Содержание к диссертации
Введение
Глава 1. Эксперимент 11
1.1. Концепция эксперимента 11
1.2. Детекторы установки 12
1.3. Пучковые детекторы и триггер 14
1.4. Veto-калориметр 15
1.5. Магнитное поле 18
1.6. Времяпроекционные камеры 19
Глава 2. Время про летный детектор 23
2.1. Требования к времяпролетной системе 23
2.2. Описание времяпролетного детектора 25
2.3. Высоковольтное питание - 30
2.4. Электроника считывания 31
2.5. Триггерная система 33
2.6. Система сбора данных 36
Глава 3. Калибровка время пролетных измерений 39
3.1. Задача реконструкции событий 40
3.2. Реконструкция треков и вершины события 42
3.3. Коррекция геометрии детектора 43
3.4. Амплитудная нормировка сигналов
3.5. Коррекции и определение времени пролета частиц 46
Глава 4. Идентификация частиц и построение инклюзивных спектров 53
4.1. Методы идентификации в эксперименте 53
4.2. Отбор треков по критериям качества 55
4.3. Параметризация dE/dx-m распределений 57
4.4. Построение двумерныхp y распределений 61
4.5. Моделирование в условиях эксперимента 67
4.6. Определение коэффициентов коррекций 71
4.7. Построение инклюзивных спектров частиц 74
Глава 5. Образование протонов и дейтронов в реакциях Pb+Pb 78
5.1. Введение 78
5.2. Отбор событий по центральности столкновений 81
5.3. Процедура обработки и коррекции данных 84
5.4. Спектры частиц по поперечной массе 86
5.5. Систематика параметров наклонов спектров 91
5.6. Анализ коалесценции дейтронов 95
5.7. Поперечные спектры частиц и радиальные потоки 101
5.8. Выводы 105
Глава 6. Образование антипротонов в реакциях Pb+Pb 107
6.1. Введение 107
6.2. Спектры частиц по поперечной массе 109
6.3. Форма спектров частиц и параметры наклона 115
6.4. Выход частиц и отношение pip 117
6.5. Отношение выхода частиц Alp 120
6.6. Стоппинг барионов в столкновении ядер 124
6.7. Выводы 128
Заключение 130
Литература 134
- Времяпроекционные камеры
- Коррекции и определение времени пролета частиц
- Моделирование в условиях эксперимента
- Систематика параметров наклонов спектров
Времяпроекционные камеры
Четыре времяпроекционные камеры (ТРС) установки NA49 служат для реконструкции треков частиц в пространстве и измерения импульсов, а таюке для измерения энергетических потерь на ионизацию в газе ТРС, позволяющие осуществлять идентификацию частиц. Две камеры VTPC объемом 200x250x67 см каждая, заполненные газом, осуществляют трекинг внутри магнитного поля установки. Две другие камеры МТРС большего размера (390x390x112 см) обеспечивают, наряду с трековой информацией, основную часть информации об ионизационных потерях частиц на участке логарифмического роста.
Принцип работы времяпроекционных камер основан на регистрации пространственного положения центров ионизации. Под действием электрического поля, приложенного к двум противоположным обкладкам камер, продукты ионизации, ионы и электроны, дрейфуют. При этом электроны, обладающие существенно большей подвижностью, достигают так называемой камеры считывания (read-out chamber), где первоначальный заряд усиливается, а затем регистрируется. Камера устанавливается на массивной станине и представляет из себя пропорциональную камеру, включающую в себя катодные и сигнальные нити и плоскость «падов». Это - большое число площадок-сегментов, на которых осаждается суммарный, индуцированный заряд электронной лавины, образованный в проволочном зазоре на конечной стадии дрейфа, а затем считывается с каждого из падов. Расстояние между сигнальными нитями и плоскостью падов составляет 2 мм, чтобы, обеспечить минимальное уширение лавины. Третья плоскость нитей, своего рода «ворота» электроники, предназначена для того, чтобы пропустить дрейфующий заряд к проволочному промежутку для усиления только при наличии тригерного сигнала в установке.
Две из трех координат на треке (центров ионизации) определяются в результате считывания сигналов с сегментированной плоскости падов, а третья координата определяется по измерению времени дрейфа от момента возникновения ионизации до момента достижения плоскости считывания.,
Газовый объем внутри ТРС окружен так называемой «клеткой поля», которая обеспечивает однородность электрического поля внутри этого объема и, тем самым, постоянную скорость дрейфа электронов, возникающих при ионизации. Клетка поля выполнена из алюминиевых полосок, натянутых на керамические стержни, установленные по углам внутри ТРС.
Вся система конструктивно выполнена в виде секторов, каждая из которых имеет отдельный набор проволочных нитей и падовых полосок. Типичные расстояния между полосками падов составляют 2,8 см для VTPC и 3,95 см - для МТРС. Каждая полоска содержит 128 и 192 падов в зависимости от ожидаемой плотности треков с шириной падов, соответственно, 5,45 мм и 3,5 мм. Ширина падов выбрана из условия, чтобы большая часть сигналов от наведенных зарядов определялась, по крайней мере, по трем падам. Наклон падов ориентирован так, чтобы в своей длинной части быть оптимально близким к направлению частиц, регистрируемых в заданном секторе ТРС.
В каждой VTPC б камер считывания, а в МТРС - 25 камер. Общее количество падов составляет 1820.00.
Выбор газов в ТРС проводился исходя из требования минимального коэффициента диффузии заряда для получения узкого распределения кластеров от зарядов, наведенных в плоскости падов отдельными центрами ионизации на треке. Для VTPC использовалась смесь, состоящая из 90% Ne и 10% С02, а для МТРС смесь из 90% Аг, 5% СН4 и 5% С02, что обеспечивало при скорости дрейфа в 1,4 cm/u.s и 2,4 cm/J.s} соответственно, в VTPC и МТРС, примерно одинаковое время дрейфа во всех четырех ТРС установках. Скорость дрейфа и газовое усиление строго зависят от температуры и давления газа в камере. Мониторирование этих параметров в процессе набора данных позволяло впоследствии уточнять скорость дрейфа в процессе обработки и реконструкции треков.
Для регистрации информации с ТРС применялась электроника считывания с высокой степенью интеграции, состоящая из трех основных модулей. Так называемая front-end карта, непосредственно связанная с 32 падами ТРС, использовалась для усиления и формирования сигналов, снимаемых с падов, и обеспечивалась временное хранение сигналов с частотой 10 MHz, после чего информация оцифровывалась и передавалась по оптическим кабелям в блоки контроля и передачи сигналов также установленных непосредственно на ТРС. Каждый, такой блок собирает данные с 24 front-end карт и передает их по оптическим кабелям в блоки приема информации, где производится вычитание предварительно измеренных пьедесталов, сжатие информации путем исключения несработавших падов из массива данных и аккумулирование полученной информации во входном блоке для последующей обработки. Этот блок .рассчитан на хранение до 32 событий в каждом цикле работы ускорителя, составляющим 15-20 с. Система сбора данных выполнена в стандарте VME.
Экспериментальная установка включает времяпролетные детекторы (TOF) для расширения возможности идентификации частиц при относительно низких энергиях по сравнению с диапазоном идентификации в ТРС. Описание TOF детектора представлено в следующей главе.
Коррекции и определение времени пролета частиц
В эксперименте измеряется временной интервал между приходом сигнала "Start", задаваемого счетчиком S1 в момент пересечения пучковой частицы, и сигналом "Stop" со счетчиков TOF детектора, сработавших от попадания вторичных частиц, рожденных в мишени. Расстояние от стартового счетчика S1 до мишени составляют около 37 м (эквивалентное время пролета-120 не), а от мишени до TOF детектора 13.5- -14м (46-48 не).
Квадрат массы частицы с импульсом р определяется из соотношения: где скорость частицы f3=L/(ct), a L и t, соответственно, длина пути и время пролета частицы, у - Лоренц-фактор частицы. Задача калибровки - установить связь истинного времени пролета t с временным интервалом Т между сигналами "Start" и "Stop", измеренным с помощью цифрового преобразователя TDC. Времяпролетные данные, полученные в процессе работы спектрометра, нуждаются в ряде коррекций: Требуется коррекция момента прихода сигнала с ФЭУ, учитывающая, что каждый канал измерения времени пролета, включающий в себя сцинтилляционный счетчик, сигнальные кабели и считывающую электронику, вносит в измерение свою индивидуальную постоянную задержку. Необходимо компенсировать зависимость измеренного времени от координаты точки попадания (в «локальной» системе координат каждого сцинтиллятора) заряженной частицы, пересекающей сцинтиллятор. Под «локальной» системой координат сцинтиллятора подразумевается система координат, начало которой совпадает с центром сцинтиллятора, ось X совпадает с осью симметрии ФЭУ, ось Y направлена вдоль грани сцинтиллятора с размером 34мм, а ось Z- вдоль грани с размером 23 мм. Требуется компенсация зависимости измеренного времени прихода сигнала с фотоумножителя от амплитуды этого сигнала. Необходим учет неизбежного при проведении длительного сеанса медленного дрейфа временных параметров времяпролетного детектора и стартового счетчика. Калибровка времяпролетного детектора производится на основе данных, полученных при наборе статистики в эксперименте NA49 на пучке ядер свинца и протонов [12,14,15,26]. Предварительно проведенная реконструкция треков заряженных частиц во времяпроекционных камерах позволяет не только определить с большой точностью координаты пересечения плоскости времяпролетного детектора каждой заряженной частицей, но также представляла информацию об импульсе частицы ш о длине ее трека от мишени до времяпролетного детектора. Кроме того, используя результаты измерения ионизационных потерь заряженных частиц в МТРС, оказалось возможным идентифицировать пионы (рис.20) и использовать этот сорт заряженных частиц для калибровки времяпролетного детектора. Измеренный временной интервал между сигналами «Start» и «Stop» можно записать в общем виде как где Т0 - константа, включающая в себя сумму (разницу) всех постоянных временных факторов для данного канала; Тк- корректирующий множитель, зависящий от координаты трека, амплитуды сигнала в счетчике и т.д. Т}2- истинное время пролета, подлежащее определению. Вычисление константы Т0 производится для каждого трека, попадающего в данный счетчик со значением измеренного времени Т, импульса р; длины пробега L и значения ионизационных потерь dE/dx. Калибровка выполняется с использованием заряженных пионов, которые отбираются в пределах заданного окна dE/dx (рис. 20), при этом отбрасываются позитроны, каоны и протоны. Затем, пренебрегая на этом этапе величиной Ть строим распределение величины (Г- Т% ): (5) где тж - масса пиона, с - скорость света.
Среднее значение полученного распределения с точностью до Тк является искомой величиной Т0 (см. (4)), так как в данном случае Тж= Тї2 При выполнении последующих коррекций удобно вычитать найденную константу Т0 го распределения (Т-Тп), сдвигая тем самым распределения для всех счетчиков к нулю. При этом очевидно, что полученное распределение представляет собой распределение корректирующего множителя. Как было отмечено, для получения «истинного» времени пролета необходимо учитывать время распространения света от точки попадания частицы в сцинтиллятор до фотокатода, а также зависимость момента срабатывания формирователя от амплитуды сигнала в счетчике. Указанные коррекции проводятся последовательно.
Моделирование в условиях эксперимента
Для определения абсолютного выхода адронов в ядерных реакциях необходимо наряду с коррекциями, описанными выше, определить следующие величины: геометрическую эффективность регистрации заряженных частиц в установке (аксептанс); поправку на потери частиц при взаимодействии с веществом детекторов и на распад нестабильных частиц (пионов и каонов); эффективность реконструкции треков в ТРС. При столкновении релятивистских ядер образуется значительное количество гиперонов (Л,Е+ и т.д.) с временами жизни порядка г «10 10 сек. При распаде этих частиц достаточно близко к мишени вторичные частицы (продукты распада) могут быть восстановлены как испущенные из основной вершины. Для протонов основными источниками фона такого типа являются распады: где BR означает вероятность распада по данному каналу. Следовательно, одной из основных задач моделирования является учет в измеренном распределении идентифицированных частиц вклада от указанных распадов. Для решения подобных задач широко применяется пакет программ GEANT [27]. Для целей эксперимента NA49 этот пакет реализован в виде отдельного программного модуля («gna49PP»), позволяющего запускать задачи как в batch-моде, так и использовать все возможности программы GEANT в интерактивном режиме, в состав которого входит также ряд вспомогательных программ для подготовки и описания детекторов в стандарте GEANT, а также скрипт-файлы для управления заданием.
При моделировании аксептанса разыгрываются около 5x106 треков каждого сорта частиц (ж, К, р и d). Для каждого трека случайным образом выбираются значения быстроты у, поперечного импульса pt и азимутального угла (e = arctg(py/p2)). Использование библиотечных функций позволяет осуществлять розыгрыш равномерно распределенных значений указанных величин в интервалах:
При определении эффективности конструкции треков и вклада вторичных частиц от распадов гиперонов, распределение и состав частиц при моделировании должны, по возможности, быть адекватны реальным распределениям частиц в фазовом пространстве для заданных значений энергий налетающих ядер и прицельных параметров столкновений ядер в реакции РЪ+Pb. Для этой цели используются генераторы событий, разработанные для описания столкновений релятивистских ядер, основанных на модельных представлениях о процессах и экспериментальных результатах по рождению частиц. В данной работе результаты моделирования были получены с помощью широко используемого генератора событий VENUS [28].
Энергия налетающих ядер и другие основные величины задаются в качестве начальных параметров при работе генератора, а результаты моделирования кинематических параметров, а именно, сорт частиц, координаты и компоненты импульса вторичных частиц, рожденных в столкновениях ядер, представляются в формате GEANT и используются в качестве входных данных при последующем моделировании прохождения этих частиц через установку. Обычно статистика при моделировании отдельной заданной конфигурации РЪ+РЪ столкновений составляет в среднем около 2000-4000 событий.
Последовательность работы программ при моделировании задается специальным управляющим файлом для управления заданием. На первом этапе происходит инициализация системы задание начальных параметров, считывание базы данных всех детекторов, задание параметров и констант для физических процессов и, наконец, считывание значений координаты и импульсов для всех треков в данном событии. Физические процессы при моделировании аксептанса включают в себя распад частиц, ионизационные потери, ядерное взаимодействие и многократное рассеяние.
В процессе моделирования если какой-либо трек пересекает плоскость времяпролетного детектора, то создается специальная структура данных, в которую записывается номер сцинтилляционного счетчика, координата точки пересечения, а также параметры трека в этой точке. По окончании работы GEANT создает файл данных с описанием процессов прохождения частиц через вещество детекторов: координаты точек пересечения активных элементов, потери энергии в них, вершины распадов и вторичных взаимодействий и т.д.
Важной процедурой при обработке и анализе экспериментальных данных является моделирование событий в условиях эксперимента, т.е. создание на основе генерированных событий аналогов, максимально приближенных к экспериментальной информации, считываемой с основных детекторов установки в процессе набора данных. Для решения этой задачи был разработан набор программ [29], выполняющих: моделирование с помощью GEANT прохождения частиц через установку и создание «псевдокластеров» в ТРС, используя параметризованное представление функции-отклика ТРС; преобразование полученных данных о псевдокластерах в двоичный формат, соответствующий формату экспериментальных данных и запись результатов работы на носители; моделированные таким способом события реконструируются с использованием тех же программ, что и для экспериментальных данных, а результаты записываются на ленту. Формат полученных событий соответствует формату экспериментальных данных. Причем, имеется ряд вспомогательных структур данных и указателей, обеспечивающих возможность доступа не только к реконструированным, но и к исходным значениям кинематических величин и координатам вершин взаимодействия. Для обработки данных и анализа результатов моделирования событий используется тот же набор программ, что и для обработки реальных событий.
Систематика параметров наклонов спектров
Параметр ВА, который, фактически, характеризует вероятность коалесценции, зависит от размера файрбола, а также от динамики всей системы. Этот параметр можно измерить в эксперименте и использовать в анализе данных при определении объема области, в которой образуются частицы [33-36] в контексте моделей коалесценции, где связь параметра коалесценции и размера области взаимодействия ядер (объема V) задается как Вл «г (l/v) 1 1.
Первоначальные упрощенные модели [37], предполагающие, что в коалесценции участвуют нуклоны с близкими значениями импульсов (разность импульсов 50 MeV), успешно объясняли экспериментальные данные по рождению легких кластеров в ядро-ядерных взаимодействиях при энергиях ускорителей BEVALAC и SIS в интервале 0,2-2,0./4 ГэВ [38,39]. Более того, значения параметра В2, полученные при этих низких энергиях в А+А столкновениях и в р+А взаимодействиях при высоких энергиях ускорителей SPS и FNAL [40] оказались относительно слабо зависящими от энергии пучка и размеров сталкивающихся систем.
Однако при столкновениях тяжелых ионов при энергиях AGS порядка 10-144 ГэВ [41-45] и при 1584 ГэВ на SPS [46-48] величина В2 оказалась на порядок величины меньше. Это объяснялось увеличенным размером источника вследствие гидродинамического расширения зоны столкновения -явления, практически отсутствующего при низких энергиях в А+А и высоких энергиях в р+А столкновениях, приведенных выше. Термальные модели коалесценции и модели, основанные на использовании формализма матрицы плотности [34,35], предполагали значительное расширение области столкновения, но не включали в рассмотрение корреляции между координатой и импульсом нуклонов. Однако присутствие коллективного движения (flow) в процессе развития файрбола приводит не только к расширению источника, но и к значительной пространственно-импульсной корреляции между частицами на стадии freeze-out [49-51], влияя, тем самым, на процесс образования нуклонных кластеров.
Действительно, расширение системы приводит к уменьшению вероятности коалесценции В2 из-за большей изоляции нуклонов в пространстве,, в то время как коллективные потоки способствуют увеличению В2- Это происходит из-за того, что для нуклонов, находящихся на малом расстоянии друг от друга, коллективное движение (радиальные потоки) способствует их большему сближению по импульсу, увеличивая, тем самым, вероятность образования нуклонных кластеров.
В настоящее время получили развитие усовершенствованные модели образования кластеров в системах с большим объемом источника и сильным коллективным расширением [52-54]. В рамках этих моделей показано, что систематика параметров наклона Т спектров протонов и дейтронов по поперечной массе mt, а также зависимость параметра коалесценции . от mt определяются как характером радиального распределения скорости коллективных потоков, так и формой распределения плотности нуклонов по радиусу. В связи с этим экспериментальное исследование рождения легких ядер при различных энергиях пучка и центральностях в столкновениях релятивистских ядер представляют большой интерес, так как это позволяет в процессе исследования разделить упомянутые выше конкурирующие процессы при формировании ядерных кластеров.
В настоящей главе представлены результаты по исследованию рождения протонов и дейтронов в широкой области центральности в столкновениях ядер Pb+Pb при максимальной энергии налетающих ядер ускорителя SPS, 15&Л ГэВ, и в центральных столкновениях Pb+Pb при энергиях пучка 20, 30, 40 и S0A ГэВ [55-59]. Здесь будут приведены спектры частиц по поперечной массе, включая краткое описание процедуры обработки, результаты анализа множественности частиц (выход частиц), параметров наклона и средней поперечной массы, а таюке анализ параметра коалесценции дейтронов в зависимости от центральности и энергии сталкивающихся ядер, а таюке от поперечной массы.
В обработке данных при энергии 15&4 ГэВ были использованы 320 тысяч событий с отбором центральных столкновений и 735 тысяч событий без ограничения по центральности (так называемые minimum bias события). Соответственно, два типа триггеров были применены при наборе информации в эксперименте.
Для центральных столкновений главным триггерным детектором был калориметр ZDC, расположенный под нулевым углом к пучку, в котором измеряется энергия EZDC непровзаимодействовавших фрагментов пучка и спектральных нуклонов. Установкой верхнего предела на энергию в ZDC калориметре отбирались 12% событий при 158А ГэВ и 7% при энергиях пучка 20, 30, 40 и 80А ГэВ из числа всех неупругих взаимодействий Pb+Pb.
При наборе min.bias событий Pb+Pb использовался черенковский счетчик, в котором газ заполнял область непосредственно за мишенью. Счетчик вырабатывал сигнал, с помощью которого осуществлялся запрет на запуск установки в большинстве случаев отсутствие взаимодействия ядер.
