WWW.DISSERS.RU

БЕСПЛАТНАЯ ЭЛЕКТРОННАЯ БИБЛИОТЕКА

загрузка...
   Добро пожаловать!

Pages:     | 1 || 3 | 4 |

Времяпролетная система включает детекторы (TOF-TL,TR) для расширения возможности идентификации частиц при относительно низких энергиях по сравнению с диапазоном идентификации в TPC. Каждый детектор состоит из 891 счетчика. Сцинтилляционный счетчик времяпролетного детектора TOF представляет собой пластический сцинтиллятор прямоугольной формы, обернутый для светоизоляции алюминизированным майларом. В качестве фотодетектора используется фотоумножитель (ФЭУ). Сцинтиллятор приклеен к фотокатоду ФЭУ с помощью оптического клея Bicron BC-600. К каждому ФЭУ присоединен делитель напряжения.

Конструктивным элементом сборки детектора являются алюминевые кассеты, в каждой из которых плотно укладываются 11 счетчиков. Конструкция кассеты обеспечивает необходимую жесткость и светоизоляцию.

Все 81 кассеты устанавливаются компактно на трех полках механической передвижной ферме по 27 кассет на каждой, образуя из сцинтилляционных пластиков сегмент сферической поверхности, расположенный непосредственно за большими камерами MTPC.

Основной параметр времяпролетного детектора - усредненное временное разрешение составляет 75 пикосекунд. Это позволяет надежно ± ± идентифицировать заряженные частицы,, и с импульсами до 14 ГэВ/с. Система высоковольтного питания TOF реализована в стандарте CAEN, а электроника регистрации, состоящая из модулей дискриминаторов и преобразователей TDC и QDC, выполнена в стандартах VME и FASTBUS.

Принципиальное значение для получения высокого разрешения по времени пролета частиц имеют вопросы калибровки детектора, изложенные в главе вместе с методикой идентификации заряженных частиц, осуществляемых в эксперименте на основе измерений времени пролета в TOF детекторе и измерению ионизационных потерь частиц во времяпроекционных камерах TPC. Основными этапами калибровки TOF являются: уточнение положения счетчиков, амплитудная нормировка сигналов со счетчиков, учет времени распространения света в сцинтилляторе, а также на зависимости момента срабатывания от амплитуды сигнала в счетчике.

При геометрической калибровке треки, восстановленные в TPC, экстраполируются на TOF. Затем осуществляются сдвиги и вращения счетчиков в пространстве, добиваясь максимального количества попаданий в счетчик треков при наличии в нем сигнала. Точность определения местоположения счетчика в пространстве составляет 1 мм, что приводит к эквивалентной временной погрешности 10 пс. Так как амплитудные распределения сигналов со счетчиков TOF в каналах QDC имеют заметный разброс, то переход к амплитуде, нормированной на значение сигнала в максимуме распределения, позволяет унифицировать критерий отбора треков для улучшения качества временной информации, используя условия 0.8 < < 1.6.

В данной главе подробно описывается последовательность процедур коррекции временной информации, тип и степень влияния каждого фактора на временное разрешение. Для временной калибровки используются треки пионов, которые надежно идентифицируются по распределению ионизационных потерь частиц в газе TPC. Величина ( - ), измеренного в TOF времени и вычисленного времени, используется при определении коррекций. Время пролета вычисляется по значению измеренного в TPC импульса и длины трека. Коррекции проводятся на основе зависимости величины ( - ) от координаты точки попадания трека в сцинтиллятор и амплитуды сигнала в данном счетчике, а также от амплитуды сигнала в стартовом счетчике.

В качестве иллюстрации на рис. 2 представлены зависимость ( - ) от координаты точки попадания трека и от амплитуды сигнала в счетчике до и после применяемых коррекций.

Далее в главе изложена методика идентификации заряженных частиц и a) b) a0+a1*x+a2*x-2.5 5 7.5 2.5 5 7.X [cm] X [cm] c) a0+a1*q+a2*q2 d) ---1 1.5 1 1.Qnorm. Qnorm.

Рис 2. Зависимость времени ( - ) от координаты X и от амплитуды сигнала до (, ) и после (, ) коррекций.

процедура восстановления инклюзивных спектров частиц.

В результате методических исследований, были выработаны следующие критерии отбора треков частиц:

• трек должен быть реконструирован в камере за магнитом MTPC и, по крайней мере, в одной из камер в магните VTPC.

• если координата последней точки на треке находится внутри объема MTPC на расстоянии более 20 см от границы камеры, то частица считается распавшейся в данной точке и трек исключается из анализа.

• при попадании двух и более частиц в один счетчик треки отбрасываются из-за невозможности провести их идентификацию по времени пролета.

• точность определения положения отдельного счетчика в пространстве составляет порядка 1 мм, а потому в анализе используются треки, точка попадания которых в сцинтилляторе находится на расстоянии более 1 мм от края.

• так как треки со значением нормированной амплитуды. < 0.и. > 1.6 ухудшают качество времяпролетной информации, отбираются треки, для которых 0.8 <. < 1.6.

Коррекция на распад частиц проводится по результатам моделирования. В анализе применяются поправки для учета треков, отброшенных по последним трем критериям.

Отобранные треки, попавшие в TOF детектор, проходят затем процедуру идентификации, которая основывается на анализе двумерной зависимости T-T [ps] T-T [ps] 3000 a) b) P < 3.5 GeV/c 4 < P < 1.P 2500 + + 1.1.P 1500 K+ 1.500 K+ 0.0 0.5 1 -0.5 0 0.5 M2 [GeV/c2]2 M2 [GeV/c2]1.c) 6 < P < 8 d) 10 < P + 1.4 1.1.P + 1.P K+ K+ 0.9 -0.5 0 0.5 1 1.5 1 1.2 1.4 1.M2 [GeV/c2]2 dE/dx [a.u.] Рис 3. Характерные распределения по квадрату эффективных масс (a), ионизационным потерям частиц (d), а также двумерные зависимости этих величин для пионов, каонов и протонов (b и c) в разных интервалах импульсов, используемые при идентификации частиц в эксперименте.

ионизационных потерь частиц / в газе TPC и квадрата эффективной массы частиц, полученной из измерения времени пролета в TOF. Сорт частиц определяется путем отбора треков в заданных границах по и /. В результате этого исключается доля частиц анализируемого сорта, а в отобранных событиях остается некоторая примесь фоновых частиц.

Соответствующие коррекции на потери частиц и примесь фона производятся на основе экспериментальных распределений / и, используя для этого функциональное описание распределений (рис. 3). Приводится детальное описание процедуры определения параметров двумерных распределений для всех типов частиц. Суммарная эффективность в результате применения ограничений при идентификации и по критериям отбора треков составляет в среднем около 70%.

В завершении приводится описание процедуры построения двумерных распределений по быстроте и поперечному импульсу (поперечной массе ± ± ) идентифицированных частиц,, и (рис. 4), на основе которых проводится анализ спектров частиц, обсуждаемых в диссертации.

В этой главе рассматриваются также вопросы моделирования установки и определения геометрической эффективности регистрации частиц (аксептанса) времяпролетного детектора с помощью пакета GEANT, которая также задается в виде двумерной зависимости ( ) от. Геометрическая эффективность dE/dx [a.u.] dE/dx [a.u.] 1.1.1.1.+ 1 K+ 1.p 0.0.0.0.0.0.0.0.0.0 0 2 4 1 2 3 4 1 2 Y Y Y 1 + 0.K+ 0.8 p 0.0.6 0.0.0.4 0.0.0.2 0.0 0 2 4 1 2 3 4 1 2 Y Y Y Рис 4. Двумерные распределения по быстроте и поперечному импульсу (поперечной масс - ) для, и, идентифицированных в TOF детекторе.

изменяется от 90% для < 0.3 ГэВ/с до 10% при больших значениях поперечного импульса. Эффективность реконструкции треков в аксептансе TOF детектора близка к 100%. Результаты расчетов показали, что количество протонов от распадов составляет 20% от полного числа частиц в спектрах протонов, а вклад антипротонов в соответствующих спектрах антипротонов равен 35%. Примесь от вторичных пионов существенно меньше и составляет 4%. Вклад вторичных каонов пренебрежимо мал (<1%).

Некоторые вопросы методики обработки и анализа данных, вкратце изложены в работах [5, 7].

В третьей главе представлены физические результаты, полученные на основе обработки и анализа инклюзивных спектров адронов во взаимодействиях p+p, p+Pb и центральных столкновениях Pb+Pb, а именно, определение параметров спектров и обсуждение основных закономерностей их поведения.

На рис. 5 представлены распределения по поперечной массе - ( = +, -масса частицы) для идентифицированных во вре+ - + мяпролетном детекторе TOF частиц,,,, а также и, во взаимодействиях протонов p+p при энергии пучка 158 ГэВ на статистике около 3 млн. зарегистрированных событий. Известно, что при этой энергии пучка, соответствующей полной энергии в системе центра масс = 17.3 ГэВ, рождается в среднем около 8 адронов.

Указанные спектры, также как и все поперечные спектры в данной работе, строились в интервале центральных быстрот, области наиболее t P (GeV/c) t m m (GeV/c) + -K+ K--p (x 0.1) p -0 0.25 0.5 0.75 1 0 0.25 0.5 0.75 mt-m (GeV/c2) mt-m (GeV/c2) + - + Рис 5. Распределения по поперечной массе частиц,,,, и в p+p столкновениях при энергии 158 ГэВ. Сплошными линиями показано фитирование экспериментальных точек по формуле 1.

интересной для исследования динамики взаимодействий при высоких энергиях. Обозначенные на спектрах ошибки статистические. Экспериментальные данные (рис. 5) фитировались функцией термального распределения Больцмана:

1 - = exp -, (1) где параметр (обратный параметр наклона спектра) соответствует температуре источника в термодинамических моделях образования частиц, а параметр является коэффициентом нормировки. Функции фитирования указаны на рисунках линиями. Интегрируя аналитически от 0 до функцию, описывающую спектр по поперечной массе, можно получить плотность (множественность), или выход частиц на единицу быстроты /.

Значения параметров /, и ошибок этих параметров также можно получить фитируя спектры видоизмененной функцией:

1 / - = exp - (2) ( + ) Величины / и являются при этом свободными параметрами, а их ошибки определяются непосредственно программой минимизации функционала.

Из рис. 5 видно, что спектры заряженных пионов для выбранного интервала быстрот анализируются от значения - равного 0.3 ГэВ/c2, что определяется геометрическим аксептансом для регистрации частицы в данном интервале быстрот, а также тем обстоятельством, что при малых поперечных 2 -t t 1/m d N/dm dy (GeV/c ) Таблица 1. Значения параметров наклона спектров частиц по поперечной массе, плотности частиц на единицу быстроты /, средние значения поперечного импульса < > и поперечной массы < > - в p+p взаимодействиях при энергии 158 ГэВ.

Частица -, MэВ / < >, MэВ < >-, MэВ 1 + 2.6 - 3.5 176 ± 2 0.780 ± 0.030 440 ± 5 274 ± 2.6 - 3.5 174 ± 2 0.680 ± 0.040 418 ± 5 268 ± + 2.7 - 3.2 177 ± 2 0.082 ± 0.001 601 ± 4 229 ± 2.7 - 3.2 163 ± 2 0.058 ± 0.001 564 ± 3 208 ± 2.4 - 2.9 172 ± 2 0.094 ± 0.002 688 ± 8 196 ± 2.4 - 2.9 152 ± 4 0.021 ± 0.001 655 ± 17 180 ± массах в спектрах заряженных пионов присутствует значительная примесь от распадов резонансов, и в спектрах наблюдается заметное отклонение от экспоненциального распределения.

В таблице 1 для каждой из частиц указаны интервалы быстрот - при 1 построении спектров и приведены значения параметров наклона, выхода частиц /, средних значений поперечных импульсов < > и поперечных масс < >-.

В таблице 1 приведены также значения средних поперечных импульсов частиц < >. Вначале строились -спектры, которые затем фитировались выражением:

- = exp, (3) Значения < > определялись интегрированием функций фитирования:

< >=, (4) а также простым суммированием по измеренным экспериментальным точкам с использованием экстрополяции в неизмеренную область распределения.

Последняя составляет незначительную часть от всего распределения (не более 10%).

Исследование протон-ядерных столкновений p+A позволяет изучить влияние ядерной среды на характеристики измеряемых частиц. В анализе использовались данные, относящиеся к так называемым ”minimum bias” событиям p+Pb взаимодействий при энергии пучка протонов 158 ГэВ. Это измерения, в которых не производился отбор по центральности столкновений.

В таких взаимодействиях количество столкновений налетающего протона с нуклонами мишени (или число таких нуклонов мишени) определяется, согласно Глауберовскому представлению, величиной прицельного параметра + K+ -K-p (x 0.1) p -0 0.25 0.5 0.75 1 0 0.25 0.5 0.75 mt-m (GeV/c2) mt-m (GeV/c2) + - + Рис 6. Распределения по поперечной массе частиц,,,, и в p+Pb столкновениях при энергии 158 ГэВ. Сплошными линиями показано фитирование экспериментальных точек по формуле 1.

в столкновении. Оценка среднего числа столкновений в указанных событиях составляет величину 3.7.

На рис. 6 представлены распределения по поперечной массе, точнее по величине - ( - масса частицы), для всех идентифицированных во + - + времяпролетном детекторе TOF частиц,,,, и, рожденных в столкновениях p+Pb при энергии пучка 158 ГэВ. Соответствующие значения параметров наклона спектров частиц по поперечной массе, плотности частиц на единицу быстроты /, средние значения поперечного импульса < > и поперечной массы < > - в столкновениях p+Pb при энергии пучка 158 ГэВ сведены в таблице 2.

Для последующего анализа эволюции формы и параметров поперечных спектров частиц от относительно элементарных нуклонных взаимодействий к Таблица 2. Значения параметров наклона спектров частиц по поперечной массе, плотности частиц на единицу быстроты /, средние значения поперечного импульса < > и поперечной массы < > - в p+Pb столкновениях при энергии 158 ГэВ.

Частица -, MэВ / < >, MэВ < >-, MэВ 1 + 2.6 - 3.5 205 ± 3 1.070 ± 0.051 413 ± 6 325 ± 2.6 - 3.5 191 ± 3 0.915 ± 0.048 382 ± 6 300 ± + 2.7 - 3.2 205 ± 3 0.151 ± 0.004 534 ± 8 298 ± 2.7 - 3.2 193 ± 3 0.093 ± 0.003 506 ± 9 274 ± 2.4 - 2.9 203 ± 2 0.264 ± 0.005 638 ± 8 256 ± 2.4 - 2.9 165 ± 5 0.038 ± 0.002 560 ± 18 209 ± 2 -t t 1/m d N/dm dy (GeV/c ) + K+ Kp (x 0.1) p -0 0.25 0.5 0.75 1 0 0.25 0.5 0.75 mt-m (GeV/c2) mt-m (GeV/c2) + - + Рис 7. Распределения по поперечной массе частиц,,,, и в Pb+Pb столкновениях при энергии 158 ГэВ. Сплошными линиями показано фитирование экспериментальных точек по формуле 1.

сложным ядро-ядерным столкновениям в данной главе приводится результаты, полученные в центральных столкновениях Pb+Pb при энергии 158 ГэВ [1, 5, 7], аналогично тем, которые были представлены выше для реакций p+p и p+Pb. Степень центральности в процессе измерения задавалась отбором 5%-ой доли наиболее центральных событий от полного сечения неупругих взаимодействий Pb+Pb при энергии 158 ГэВ ( 7.2 барн). Полученные результаты, распределения по поперечной массе частиц и их параметры, показаны, соответственно, на рис. 7 и в таблице 3.

Плотность частиц или выход частиц / можно также определять двумя способами, как указано выше, а именно, интегрированием фитирующей функцией и суммированием экспериментальных точек. Полученные результаты совпадают с точностью 1.5%.

Pages:     | 1 || 3 | 4 |






© 2011 www.dissers.ru - «Бесплатная электронная библиотека»