар в квазисвободных нейтрон-протонных столкновениях как функции инвариантной массы, поперечного импульса и быстроты.

3. Отношение выхода электрон-позитронных пар в нейтрон-протонных и протон-протонных столкновениях при одинаковой энергии столкновений.

4. Сравнение экспериментальных результатов с модельными расчетами.

5. Объединенный анализ выхода электрон-позитронных пар в нуклон-нук-лонных реакциях и столкновениях ядер углерода.

Апробация работы. Основные результаты диссертационной работы были представлены на

1. XIX Международной Балдинской Конференции "Релятивистская ядерная физика и квантовая хромодинамика" (ОИЯИ, г. Дубна, 2008 г.).

2. Научной сессии-конференции секции ЯФ ОФН РАН "Физика фундаментальных взаимодействий" ГНЦ ИФВЭ (г. Протвино, 2008 г.).

3. 51-й Научной Конференции МФТИ (Россия, г. Долгопрудный, 2009 г.).

4. Трех международных совещаниях Коллаборации ХАДЕС (Кипр, г. Айя-Напа, 2007 г.; Германия, GSI, г. Дармштадт, 2008 г.; Португалия, г. Се-симбра, 2009 г.).

5. 4-й международной летней школе Коллаборации ХАДЕС.

6. Специализированных семинарах ИЯИ РАН.

Публикации. Основные результаты диссертации опубликованы в 9 печатных работах [1-9].

Личный вклад автора.

Личный вклад автора в результаты, выносимые на защиту, является определяющим.

Содержание работы

Во Введении обоснована актуальность диссертационной работы, сформулирована цель и аргументирована научная новизна исследований, показана практическая значимость полученных результатов, представлены выносимые на защиту основные результаты и положения.

Первая глава посвящена спектроскопии лептонных пар как методу исследования фундаментальных проблем теории сильных взаимодействий. В разделе 1.1 обсуждаются основные свойства квантовой хромодинамики: кон-файнмент и спонтанное нарушение киральной симметрии. Показываются достоинства изучения свойств сильных взаимодействий с помощью лептонных пар. В разделе 1.2 проводится обзор наиболее важных механизмов рождения электрон-позитронных пар при энергии столкновений ~ 1 ГзВ/нуклон. К ним относятся: Далиц-распады псевдоскалярных я0- и ^-мезонов 7т°,г] —> уе+е~, распады Д(1232)-резонансов Д -» процесс инклюзивного и эксклюзив-

ного тормозного излучения (Ьгетзз^аЫигщ) в нуклон-нуклонных столкновениях: NN -> NNe+e-, NN ЫЫе+е~Х.

В разделе 1.3 обсуждаются экспериментальные данные по рождению электрон-позитронных пар в столкновениях ядер при энергиях ~ 1 ГэВ/нуклон.

Исторически первые данные по выходу дилептонов в столкновениях релятивистских ядер были представлены коллаборацией БЬБ. Этот пионерский эксперимент обнаружил нетривиальный эффект, объяснение которому не могло быть найдено почти два десятилетия: в столкновениях ядер '2С + 12С при кинетической энергии пучка 1,04 ГэВ/нуклон было обнаружено значительное превышение выхода дилептонов в области М > 140 МэВ/с2 над ожиданиями от предполагаемого вклада Далиц-распадов ^-мезонов [4]. Это превышение составляет фактор Рехс = 6,5. Данные были независимо подтверждены на установке ХАДЕС, что указало на проблему в понимании процессов образования электрон-позитронных пар в ядро-ядерных столкновениях.

В разделе 1.4 обсуждается образование электрон-позитронных пар в процессе тормозного излучения в нуклон-нуклонных столкновениях. Под тормозным излучением понимается электромагнитное излучение заряженной частицы, движущейся с ускорением. В случае нуклон-нуклонных столкновений один из нуклонов излучает реальный или виртуальный гамма-квант. Последний может распадаться, в частности, на электрон-позитронную пару, давая вклад в наблюдаемый спектр.

В то время как в протон-протонных столкновениях не ожидается значительного вклада процесса тормозного излучения, в нейтрон-протонном канале вклад этого процесса является проблематичным для теоретического изучения. Существующие теоретические работы предсказывают сечения этого процесса, которые существенно разнятся между собой. Эти обстоятельства мотивируют исследование образования электрон-позитронных пар в нейтрон-протонных столкновениях.

Во второй главе приводится описание экспериментальной установки ХАДЕС и методики анализа данных. Дается характеристика основных параметров установки и отдельных детекторных компонент. Рассматриваются стандартные методы отбора лептонов и лептонных пар. Обсуждается проце-

дура моделирования квазисвободных нейтрон-протонных реакций.

Раздел 2.1 содержит общие сведения об экспериментальной установке. Установка ХАДЕС (High Acceptance Dielectron Spectrometer — широкоапертур-ный спектрометр электрон-позитронных пар) расположена в Исследовательском центре GSI (г. Дармштадт, Германия) и в настоящее время функционирует на пучке ускорителя SIS-18. На рис. 1 представлена схема установки ХАДЕС в поперечном сечении.

Рис. 1. Схематический вид экспериментальной установки ХАДЕС в поперечном сечении

В разделах 2.2-2.7 последовательно обсуждаются отдельные компоненты экспериментальной установки: сверхпроводящий магнит, многопроволочные камеры, детекторы времени пролета, газовый черенковский детектор, пред-ливневый детектор и годоскоп малых углов.

Импульс заряженной частицы определяется по ее отклонению в тороидальном магнитном поле, создаваемом сверхпроводящим магнитом. Кроме этого, отклонение частицы дает информацию о ее полярности. Измерение координат траектории частицы осуществляется с помошью многопроволочных камер, две плоскости которых расположены перед областью магнитного поля

и две плоскости за ней.

Для обеспечения идентификации частиц необходимо также измерение их скорости. Это достигается с помощью системы времени пролета МЕТА. Она состоит из двух подсистем: TOFino (18°-44°) и TOF (44°-88°). Каждая подсистема представляет собой годоскоп сцинтилляционных детекторов различного размера.

Специально для идентификации лептонов, ХАДЕС оснащен также газовым черенковским детектором RICH (Ring Imaging Cherenkov Detector), который регистрирует кольца черенковского света от электронов и позитронов. Мишень помещается в специальную технологическую полость непосредственно внутри детектора RICH.

Для лучшей режекции адронов при больших значениях импульсов частиц (р > 500 МэВ/с), в состав установки ХАДЕС входит также предливневый детектор SHOWER, расположенный за детектором TOFino. Конструкционно он представляет собой две плоскости свинцовых конверторов и три активные плоскости газовых камер, работающие в самогасящемся стримерном режиме. За счет развития электромагнитного ливня, отклик детектора к электронам (выделение заряда в активном слое) превышает отклик к адронам.

В 2007 г. установка ХАДЕС была оснащена новым детектором Forward Wall (FW), который позволяет регистрировать заряженные частицы в области очень малых углов (больших быстрот). Основное предназначение этого детектора состоит в регистрации спектаторных частиц, образующихся при развале ядер пучка.

Детектор FW представляет собой годоскоп из 280 индивидуальных сцинтилляционных детекторов квадратной формы. Поперечные размеры сцинтилляционных пластин составляют 4x4, 8x8 и 16x16 см (толщина 2,54 см). В эксперименте 2007 г. FW был расположен на расстоянии 7 м от мишени, таким образом регистрируя частицы в диапазоне полярных углов 0,33° - 7,17°.

Детектор FW измеряет координату заряженной частицы (с точностью, варьирующейся в зависимости от размеров конкретного детектора), время пролета, а также дает информацию об ионизационных потерях. Поскольку в этом угловом диапазоне магнитное поле отсутствует, то непосредственное измерение импульса частицы (а следовательно, и идентификация ее типа) невозможно.

Двухуровневая триггерная система установки ХАДЕС обсуждается в разделе 2.8.

В разделах 2.9 и 2.10 приводится описание методики идентификации леп-тонов и реконструкции электрон-позитронных пар с помощью системы детекторов ХАДЕС.

Идентификация электронов и позитронов на ХАДЕС осуществляется в несколько этапов.

1. Отбираются те треки, для которых разница в угловых координатах кольца черенковского света в RICH и угловых координатах восстановленного сегмента трека перед областью магнитного поля меньше определенной величины.

2. Накладываются ограничения на качество реконструкции кольца черенковского света в детекторе RICH.

3. Накладываются ограничения на время пролета, измеренное в системе МЕТА, так чтобы /} ~ 1, что следует ожидать для электронов и позитронов за счет их малой массы.

Спектрометр ХАДЕС регистрирует электроны и позитроны с конечной эффективностью. В результирующую эффективность вносят вклад эффективность регистрации заряженных частиц в RICH, дрейфовых камерах, МЕТА и SHOWER, а кроме того, процедуры восстановления треков частиц и выделения

лептонов. Результирующая эффективность является функцией кинематических характеристик частицы.

Поскольку не существует возможности однозначно установить принадлежность двух отдельных лептонов к одной паре, в ходе анализа создаются все возможные комбинации электрон-позитронных пар. Очевидно, что полученные таким образом распределения имеют тривиальный комбинаторный вклад, то есть ложные комбинации лептонов, принадлежащих к различным материнским виртуальным фотонам.

Однако комбинаторный фон можно восстановить с помощью регистрации пар одного знака (е+е+ и е~е~). В данной работе комбинаторный фон вычислялся как арифметическое среднее:

NCB = (N^ + Nre.)/ 2. (1)

Подобным же образом можно реконструировать комбинаторный фон для любых дифференциальных распределений, например, для случая распределения по инвариантным массам.

Абсолютная нормировка измеренных спектров произведена по измеренному числу упругих протон-протонных столкновений и известному сечению этого процесса.

Источники систематических погрешностей следующие: процедура корректировки на эффективность регистрации лептонов ~ 20%, абсолютная нормировка на число упругих рр-соударений (экстраполяция в 4л) ~ 10%, эффективность регистрации заряженных частиц в FW и неопределенность во временном разрешении сцинтилляционных пластин ~ 10%. Квадратичное сложение независимых погрешностей дает величину суммарной систематической погрешности сг1^ ~ 24%.

В разделе 2.11 обсуждается Монте-Карло моделирование, выполненное в специализированной программе Pluto (далее Pluto-моделирование). В модели-

рование были включены все основные механизмы рождения электрон-пози-тронных пар в нуклон-нуклонных столкновениях. Моделирование учитывает также Ферми-движение нуклонов в дейтроне и полагается на приближение квазисвободных реакций.

В третьей главе рассматривается методика выделения квазисвободных нейтрон-протонных столкновений в эксперименте с дейтронным пучком.

В разделе 3.1 дается основная информация о проведенном эксперименте. Сеанс дейтрон-протонных столкновений состоялся в мае 2007 г. Пучок дейтронов с кинетической энергией 1,25 ГэВ/нуклон и интенсивностью 107 частиц/с налетал на жидководородную мишень длиной 5 см (0,35 г/см2). В общей сложности было набрано и сохранено на носителях информации ~ 1,2 -109 событий.

В разделе 3.2 обсуждается использование дейтронов в качестве источника нейтронов. В рамках импульсного приближения столкновение дейтрона высоких энергий с нуклоном мишени сводится к квазисвободному нуклон-нук-лонному взаимодействию: один из нуклонов в составе дейтрона не участвует в реакции и выступает как спектатор. Матричный элемент квазисвободного процесса принимается равным матричному элементу реакции столкновения свободных нуклонов, происходящей при такой же энергии.

Поскольку характерные значения импульса Ферми (pf < 150 МэВ/с) малы по сравнению с импульсом пучка, спектаторный нуклон несет приблизительно половину импульса дейтрона и вылетает под малым углом в лабораторной системе координат. Эти особенности позволяют выделять канал квазисвободных нейтрон-протонных столкновений в дейтрон-протонных взаимодействиях, регистрируя спектаторный протон в области малых углов.

Применимость импульсного приближения не может быть гарантирована a priori, поэтому основная часть главы 3 посвящена проверке этой гипотезы.

В разделе 3.3 обсуждается Монте-Карло моделирование годоскопа малых углов FW. Для изучения работы детектора FW и сравнения данных, получен-

ных на этом детекторе, с предсказаниями РМо-моделирования, была создана программа, воспроизводящая отклик детектора РЭД". Она учитывает геометрию Р\¥, гранулярность детектора и временное разрешение Р\У, различное для каждого типа сцинтилляционных детекторов: 500 пс, 600 пс, 700 пс.

Р1Що-моделирование показало, что доля протонов-спектаторов, попадающих в аксептанс детектора Р\У (в отсутствие прочих экспериментальных ограничений),

И™

-Цг = 89%- (2)

Таким образом, регистрирует подавляющее число протонов-спектаторов.

В разделе 3.4 исследуется применимость импульсного приближения для реакции дейтрон-протонных столкновений с образованием электрон-позитрон-ных пар. С этой целью было проведено сравнение ряда кинематических распределений заряженных частиц (протонов), регистрируемых в Р\У с результатами Р1Шо-моделирования, которое было основано на приближении квазисвободных нуклон-нуклонных взаимодействий.

Одним из наиболее простых и в тоже время информативных является распределение частиц по полярному углу. Из описанной выше картины импульсного приближения следует ожидать, что протоны-спектаторы имеют максимальный выход при очень малых значениях полярного угла; с ростом полярного угла выход спектаторов быстро спадает.

Распределение заряженных частиц, зарегистрированных в приведено на рис. 2. Чтобы детализировать имеющуюся информацию, сравнение сделано для различных массовых диапазонов элекгрон-позитронных пар, рожденных в реакции, в которой была зарегистрирована частица: Мее < 140 МэВ/с2 (слева) и Мее > 140 МэВ/с2 (справа). Очевидно, что Далиц-распад я0 насыщает область М < 140 МэВ/с2 и не может давать вклад в наиболее интересную

область инвариантных масс М > 140 МэВ/с2.

Рис. 2. Распределение частиц, зарегистрированных в по полярному углу дяя массовых диапазонов М„ < 140 МэВ/г2 (слева) и М„ > 140 МэВ/г2 (справа). Заполненными кружками показаны экспериментальные данные, незаполненными —результаты ИиШ-моделирования

Видно, что экспериментальные распределения, ассоциированные с обеими массовыми компонентами демонстрируют поведение, совпадающее с предсказываемым для протонов-спектаторов.

Более значимые выводы можно сделать из сравнения с модельными предсказаниями. На рис. 2 они показаны незаполненными кружками. Видно, что предсказания РЬЛэ-моделирования, основанного на спекгаторном приближении, хорошо описывают наблюдаемые угловые распределения для двух массовых диапазонов.

Вторым важнейшим классом наблюдаемых являются импульсные распределения частиц, зарегистрированных в Как обсуждалось выше, импульс спектаторной частицы должен составлять приблизительно половину от импульса пучка. Для дейтронного пучка с энергией 1,25 ГэВ/нуклон, эта величина составляет р5р — 1,97 ГэВ/с.

Как и в случае угловых распределений, импульсные распределения изучались отдельно для двух массовых диапазонов электрон-позитронных пар.

Чтобы обеспечить еще большую детализацию исследований и подвергнуть моделирование еще более строгой проверке, для каждого массового диапазона распределения разбивались на три бина по полярному углу заряженной частицы: 0,5° < в < 2°, 2° < в < 4°, 4° < в < 6°. Полученные результаты представлены на рис. 3, 4.

Как следует из рис. 3,4, положение пика импульсных распределений близко к ожидаемому. Небольшое отклонение от номинального значения связано с неидеальностью временной калибровки. Ширина экспериментально наблюдаемых распределений определяется двумя факторами. Это, во-первых, Ферми-движение нуклонов в дейтроне с учетом лоренцевского растяжения, возникающего при переходе в лабораторную систему координат. Вторым фактором является конечное временное разрешение Р\У

Проследим за эволюцией формы импульсного распределения с ростом полярного угла. Как видно, величина среднего уменьшается, а ширина распределения увеличивается. Это связано, прежде всего, с ростом вклада квазисвободных протон-протонных столкновений (то есть среди зарегистрированных частиц увеличивается доля протонов, участвующих в реакции, следовательно, имеющих меньшее значение импульса, чем 1,97 ГэВ/с и вылетающих под большими углами).

Результаты РМо-моделирования показаны на рис. 3, 4 незаполненными кружками. В целом, наблюдается хорошее согласие экспериментальных данных и моделированных спектров для двух диапазонов масс электрон-пози-тронных пар. Учет Ферми-движения и временного разрешения БУ/ позволяет правильно воспроизвести ширину экспериментальных распределений. В силу недостаточной статистики для массивных электрон-позитронных пар затруднительно делать какие-либо выводы в диапазоне 4° < в < 6°.

Итак, для проверки применимости импульсного приближения в условиях рассматриваемого эксперимента по рождению электрон-позитронных пар

в квазисвободных нейтрон-протонных столкновениях было проведено систематическое исследование и сравнение с предсказаниями Р1шо-моделированюг ряда угловых и импульсных распределений. Большей частью экспериментальные результаты согласуются с общими ожиданиями и хорошо описываются моделированием. Это позволяет сделать вывод, что полученные данные можно интерпретировать в рамках импульсного приближения.

Рис. 3. Импульсное распределение частиц, зарегистрированных в в корреляции с рождением электрон-позитронной пары для массового диапазона Мее < 140 МэВ/с2. Заполненными кружками показаны экспериментальные данные, незаполненными — результаты Р1Шо-модели-рования

Рис. 4. То же, что на рис. 3, но для Мее > 140 МэВ/с2

Таким образом, рождение электрон-позитронных пар в дейтрон-протонных столкновениях с энергией 1,25 ГэВ/нуклон с регистрацией заряженной частицы в диапазоне углов 0,33° < в < 7,17° можно рассматривать в рамках суперпозиции квазисвободных нейтрон-протонных и протон-протонных

столкновений.

В разделе 3.5 обсуждается процедура выделения канала нейтрон-протонных столкновений и подавления вклада протон-протонных столкновений. С этой целью накладывались ограничения на импульс заряженной частицы, зарегистрированной в детекторе Величина ограничения сверху была выбрана достаточно большой и зафиксирована при значении 2,6 ГэВ/с.

Далее, с целью поиска оптимальных параметров, был исследован аксеп-танс к нейтрон-протонным и протон-протонным реакциям и относительный вклад каждого типа реакции в спектр электрон-позитронных пар в зависимости от величины импульсного ограничения снизу.

В качестве оптимального значения импульсного ограничения снизу была выбрана величина 1,6 ГэВ/с, обеспечивающая минимальную примесь канала квазисвободных протон-протонных столкновений (к 3%) при сохранении возможно большой доли событий (84%).

В четвертой главе обсуждаются результаты по выходу электрон-пози-тронных пар в квазисвободных нейтрон-протонных столкновениях.

В разделе 4.1 приводятся дифференциальные сечения выхода электрон-позитронных пар в зависимости от инвариантной массы, поперечного импульса и быстроты.

В разделе 4.2 обсуждается мультидифференциальный анализ рождения электрон-позитронных пар. Помимо своей триггерной функции Р\У дает возможность изучить поведение спектров электрон-позитронных пар в зависимости от кинематических свойств зарегистрированного протона-спектатора.

Важную информацию можно извлечь, исследуя поведение спектра инвариантных масс при регистрации протона-спектатора на очень малых углах, например в < 2°. Дело в том, что при относительно больших ушах (в аксеп-тансе Р\У), может возникать ряд эффектов, выходящих за рамки импульсного приближения. Однако, было показано, что спектр электрон-позитронных пар,

полученный при наложении ограничения на угол вылета протона-спектато-ра 0 < 2° имеет такую же форму распределения. Это наблюдение позволяет сделать вывод, что обнаруженный выход электрон-позитронных пар не может быть объяснен эффектами, выходящими за рамки импульсного приближения.

Измерение импульса (исходя из времени пролета) протона-спектатора позволяет провести также исследование чувствительности спектра инвариантных масс к этой величине. Исследование показало, что форма спектра инвариантных шсс электрон-позитронных пар не зависит от выбора импульсного диапазона спектатора.

В разделе 4.3 проводится сравнение данных по выходу электрон-позитронных пар в протон-протонных и нейтрон-протонных столкновениях по данным эксперимента ХАДЕС. Как известно, система двух протонов (или двух нейтронов) может находится только в состоянии с изоспином Т = 1, тогда как в нейтрон-протонной системе присутствуют обе изоспиновые компоненты: Т = 0,1. Следовательно, сравнение двух наборов данных позволяет изучить изоспиновую зависимость выхода электрон-позитронных пар в нук-лон-нуклонных столкновениях.

В отличие от квазисвободных столкновений, для протон-протонных столкновений энергия реакции является фиксированной величиной. Следовательно, рождение 77-мезона кинематически запрещено.

Сопоставление спектров инвариантных масс для рр- и квазисвободных лр-реакций приведено на рис. 5 и рис. 6. Следует особо отметить, что сравниваемые данные получены на одной экспериментальной установке, что сводит к минимуму возможные систематические эффекты. Спектр инвариантных масс в случае лр-реакций демонстрирует совершенно другую форму в области масс М > 140 МэВ/с2 и простирается вплоть до значений М ~ 600 МэВ/с2.

о

110 СЗ

3 1

А

\

«10*

Ю-эи

1СГ4

р + р 1.25 ве\/

О 0.2 0.4 0.6 0.8 1

Ц е [ОеУ/с2]

Рис. 5. Спектр инвариантных масс электрон-позитронных пар, образованных в протон-протонных столкновениях при энергии 1,25 ГэВ. Экспериментальные данные обозначены кружками, систематические погрешности показаны горизонтальными черточками

14

£ 1°Г\

0

1 ^

810-п ю-31 ю-4

диавМгее п + р 1.25

ве.е->9°

0

0.4 0.6 0.8 1 [ОеУ/с2]

Рис. 6. То же, что на рис. 5, для квазисвободных нейтрон-протонных столкновений при энергии 1,25 ГэВ

Сравнение экспериментальных данных и модельных расчетов проводится в разделе 4.4. На рис. 7 сопоставлены экспериментальные данные и моделирование с учетом механизма тормозного излучения согласно [2]. Из этого сравнения следует, что хотя механизм тормозного излучения действительно дает существенный вклад в выход электрон-позитронных пар с инвариантными массами М > 140 МэВ/с2, однако рассматриваемая теоретическая модель [2] не способна воспроизвести правильную форму распределения в области инвариантных масс 400 < М < 600 МэВ/с2.

В разделе 4.5 проводится объединенный анализ выхода электрон-позитронных пар в нуклон-нуклонных столкновениях и столкновениях ядер углерода. Имеющиеся экспериментальные данные по выходу электрон-позитронных пар в протон-протонных и нейтрон-протонных столкновениях позволяют сконструировать спектр для сравнения с ядро-ядерными данными. Для этого было взято среднее двух спектров:

и мил №№М)ПР + (<ЬГ/<1М)РР т

(е1(г/аМ)т =---. (3)

Этот тот спектр, который наблюдался бы в ядро-ядерных столкновениях, если бы все электрон-позитронные пары рождались в элементарных нуклон-нуклонных столкновениях и какие-либо коллективные ядерные эффекты отсутствовали.

Сравнение полученного таким образом спектра со спектром электрон-позитронных пар, измеренном в столкновениях ядер углерода при энергии 1 ГэВ/нуклон, приведено на рис. 8. Два спектра находятся в хорошем согласии, то есть выход электрон-позитронных пар в столкновениях ядер углерода насыщается суперпозицией нуклон-нуклонных процессов.

Таким образом, можно сделать заключение, что "аномальный" выход электрон-позитронных пар в столкновениях легких ядер, впервые обнаруженный экспериментом ОЬБ и впоследствии подтвержденный в эксперименте

Мее [Се\//с21

Рис. 7. Спектр инвариантных масс элсктрон-позитронных пар, образованных в квазисвободных нейтрон-протонных столкновениях, и сравнение с РШо-моделированием. Кружками показаны экспериментальные данные. Систематические погрешности показаны горизонтальными черточками. Черная кривая демонстрирует суммарный моделированный спектр, штриховая кривая —вклад Далиц-распадов я°-мезонов, пунктирная кривая—Далиц-распады 77-мезонов, штрих-пунктирная — когерентная сумма вкладов распадов Д(1232)-резонансов и процесса тормозного излучения

Мю [вбУ/с2)

Рис. 8. Сравнение спектров, зарегистрированных в нуклон-нуклонных (черные кружки) и

углерод-углеродных (незаполненные квадраты) столкновениях (см. пояснения в тексте)

22

ХАДЕС, связан с некорректным учетом вклада нейтрон-протонных столкновений. Непосредственное сравнение экспериментальных данных, полученных на одной и той же установке, показывает, что именно нейтрон-протонные столкновения ответственны за формирование столь значительного выхода электрон-позитронных пар.

В Заключении приводятся основные результаты диссертационной работы:

• Внесены изменения в стандартное программное обеспечение ХАДЕС, которые позволили проводить анализ образования электрон-позитрон-ных пар с учетом информации, поступающей с годоскопа малых углов Р\У.

• Создана программа, моделирующая отклик годоскопа в которой учитывается его геометрия, гранулярность и временные разрешения индивидуальных сцинтилляционных детекторов.

• Изучен аксептанс Р^ к спектаторным протонам для реакции дейтрон-протонных столкновений при энергии пучка 1,25 ГэВ/нуклон. Он составил величину Ары ~ 89%.

• Проведено детальное сравнение ряда кинематических распределений протонов-спекгаторов, наблюдаемых в с предсказаниями Р1ий-моде-лирования. Показано, что в диапазоне применимости импульсного приближения Р1и1о-моделированкс хорошо воспроизводит экспериментальные данные.

• В качестве критерия отбора квазисвободных нейтрон-протонных столкновений и подавления вклада квазисвободных протон-протонных столкновений предложены ограничения на величину импульса спектаторного

протока, зарегистрированного в Р\У. Исследованы эффективность и чистота отбора нейтрон-протонных реакций. Найдено оптимальное значение нижней границы импульсного ограничения, которое составило 1,6 ГэВ/с. Получен корректировочный фактор, компенсирующий потери реакций за счет аксептанса FW и наложенных импульсных ограничений, 1/0,84.

Проведен анализ систематической погрешности, возникающей за счет неопределенности в величинах эффективности регистрации и временного разрешения Р\¥. Она составила величину о>ц/ = 10%.

Получены дифференциальные сечения выхода электрон-позитронных пар в зависимости от инвариантной массы, поперечного импульса и быстроты пары. Проведен анализ поведения спектров в зависимости от ограничений, накладываемых на кинематические свойства протона-спектатора. Показано, что ограничение на угол вылета протона-спектатора в 2 градуса не влияет на форму наблюдаемого массового распределения.

Сопоставлены данные, полученные в нейтрон-протонных и протон-протонных столкновениях. Обнаружена значительная изоспиновая зависимость выхода электрон-позитронных пар.

Проведено сравнение распределения по инвариантной массе с результатами РЫо-моделирования. Показано, что:

- подпороговое рождение л-мезона не может служить причиной наблюдаемого эффекта;

- учет процесса тормозного излучения согласно современным теоретическим моделям необходим для описания полученных спектров, однако не достаточен.

Основные результаты диссертации опубликованы в работах:

1. Spataro S., ..., Lapidus К. et al. Dielectron spectroscopy at 1-A-GeV to 2-A-GeV with HADES // Eur. Phys. J. 2008. Vol. A38. Pp. 163-166.

2. Лапидус K.O. Исследование образования электрон-позитронных пар в протон-протонных и дейтрон-протонных столкновениях при энергии 1,25 ГэВ/нуклон на установке HADES // Труды 51-й научной конференции МФТИ "Современные проблемы фундаментальных и прикладных наук": Часть VIII. Проблемы современной физики, М.:МФТИ, 2008, С. 148-149. 2008.

3. Лапидус К.О., Емельянов В.М. Образование дилептонов малых масс в столкновениях релятивистских тяжелых ионов // Физика элементарных частиц и атомного ядра. 2009. Vol. 40. Р. 63.

4. Galatyuk Т.,..., Lapidus К. et al. Recent results from HADES on electron pair production in relativistic heavy-ion collisions // PoS CPOD2009. 2009. P. 045.

5. Przygoda W., ..., Lapidus K. et al. Dielectron production at 1-2-AGeV with HADES // Nucl. Phys. 2009. Vol. A827. Pp. 347c-349c.

6. Ramstein В., ..., Lapidus K. et al. Study of elementary reactions with the HADES dielectron spectrometer // Acta Phys. Polon. 2010. Vol. B41. Pp. 365-378.

7. Agakishiev G.,..., Lapidus K. et al. Origin of the low-mass electron pair excess in light nucleus-nucleus collisions // Phys. Lett. 2010. Vol. B690. Pp. 118-122.

8. Лапидус К. О. Исследование образования электрон-позитронных пар в нуклон-нуклонных взаимодействиях на установке ХАДЕС // Ядерная физика. 2010. Vol. 73, по. 6. Pp. 1021-1023.

9. Lapidus К. investigation of the production of electron-positron pairs in nucleon-nucleon interactions with the HADES detector // Physics of Atomic Nuclei. 2010. Vol. 73, no. 6. Pp. 985-987.

Цитированная литература

1. Shyam R., Mosel U. Role of baryonic resonances in the dilepton emission in nucleón nucleón collisions // Phys. Rev. 2003. Vol. C67. P. 065202.

2. Kaptari L. P., Kaempfer B. Di-electron bremsstrahlung in intermediate-energy p n and D p collisions // Nucl. Phys. 2006. Vol. A764. Pp. 338-370.

3. Shyam R., Mosel U. Dilepton production in nucleon-nucleon collisions revisited // Phys. Rev. 2009. Vol. C79. P. 035203.

4. Porter R. J. et al. Dielectron cross section measurements in nucleus nucleus reactions at 1.0-A-GeV//Phys. Rev. Lett. 1997. Vol. 79. Pp. 1229-1232.

Подписано в печать:

29.12.2010

Заказ № 4792 Тираж -100 экз. Печать трафаретная. Типография «11-й ФОРМАТ» ИНН 7726330900 115230, Москва, Варшавское ш., 36 (499) 788-78-56 www.autoreferat.ru

Введение.

Глава 1. Релятивистская ядерная физика и спектроскопия лептонных пар

1.1. Фундаментальные проблемы теории сильных взаимодействий

1.2. Механизмы образования электрон-позитронных пар

1.3. Экспериментальные данные по рождению электрон-позитронных пар в ядро-ядерных столкновениях.

1.4. Тормозное излучение в нуклон-нуклонных столкновениях

1.4.1. Общая характеристика процесса.

1.4.2. Теоретические работы

1.4.3. Тормозное излучение в транспортных моделях

1.4.4. Экспериментальные данные по рождению электрон-позитронных пар в нейтрон-протонных столкновениях

1.4.5. Экспериментальные данные по рождению фотонов в нейтрон-протонных столкновениях.

Глава 2. Установка ХАДЕС и методика анализа данных

2.1. Общие сведения.

2.2. Магнит.

2.3. Многопроволочные камеры MDC.

2.4. Детекторы времени пролета МЕТА.

2.4.1. TOF.

2.4.2. TOFino.

2.5. Черенковский детектор RICH.

2.6. Предливневый детектор Shower.

2.7. Годоскоп малых углов Forward Wall

2.8. Триггерная система.

2.8.1. Триггер первого уровня.

2.8.2. Триггер второго уровня.

2.9. Идентификация электронов и позитронов.

2.10. Отбор электрон-позитронных пар.

2.10.1. Эффективность регистрации электрон-позитронных

2.10.2. Комбинаторный фон.

2.10.3. Абсолютная нормировка.

2.10.4. Систематические погрешности.

2.11. Pluto-моделирование.

2.11.1. Подпороговое рождение 77-мезона в дейтрон-протонных столкновениях.

2.11.2. Взаимодействие в конечном состоянии.

Глава 3. Выделение нейтрон-протонных столкновений.

3.1. Экспериментальные условия

3.2. Использование дейтрона в качестве источника нейтронов . 55 3.2.1. Общие свойства дейтрона.

3.2.2. Импульсное приближение.

3.2.3. Условия применимости импульсного приближения

3.2.4. Экспериментальные данные по применимости импульсного приближения в процессах фрагментации дейтронов

3.3. Моделирование годоскопа малых углов и аксептанс к про-тонам-спектаторам.

3.4. Исследование применимости импульсного приближения

3.4.1. Восстановление импульса частицы.

3.4.2. Коррекция угловых наблюдаемых.

3.4.3. Угловые распределения.

3.4.4. Импульсные распределения

3.4.5. Импульсные распределения в системе покоя дейтрона

3.4.6. Угловые распределения в системе покоя дейтрона

3.4.7. Выводы по проверке

3.5. Критерии отбора квазисвободных нейтрон-протонных столкновений

Глава 4. Обсуждение результатов

4.1. Дифференциальные сечения выхода электрон-позитронных

4.2. Мультидифференциальный анализ.

4.3. Сравнение с данными протон-протонных столкновений

4.4. Сравнение экспериментальных данных и модельных расчетов

4.4.1. Минимальный набор источников

4.4.2. Учет процесса тормозного излучения.

4.5. Сравнение с СС-данными.

4.6. Непосредственное сравнение пр- и СС-спектров.

4.7. Обсуждение возможных причин расхождения данных и теоретических расчетов

Актуальность работы. За прошедшие 20 лет спектроскопия лептон-ных пар {е+е~, ц+[л~) в нуклон-нуклонных, нуклон-ядерных и ядро-ядерных столкновениях сформировала отдельное направление в физике высоких энергий. Изучение адронной материи с помощью лептонных пар обладает значительным преимуществом по сравнению с другими методами экспериментальных исследований, поскольку лептоны не участвуют в сильных взаимодействиях и несут информацию о происходящих процессах без искажений.

Развитие экспериментальной программы на протяжении этих лет в значительной мере определялось созданием все более мощных ускорителей. Начиная с пионерского эксперимента DLS, на ускорителе Bevalac (Беркли), в котором в начале 90-х годов XX века исследовался выход элек-трон-позитронных пар в столкновениях ядер при кинетической энергии пучка 1 ГэВ/нуклон были последовательно пройдены значения энергии ■ф = 17,1 ГэВ/нуклон (эксперименты NA38/50, CERES и NA60, ускоритель SPS), л/s = 200 ГэВ/нуклон (эксперимент PHENIX, коллайдер RHIC). В ближайшем будущем можно ожидать данных с установки ALICE на кол-лайд ере LHC, -yß = 5,5 ТэВ/нуклон.

В то время как значительные усилия направлены на исследование выхода электрон-позитронных пар в столкновениях тяжелых ядер при очень высоких энергиях, ситуация при промежуточных энергиях представляется недостаточно изученной. Так, до последнего времени оставалось нерешенной проблема, обнаруженная в эксперименте DLS: в области инвариантных масс M > 140 МэВ/с2 выход электрон-позитронных пар, зарегистрированный в столкновениях ядер углерода при кинетической энергии пучка

1 ГэВ/нуклон, значительно превышает ожидаемый суммарный вклад от распадов адронов. Для проверки результатов были проведены аналогичные измерения на установке ХАДЕС, обладающей лучшим аксептансом (85% в диапазоне полярных углов 18-85°) и массовым разрешением («2.5%). Результаты показали хорошее согласие с данными, полученными на установке DLS. Следовательно, достоверность экспериментальных данных не вызывает сомнений.

Принципиальный вопрос заключается в том, является ли наблюдаемое в столкновениях легких ядер расхождение экспериментальных данных и теоретических расчетов проявлением эффектов ядерной среды, формируемой в столкновениях. Различные теоретические модели, в том числе учитывающие такие эффекты как перерассеяние частиц и модификацию их свойств в ядерной среде, были неспособны объяснить наблюдаемое расхождение.

С другой стороны, возможная причина расхождения заключается в неправильном учете процессов образования электрон-позитронных пар в нуклон-нуклонных столкновениях. В частности, нейтрон-протонные столкновения в области кинетических энергий пучка ~ 1 ГэВ/нуклон плохо изучены как с экспериментальной, так и с теоретической точки зрения. Так, до последнего времени отсутствовали измерения выхода лептонных пар в нейтрон-протонных столкновениях. В то же время, нейтрон-протонные взаимодействия представляют особый интерес, поскольку в этом канале предсказывается значительная роль процесса тормозного излучения, для которого теоретические работы дают противоречивые оценки сечения [1-3].

Таким образом, экспериментальное исследование образования электрон-позитронных пар в нейтрон-протонных столкновениях является актуальной научной проблемой, в ходе решения которой необходимо получить ответы на ряд вопросов:

1. Существует ли и насколько значительна разница между выходом электрон-позитронных пар в протон-протонных и нейтрон-протонных столкновениях при одинаковых энергиях?

2. Способны ли существующие теоретические модели описать рождение электрон-позитронных пар в нейтрон-протонных столкновениях?

3. Возможно ли объяснить "аномальный" выход электрон-позитронных пар в столкновениях ядер углерода при энергии 1 ГэВ/нуклон суперпозицией процессов, происходящих в нуклон-нуклонных взаимодействиях, или же он обусловлен коллективными процессами, уникальными для ядро-ядерных столкновений?

Целью диссертационной работы является экспериментальное изучение образования электрон-позитронных пар в нейтрон-протонных взаимодействиях по данным эксперимента ХАДЕС, полученным в 2007 году на пучке дейтронов с энергией 1,25 ГэВ/нуклон, налетающем на протонную мишень.

Научная новизна.

1. Впервые проведено исследование выхода электрон-позитронных пар в нейтрон-протонных столкновениях по экспериментальным данным, полученным на установке ХАДЕС.

2. Впервые по данным одного эксперимента произведен сравнительный анализ выхода электрон-позитронных пар в нейтрон-протонных, протон-протонных и ядро-ядерных столкновениях.

Практическая значимость.

1. Методика выделения квазисвободных реакций с помощью годоскопа малых углов, развитая в диссертационной работе, может быть использована при проведении будущих экспериментов.

2. Полученные дифференциальные сечения выхода электрон-позитрон-ных пар необходимы для проверки теоретических моделей, описывающих нейтрон-протонные взаимодействия.

На защиту выносятся следующие основные результаты и положения:

1. Методика отбора квазисвободных нейтрон-протонных реакций с образованием электрон-позитронных пар при помощи регистрации спек-таторного протона на малых углах.

2. Дифференциальные сечения рождения электрон-позитронных пар в квазисвободных нейтрон-протонных столкновениях как функции инвариантной массы, поперечного импульса и быстроты. г

3. Отношение выхода электрон-позитронных пар в нейтрон-протонных и протон-протонных столкновениях при одинаковой энергии столкновений.

4. Сравнение экспериментальных результатов с модельными расчетами.

5. Объединенный анализ выхода электрон-позитронных пар в нуклон-нуклонных реакциях и столкновениях ядер углерода.

Апробация работы. Основные результаты диссертационной работы были представлены на

1. XIX Международной Балдннской Конференции "Релятивистская ядерная физика и квантовая хромодинамика" (ОИЯИ, г. Дубна, 2008 г.).

2. Научной сессии-конференции секции ЯФ ОФН РАН "Физика фундаментальных взаимодействий" ГНЦ ИФВЭ (г. Протвино, 2008 г.).

3. 51-й Научной Конференции МФТИ (Россия, г. Долгопрудный, 2009 г.).

4. Трех международных совещаниях Коллаборации ХАДЕС (Кипр, г. Айя-Напа, 2007 г.; Германия, С81, г. Дармштадт, 2008 г.; Португалия, г. Сесимбра, 2009 г.).

5. 4-й международной летней школе Коллаборации ХАДЕС.

6. Специализированных семинарах ИЯИ РАН.

Публикации. Основные результаты диссертации опубликованы в 9 печатных работах [4-12].

Личный вклад автора.

Личный вклад автора в результаты, выносимые на защиту, является определяющим.

Структура и объем диссертации. Диссертация состоит из введения, четырех глав и заключения. Общий объем диссертации составляет 119 страниц. Диссертация содержит 55 рисунков, 2 таблицы и список литературы из 96 наименований.

3.4.7. Выводы по проверке

Для проверки применимости импульсного приближения в условиях рассматриваемого эксперимента по рождению электрон-позитронных пар в квазисвободных нейтрон-протонных столкновениях было проведено систематическое исследование и сравнение с предсказаниями генератора Pluto ряда угловых и импульсных распределений. Большей частью экспериментальные результаты согласуются с общими ожиданиями и хорошо описываются моделированием. Это позволяет сделать вывод, что полученные данные можно интерпретировать в рамках импульсного приближения.

Таким образом, рождение электрон-позитронных пар в дейтрон-протонных столкновениях с энергией 1,25 ГэВ/нуклон с регистрацией заряженной частицы в диапазоне углов 0,33° < в < 7,17° можно рассматривать в рамках суперпозиции квазисвободных нейтрон-протонных и протон-протонных столкновений.

Далее будет обсуждаться процедура подавления вклада канала протон-протонных столкновений с помощью ограничений на величину импульса спектатора, зарегистрированного в

3.5. Критерии отбора квазисвободных нейтрон-протонных столкновений

Для подавления канала квазисвободных протон-протонных столкновений были разработаны соответствующие критерии отбора, и изучена их эффективность и степень режекции протонов.

Разделение каналов нейтрон-протонных и протон-протонных столкновений основано на наложении ограничений на восстановленный импульс регистрируемой заряженной частицы, в предположении, что был зарегистрирован протон. Основная идея заключается в том, что в случае протон-протонных столкновений, протоны реакции имеют характерную величину кинетической энергии, меньшую, чем 1,25 ГэВ (или, аналогично, импульс, меньший чем 1,97 ГэВ/с). Поскольку ранее было показано, что процедура моделирования адекватно воспроизводит целый ряд экспериментальных распределений, то исследовать эффективность алгоритма и чистоту выделяемых нейтрон-протонных реакций можно, используя моделированные данные, в которых имеется возможность контролировать тип реакции, ассоциированный с регистрируемой частицей.

На рис. 3.12 приведено импульсное распределение зарегистрированных в Р\¥ частиц, отдельно для протон-протонных (пунктирная линия) и нейтрон-протонных (сплошная линия) реакций. Хорошо видно, что даже в отсутствие ограничений доля протон-протонных столкновений достаточно мала. -чл. I,,,-1 и I ,

1000 2000 3000 4000 р, МеУ/с

РР пр

Рис. 3.12. Спектр импульсов протонов, зарегистрированных в Пунктирной и сплошной линией показаны вклады протон-протонных и нейтрон-протонных столкновений соответственно

Далее для отбора нейтрон-протонного канала накладывались импульсные ограничения. Величина ограничения сверху была выбрана достаточно большой и зафиксирована при значении 2,6 ГэВ/с. Это ограничение сверху позволяет удалить легкие частицы с очень большими значениями восстановленного импульса (например, электроны, позитроны и гамма-кванты, которые, с небольшой эффективностью, могут быть зарегистрированы в

Далее, с целью поиска оптимальных параметров, был исследован ак-септанс к нейтрон-протонной и протон-протонной реакции и доля каждого типа реакции в общем спектре электрон-позитронных пар в зависимости от значения импульсного ограничения снизу.

Полученные зависимости для двух массовых компонент приведены на рис. 3.13. Хорошо видно, что с ростом ограничения снизу возрастает чистота выделяемых нейтрон-протонных реакций (за счет уменьшения ак-септанса к протон-протонным реакциям). Однако при значениях нижнего

Р\У) ограничения, превышающих величину 1,6 ГэВ/с, начинает также резко падать аксептанс к нейтрон-протонному каналу. Иными словами, ценой очень жесткого отбора (и потери большой части статистики) можно получить очень чистый образец.

В качестве оптимального значения импульсного ограничения снизу была выбрана величина 1,6 ГэВ/с, обеспечивающая хорошую чистоту получаемого образца при сохранении возможно большей доли событий. Численные характеристики эффективности ограничений и чистоты отбора нейтрон-протонных реакций приведены в таблице 3.1. Также очень важно отметить, что итоговый диапазон импульсных ограничений 1,6 < р < 2,6 ГэВ/с получается достаточно широким, что исключает внесение искусственных ограничений в силу выбора специфической кинематики реакции. Усредненная по массовым диапазонам доля нейтрон-протонных реакций, удовлетворяющих наложенному ограничению, составляет величину

Мпр 84%. (3.4)

Таким образом, теряется небольшая часть нейтрон-протонных реакций (ср. 3.1).

Наконец, отметим, что согласно процедуре нахождения импульса, описанной в 3.4.1, легким или безмассовым частицам (электроны, позитроны, гамма-кванты1) будет присваиваться очень большое значение импульса. Таким образом фон от этих частиц также будет эффективно подавляться с помощью импульсных ограничений.

1 как сцинтилляционный детектор способен регистрировать гамма-кванты хотя и с очень малой эфф ективностью np M < 150 MeV/c2 I 1.;

1.1Е it 4

0.8E 0.7: o.6;

0.5: 0.4: er

0-0

•о© acceptance ■ £> ■ share in cocktail ■ i ■ '' i * ■ * t'« ■ I»■ ■ I' ■ ' I ■ ' * I ■ »■ t' * ■ i»»■ i' ""0 0.2 0.4 0.6 0.8 1 1.2 1.4 1.6 1.8 2 Low momentum cut, GeV/c pp M < 150 MeV/c2 | 0.3 v0 0.2 0.4 0.6 0.8 1 1.2 1.4 1.6 1.8 2 Low momentum cut, GeV/c np M > 150 MeV/c2 |

1.2c

1.1 1

0.! 0.8 0.7 0.6 0.5 0.4

O-©

0^00-0

0 0.2 0.4 0.6 0.8 1 1.2 1.4 1.6 1.8 2 Low momentum cut, GeV/c pp M > 150 MeV/c2 | 0.3i

0.25

0.15

0.05f)1 ' ' ■ 1 ' ■ ' 1 ' f ' ' ■ ' I 1 ■ ' ' 1 1 1 ■ 1 ■ 1 1 1 1 ■ ■ 1 iH^igW^I I I

0 0.2 0.4 0.6 0.8 1 1.2 1.4 1.6 1.8 2 Low momentum cut, GeV/c

Рис. 3.13. Зависимость аксептанса к различным каналам столкновений (сплошные линии) и их доли в общем выходе электрон-позитронных пар (штриховые линии) в зависимости от значения нижней границы импульсного ограничения. Вверху показаны нейтрон-протонные столкновения, внизу протон-протонные столкновения. Левый и правый столбцы иллюстрируют случаи Мее < 140 МэВ/с2 и Мее > 140 МэВ/с2 соответственно

Тип реакции Массовый диапазон, МэВ/с2 АСС, % SHARE, % п + р

86

97

М < 140 р + р 6 3 п + р

83

99

М> 140 р + р 4 1

Заключение

В рамках диссертационной работы получены следующие основные результаты:

• Внесены изменения в стандартное программное обеспечение ХА-ДЕС, которые позволили проводить анализ образования электрон-позитронных пар с учетом информации, поступающей с годоскопа малых углов Р\¥.

• Создана программа, моделирующая отклик годоскопа Р\¥, в которой учитывается его геометрия, гранулярность и временные разрешения индивидуальных сцинтилляционных детекторов.

• Изучен аксептанс к спектаторным протонам для реакции дейтрон-протонных столкновений при энергии пучка 1,25 ГэВ/нуклон. Он составил величину Арц? ~ 89%.

• Проведено детальное сравнение ряда кинематических распределений протонов-спектаторов, наблюдаемых в Р"\У, с предсказаниями РкПо-моделирования. Показано, что в диапазоне применимости импульсного приближения РкШэ-моделирование хорошо воспроизводит экспериментальные данные.

• В качестве критерия отбора квазисвободных нейтрон-протонных столкновений и подавления вклада квазисвободных протон-протонных столкновений предложены ограничения на величину импульса спектатор-ного протона, зарегистрированного в Исследованы эффективность и чистота отбора нейтрон-протонных реакций. Найдено оптимальное значение нижней границы импульсного ограничения, которое составило 1,6 ГэВ/с. Получен корректировочный фактор, компенсирующий потери реакций за счет аксептанса и наложенных импульсных ограничений, Рр\у = 1/0, 84.

Проведен анализ систематической погрешности, возникающей за счет неопределенности в величинах эффективности регистрации и временного разрешения Она составила величину сгрц? ы 10%.

Получены дифференциальные сечения выхода электрон-позитронных пар в зависимости от инвариантной массы, поперечного импульса и быстроты пары. Проведен анализ поведения спектров в зависимости от ограничений, накладываемых на кинематические свойства про-тона-спектатора. Показано, что ограничение на угол вылета протона-спектатора в 2 градуса не влияет на форму наблюдаемого массового распределения.

Сопоставлены данные, полученные в нейтрон-протонных и протон-протонных столкновениях. Обнаружена значительная изоспиновая зависимость выхода электрон-позитронных пар.

Проведено сравнение распределения по инвариантной массе с результатами РЬЛо-моделирования. Показано, что:

- подпороговое рождение //-мезона не может служить причиной наблюдаемого эффекта;

- учет процесса тормозного излучения согласно современным теоретическим моделям необходим для описания полученных спектров, однако не достаточен.

Перспективы дальнейших исследований

В 2009 году установка ХАДЕС подверглась значительной модернизации с целью подготовки для проведения экспериментов с тяжелыми ядрами. Была полностью перестроена система сбора информации (DAQ), электронные компоненты детекторов; значительные изменения произошли также в программном обеспечении эксперимента, прежде всего в части реконструкции треков частиц.

Система времени пролета TOFINO в 2009—2010 гг. была заменена камерами на резистивных стеклах (RPC) [94, 95]. RPC обладает двумя значительными преимуществами по отношению к TOFino. Прежде всего, это очень высокая гранулярность, которая позволяет регистрировать заряженные частицы в условиях высокой множественности, характерных для столкновений тяжелых ядер. Также RPC обладает прекрасным временным разрешением 80 пс), что значительно улучшит качество идентификации частиц.

Годоскоп малых углов FW, который в dp-сеансе был успешно использован для выделения квазисвободных нейтрон-протонных столкновений, будет осуществлять регистрацию протонов-спектаторов в ядро-ядерных столкновениях, что обеспечит возможность восстановления плоскости реакции [96]. Это позволит исследовать азимутальную анизотропию выхода образованных частиц. Особый интерес здесь представляют странные частицы. Существует также уникальная возможность исследования азимутальной анизотропии электрон-позитронных пар.

Первый эксперимент по изучению столкновений тяжелых ядер планируется провести осенью 2010 года. Предполагается исследование двух систем: Ag + Ag при энергии 1,65 ГэВ и Аи + Аи 1,25 ГэВ. После 10 лет исследований ХАДЕС перейдет к наиболее важным экспериментам. Можно надеяться, что в будущих исследованиях будут обнаружены проявления восстановления киральной симметрии в плотной ядерной среде.

Хотя в ближайшие несколько лет основное направление исследований задается тяжелыми системами, программа по изучению элементарных ад-рон-адронных реакций на установке ХАДЕС не исчерпана. Обсуждается изучение дейтрон-протонных столкновений при энергии 1,65 ГэВ/нуклон. Кроме того, планируются эксперименты с пионным пучком, в которых будут изучаться свойства векторных мезонов при нормальной ядерной плотности.

Предполагается, что после завершения программы исследований на ускорителе SIS-18 установка ХАДЕС продолжит измерения на строящемся ускорителе SIS-100, который обеспечит энергии столкновений до 8 ГэВ/нуклон.

Благодарности

Мне никогда не оплатить доброты моего покойного учителя В. М. Емельянова, по предложению которого я начал заниматься физикой высоких энергий.

Моему научному руководителю Ф. Ф. Губеру я благодарен за уникальную возможность стать участником эксперимента ХАДЕС, первоклассную исследовательскую задачу и идеальные условия для работы.

Заведующему лабораторией мезоядерных взаимодействий А. Б. Куре-пину я благодарен за всестороннюю поддержку и постоянный интерес к работе.

Я очень обязан М. Б. Голубевой, А. П. Ивашкину и А. С. Садовскому за большую помощь в вопросах анализа экспериментальных данных.

Всем моим коллегам по Коллаборации ХАДЕС в России и за рубежом я признателен за продуктивное сотрудничество и дружеское отношение.

1. Shyam R., Mosel U. Role of baryonic resonances in the dilepton emission in nucléon nucléon collisions // Phys. Rev. 2003. Vol. C67. P. 065202.

2. Kaptari L. P., К. B. Di-electron bremsstrahlung in intermediate-energy p n and D p collisions // Nucl. Phys. 2006. Vol. A764. Pp. 338-370.

3. Shyam R., Mosel U. Dilepton production in nucleon-nucleon collisions revisited // Phys. Rev. 2009. Vol. C79. P. 035203.

4. Spataro S., ., Lapidus K. et al. Dielectron spectroscopy at 1-A-GeV to 2-A-GeV with HADES // Eur. Phys. J. 2008. Vol. A38. Pp. 163-166.

5. Лапидус К.О., Емельянов В.М. Образование дилептонов малых масс в столкновениях релятивистских тяжелых ионов // Физика элементарных частиц и атомного ядра. 2009. Vol. 40. Р. 63.

6. Galatyuk Т.,., Lapidus К. et al. Recent results from HADES on electron pair production in relativistic heavy-ion collisions // PoS CPOD2009. 2009. P. 045.

7. Przygoda W., ., Lapidus K. et al. Dielectron production at 1-2-AGeV with HADES // Nucl. Phys. 2009. Vol. A827. Pp. 347c-349c.

8. Ramstein В., ., Lapidus К. et al. Study of elementary reactions with the HADES dielectron spectrometer // Acta Phys. Polon. 2010. Vol. B41. Pp. 365-378.

9. Agakishiev G., ., Lapidus K. et al. Origin of the low-mass electron pair excess in light nucleus-nucleus collisions // Phys. Lett. 2010. Vol. B690. Pp. 118-122.

10. Лапидус К. О. Исследование образования электрон-позитронных пар в нуклон-нуклонных взаимодействиях на установке ХАДЕС // Ядерная физика. 2010. Vol. 73, по. 6. Pp. 1021-1023.

11. Lapidus К. Investigation of the production of electron-positron pairs in nucleon-nucleon interactions with the HADES detector // Physics of Atomic Nuclei. 2010. Vol. 73, no. 6. Pp. 985-987.

12. Peskin M. E., Schroeder D. V. An Introduction to quantum field theory. Reading, USA: Addison-Wesley (1995) 842 p.

13. Shuiyak E. V. Correlation functions in the QCD vacuum // Rev. Mod. Phys. 1993. Vol. 65. Pp. 1-46.

14. Rapp R., Wambach J. Chiral symmetry restoration and dileptons in rela-tivistic heavy-ion collisions // Adv. Nucl. Phys. 2000. Vol. 25. P. 1.

15. Glozman L. Y. Restoration of chiral and U(l)A symmetries in excited hadrons // Phys. Rept. 2007. Vol. 444. Pp. 1-49.

16. Glozman L. Y. Alternative experimental evidence for chiral restoration in excited baryons // Phys. Rev. Lett. 2007. Vol. 99. P. 191602.

17. Cohen T. D. Hadrons and Chiral Symmetry // Nucl. Phys. Proc. Suppl. 2009. Vol. 195. Pp. 59-92.

18. Gross D. J., Wilczek F. Ultraviolet behavior of non-abelian gauge theories // Phys. Rev. Lett. 1973. Vol. 30. Pp. 1343-1346.

19. Politzer H. D. Reliable perturbative results for strong interactions? // Phys. Rev. Lett. 1973. Vol. 30. Pp. 1346-1349.

20. Muroya S., Nakamura A., Nonaka C., Takaishi T. Lattice QCD at finite density: An introductory review // Prog. Theor. Phys. 2003. Vol. 110. Pp. 615-668.

21. Schafer T., Shuryak E. V. Instantons in QCD // Rev. Mod. Phys. 1998. Vol. 70. Pp. 323-426.

22. Brodsky S. J., de Teramond G. F. AdS/CFT and QCD. 2007.r

23. Polyakov A. M. String Representations and Hidden Symmetries for Gauge Fields 11 Phys. Lett. 1979. Vol. B82. Pp. 247-250.

24. Shuryak E. V. Quantum Chromodynamics and the Theory of Superdense Matter//Phys. Rept. 1980. Vol. 61. Pp. 71-158.

25. Satz H. Critical behavior in finite temperature // Phys. Rept. 1982. Vol. 88. P. 349.

26. Wambach J. The medium modification of hadrons //Nucl. Phys. 2005. Vol. A755. Pp. 198-208.

27. Cassing W., Bratkovskaya E. L., Rapp R., Wambach J. Probing the rho spectral function in hot and dense nuclear matter by dileptons // Phys. Rev. 1998. Vol. C57. Pp. 916-921.

28. Brown G. E., Rho M. Scaling effective Lagrangians in a dense medium // Phys. Rev. Lett. 1991. Vol. 66. Pp. 2720-2723.

29. Amsler C. et al. Review of particle physics // Phys. Lett. 2008. Vol. B667. P. 1.

30. Landsberg L. G. Electromagnetic Decays of Light Mesons // Phys. Rept. 1985. Vol. 128. Pp. 301-376.

31. Krivoruchenko M. I., Faessler A. Comment on Delta radiative and Dalitz decays // Phys. Rev. 2002. Vol. D65. P. 017502.

32. Kajantie K., Kapusta J. I., McLerran L. D., Mekjian A. Dilepton Emission and the QCD Phase Transition in Ultrarelativistic Nuclear Collisions // Phys. Rev. 1986. Vol. D34. P. 2746.

33. Yegneswaran A. et al. The Dilepton spectrometer // Nucl. Instrum. Meth.1990. Vol. A290. Pp. 61-75.

34. Porter R. J. et al. Dielectron cross section measurements in nucleus nucleus reactions at 1.0-A-GeV//Phys. Rev. Lett. 1997. Vol. 79. Pp. 1229-1232.

35. Novotny R. The BaF-2 photon spectrometer TAPS // IEEE Trans. Nucl. Sei.1991. Vol. 38. Pp. 379-385.

36. Berg F. D. et al. Transverse momentum distributions of eta mesons in near threshold relativistic heavy ion reactions // Phys. Rev. Lett. 1994. Vol. 72. Pp. 977-980.

37. Schwalb O. et al. Mass dependence of piO production in heavy ion collisions at 1-A/GeV // Phys. Lett. 1994. Vol. B321. Pp. 20-25.

38. Ernst C., Bass S. A., Belkacem M. et al. Intermediate mass excess of dilepton production in heavy ion collisions at BEVALAC energies // Phys. Rev. 1998. Vol. C58. Pp. 447-456.

39. Bratkovskaya E. L., Cassing W., Rapp R., Wambach J. Dilepton production and m(T)-scaling at BEVALAC/SIS energies // Nucl. Phys. 1998. Vol. A634. Pp. 168-189.

40. Bratkovskaya E. L., Ko C. M. Low-mass dileptons and dropping rho meson mass // Phys. Lett. 1999. Vol. B445. Pp. 265-270.

41. Agakishiev G. et al. Study of dielectron production in C+C collisions at 1 AGeV // Phys. Lett. 2008. Vol. B663. Pp. 43^18.

42. Xiong L., Wu Z. G., Ko C. M., Wu J. Q. Dielectron production from nucleus-nucleus collisions //Nucl. Phys. 1990. Vol. A512. Pp. 772-786.

43. Winckelmann L. A., Stoecker H., Greiner W., Sorge H. Dielectron production in p p and p A collisions at 4.9- GeV // Phys. Lett. 1993. Vol. B298. Pp. 22-26.

44. Bratkovskaya E. L., Cassing W. Dilepton production and off-shell transport dynamics at SIS energies //Nucl. Phys. 2008. Vol. A807. Pp. 214-250.

45. Dileptons from bremsstrahlung: Going beyond the soft photon approximation. 1996.

46. Schafer M., Biro T. S., Cassing W., Mosel U. e+e~ production in proton neutron collisions // Phys. Lett. 1989. Vol. B221. Pp. 1-5.

47. Haglin K., Kapusta J. I., Gale C. Covariant computation of e+e- production in nucléon nucléon collisions // Phys. Lett. 1989. Vol. B224. Pp. 433-436.

48. Haglin K. L. One boson exchange approach to dilepton production in nucléon nucléon collisions // Annals Phys. 1991. Vol. 212. Pp. 84-155.

49. Wilson W. K. et al. Dielectron measurements in p + p and p + d interactions from E (beam) = 1-GeV to 4.9-GeV // Phys. Lett. 1993. Vol. B316. Pp. 245-249.

50. Bratkovskaya E. L., Cassing W., Mosel U. Perspectives of e+ e- production in p p, p d and p Be reactions at SIS energies // Nucl. Phys. 2001. Vol. A686. Pp. 568-588.

51. Shekhter K., Fuchs C., Faessler A. et al. Dilepton production in heavy ion collisions at intermediate energies // Phys. Rev. 2003. Vol. C68. P. 014904.

52. Safkan Y. et al. Differential cross section for neutron proton bremsstrahlung//Phys. Rev. 2007. Vol. C75. P. 031001.

53. Greiff J. et al. Quasifree bremsstrahlung in the dp —> dp gamma reaction above the pion production threshold//Phys. Rev. 2002. Vol. C65. P. 034009.

54. Przerwa J. et al. Search for bremsstrahlung radiation in quasi-free N P -> N P gamma reactions // Int. J. Mod. Phys. 2005. Vol. A20. Pp. 625-627.

55. Bargholtz C. et al. The WASA Detector Facility at CELSIUS // Nucl. Instrum. Meth. 2008. Vol. A594. Pp. 339-350.

56. Brauksiepe S. et al. COSY-11, an internal experimental facility for threshold measurements // Nucl. Instrum. Meth. 1996. Vol. A376. Pp. 397-410.

57. Agakishiev G. et al. The High-Acceptance Dielectron Spectrometer HADES // Eur. Phys. J. 2009. Vol. A41. Pp. 243-277.

58. Schmah A. Produktion von Seltsamkeit in Ar+KCI Reaktionen bei 1.756 AGeV mit HADES: Ph.D. thesis / Technische-Universitaet Darmstadt. 2008.

59. Traxler M. Real-Time Dilepton Selection for the HADES Spectrometer: Ph.D. thesis / Justus-Liebig-Universitaet Giessen. 2001.

60. Eberl T. Untersuchung -Mesonen induzierter e+e -Paare in C+C Stössen: Ph.D. thesis / Technische Universität München. 2003.

61. Fabbietti L. Study of the e+e- pair acceptance in the dilepton spectrometer HADES: Ph.D. thesis / Technische Universität München. 2003.

62. Sudol M. Measurement of low-mass e+e- pair production in 2 AGeV C-C collisions with HADES: Ph.D. thesis / Johann Wolfgang Goethe-Universitat.2007.

63. Pachmayer Y. C. Dielektronenproduktion in 12C + 12C Kollisionen bei 1 GeY pro Nukleon: Ph.D. thesis / Johann Wolfgang Goethe-Universitat.2008.

64. Galatyuk T. Di-electron spectroscopy in HADES and CBM: from p + p collisions at GSI to Au + Au collisions at FAIR: Ph.D. thesis / Johann Wolfgang Goethe-Universitat. 2009.

65. Trebacz R. Investigation of dielectron production in quasi-free np scattering at 1.25 GeV with HADES: Ph.D. thesis / Jagiellonian University. 2010.

66. Albers D. et al. Proton-Proton Elastic Scattering Excitation Functions at Intermediate Energies //Phys. Rev. Lett. 1997. Vol. 78. Pp. 1652-1655.

67. Fröhlich I. et al. A versatile method for simulating pp —» ppe + e— and dp —> pne + e — Pspec reactions. 2009.

68. Benz P. et al. Measurement of the reaction gamma d —» pi- p p, and determination of cross-sections for the reaction gamma n —> pi- p, at photonenergies between 0.2-GeV and 2.0- GeV // Nucl. Phys. 1973. Vol. B65. Pp. 158-209.

69. Dmitriev V., Sushkov O., Gaarde C. Delta formation in the H-l (HE-3, H-3) DELTA++ reaction at intermediate energies // Nucl. Phys. 1986. Vol. A459. Pp. 503-524.

70. Calen H. et al. Measurement of the quasifree p + n—»p + n + eta reaction near threshold // Phys. Rev. 1998. Vol. C58. Pp. 2667-2670.

71. Moskal P. et al. Near threshold production of the eta meson via the quasi-free pn -> pn eta reaction // Phys. Rev. 2009. Vol. C79. P. 015208.

72. Sibirtsev A., Cassing W. Final state interactions in near threshold meson production from p p collisions. 1999.

73. Titov A. I., Kampfer В., Reznik B. L. Production of Phi mesons in near-threshold pi N and N N reactions // Eur. Phys. J. 2000. Vol. A7. Pp. 543-557.

74. Ажгирей JI. С. и Юдин Н. П. Релятивистские дейтроны: их динамика и структура в столкновениях с нуклонами и ядрами // Физика элементарных частиц и атомного ядра. 2006.

75. Chew G. F. The Inelastic Scattering of High Energy Neutrons by Deuterons According to the Impulse Approximation // Phys. Rev. 1950. — Oct. Vol. 80, no. 2. Pp. 196-202.

76. Chew G. F., Wick G. C. The Impulse Approximation // Phys. Rev. 1952. — Feb. Vol. 85, no. 4. Pp. 636-642.

77. Ashkin J., Wick G. C. Comment on the "Impulse Approximation-// Phys. Rev. 1952.-Feb. Vol. 85, no. 4. P. 686.

78. Ableev V. G. et al. A study of the proton momentum spectrum from deuteron fragmentation at 8.9 GeV/c and an estimate of admixture parameters for the six quark state in deuteron // Nucl. Phys. 1983. Vol. A393. P. 491.

79. Perdrisat C. F. et al. Cross-section and T(20) in 0-degree deutron breakup at 2.1 GeV // Phys. Rev. Lett. 1987. Vol. 59. Pp. 2840-2843.

80. Punjabi V. et al. Deuteron breakup at 2.1 GeV and 1.25 GeV // Phys. Rev. 1989. Vol. C39. Pp. 608-618.

81. Matveev V. A., Sorba P. Is Deuteron a Six Quark System? // Nuovo Cim. Lett. 1977. Vol. 20. P. 435.

82. Kobushkin A. P., Vizireva L. Relativistic polarized deuteron fragmentation into protons as test of six quark nature of deuteron at small distances // J. Phys. 1982. Vol. G8. P. 893.

83. Perdrisat C. F., Punjabi V. Deuteron structure from (p, 2 p) and (d, p) breakup data at medium-energies // Phys. Rev. 1990. Vol. C42. Pp. 1899-1910.

84. Ignatenko M. A., Lykasov G. I. About mechanism of relativistic deuteron fragmentation on nuclei //Yad. Fiz. 1987. Vol. 46. Pp. 1080-1087.

85. Карманов В. А. Релятивистские составные системы в динамике на световом фронте // Физика элементарных частиц и атомного ядра. 1988.

86. Лыкасов Г. И. Релятивистские явления в дейтроне и процессы его фрагментации на нуклоне // Физика элементарных частиц и атомного ядра. 1993.

87. Abdel-Bary М. et al. Study of spectator tagging in the reaction np рртт with a deuteron beam // Eur. Phys. J. 2006. Vol. A29. Pp. 353-361.

88. Blobel V. An unfolding method for high energy physics experiments // Durham 2002, Advanced statistical techniques in particle physics. 2002.

89. Лыкасов Г. И. 2008. Доклад на XIX Международном совещании Коллаборации ХАДЕС.

90. Schonning К. et al. Production of the omega meson in the pd -> 3He omega reaction at 1450 MeV and 1360 MeV // Phys. Rev. 2009. Vol. C79. P. 044002.

91. Курилкин П. К. Single and double pion production in the np-colli-sions @1.25 GeV. 2010. Доклад на XXI Международном совещании Коллаборации ХАДЕС.

92. Przygoda W. Exclusive е+е~ channels in pp/pn reactions @ 1.25 GeV. 2010. Talk given at the XXI HADES Collaboration meeting.

93. Belver D. et al. The HADES RPC inner TOF wall // Nucl. Instrum. Meth. 2009. Vol. A602. Pp. 687-690.

94. Blanco A. et al. In-beam measurements of the HADES-TOF RPC wall // Nucl. Instrum. Meth. 2009. Vol. A602. Pp. 691-695.

95. Lapidus K. Reaction plane reconstruction with the FW. 2010. Talk given at the XXI HADES Collaboration meeting.1. Список иллюстраций

96. Распределение выхода электрон-позитронных пар по инвариантной массе по данным коллаборации БЬБ. 18

97. Сравнение спектров инвариантных масс электрон-позитрон-ных пар в столкновениях ядер углерода при энергии 1 ГэВ/нуклон, измеренных коллаборациями ХАДЕС (заполненные треугольники) и (пустые треугольники). 22

98. То же, что на рис. 1.4, но для поперечных импульсов . 22

99. Диаграммы процесса тормозного излучения электрон-пози-тронных пар в нуклон-нуклонных столкновениях в модели однобозонного обмена . 24

100. Диаграммы процесса тормозного излучения электрон-пози-тронных пар в нейтрон-протонных столкновениях в модели однобозонного обмена . 24

101. Сопоставление теоретических предсказаний для дифференциальных сечений dcrJdM тормозного излучения электрон-позитронных пар. 26

102. Сравнение экспериментальных данных коллаборации ХА-ДЕС и предсказаний траспортной модели HSD . 27

103. Отношение выходов электрон-позитронных пар в дейтрон-протонных и протон-протонных столкновениях как функция инвариантной массы пары для различных энергий налетающего дейтрона по данным коллаборации DLS. 29

104. Отношение интегральных выходов электрон-позитронных пар в дейтрон-протонных и протон-протонных столкновениях как функция энергии налетающего дейтрона по данным коллаборации DLS. 29

105. Схематический вид экспериментальной установки ХАДЕСв поперечном сечении.3422 Магнит установки ХАДЕС.36

106. Схематическое изображение внутреннего устройства одной MDC-камеры.38

107. Схематическое изображение одного сектора детектора TOFINO 40

108. Схематическое устройство детектора RICH. Вид в поперечном сечении.41

109. Схема устройства детектора SHOWER. 42

110. Распределение величин суммарного заряда HQ, выделенного в детекторе SHOWER, для электронов и пионов с импульсом ~0.5 ГэВ/с 58. 43

111. Схема расположения индивидуальных сцинтилляционных детекторов в системе FW. Слева — полная конструкция, справа—фактически работающая часть детектора в сеансе апрель-май 2007 г. 44

112. Функция возбуждения для рождения 77-мезона вблизи порога в нейтрон-протонных (заполненные символы) и протон-протонных (пустые символы) столкновениях. Результаты работы 71. показаны квадратами, а результаты работы [72] — кружками. 54

113. Отношение сечений реакций пр —> прт. и рр —> pprj как функция избыточной энергии . 54

114. Волновая функция дейтрона в импульсном пространстве 75. 56

115. Распределение протонов-спектаторов в плоскости OXY на расстоянии Z = 7 м от мишени по данным Pluto-моделиро-вания (слева). То же в аксептансе FW (справа). 61

116. Моделирование гранулярности FW. 61

117. Корректирующая функция FW (см. обсуждение в тексте) в зависимости от величины полярного угла. 65

118. Распределение заряженных частиц в FW по полярному углудо корректировки. 65

119. Распределение заряженных частиц в FW по полярному углу после корректировки. 65

120. Распределение частиц, зарегистрированных в Р\¥, по полярному углу для массовых диапазонов Мее <140 МэВ¡с2 (слева) и Мсе > 140 МэВ/с2 (справа). Заполненными кружками показаны экспериментальные данные, незаполненными — результаты РШо-моделирования. 66

121. Импульсное распределение частиц, зарегистрированных вдля массового диапазона Мее < 140 МэВ /с1 для различных угловых диапазонов. Заполненными кружками показаны экспериментальные данные, незаполненными — результаты РЫо-моделирования . 69

122. То же, что на рис. 3.8, но для Мее > 140 МэВ/с2. 69

123. То же, что на рис. 3.10, но для углового распределения . 72

124. Спектр импульсов протонов, зарегистрированных в Пунктирной и сплошной линией показаны вклады протон-протонных и нейтрон-протонных столкновений соответственно74

125. То же, что на рис. 4.1, для поперечного импульса.79

126. То же, что на рис. 4.1, для быстроты . 79

127. То же, что на рис. 4.3, для М < 150 МэВ/с2 . 80

128. То же, что на рис. 4.3, для М > 150 МэВ/с2 . 80

129. То же, что на рис. 4.2, для М < 150 МэВ/с2 .80

130. То же, что на рис. 4.2, для М > 150 МэВ/с2 . 80

131. Сравнение спектров, полученных при разных ограниченияхна угол вылета протона-спектатора (см. пояснения в тексте) 81

132. Сравнение спектров, ассоциированных с разными ограничениями на импульс протона-спектатора (см. пояснения в тексте) . 82

133. Спектр инвариантных масс электрон-позитронных пар, образованных в протон-протонных столкновениях при энергии 1,25 ГэВ. Экспериментальные данные обозначены кружками, систематические погрешности показаны горизонатльные черточками. 84

134. То же, что на рис. 4.10, для квазисвободных нейтрон-протонных столкновений при энергии 1,25 ГэВ. 84

135. Отношение выходов электрон-позитронных пар в квазисвободных нейтрон-протонных и протон-протонных столкновениях в зависимости от инвариантной массы электрон-пози-тронной пары . 85

136. То же, что на рис. 4.13, но с учетом тормозного излучения согласно модели однобозонного обмена (штрих-пунктирная кривая). 87

137. То же, что на рис. 4.13, но для поперечного импульса . 88

138. То же, что на рис. 4.13, но для быстроты. 88

139. Сравнение спектров, зарегистрированных в нуклон-нуклон-ных (заполненные кружки) и углерод-углеродных (незаполненные квадраты) столкновениях. 92

140. А. 1 Эффективность триггера второго уровня как функция инвариантной массы электрон-позитронной пары.120

141. А.2 То же, что на рис. А. 1, но для поперечного импульса . 120

142. А.З То же, что на рис. А.1, но для быстроты.120