Реферат: С. И. Алехин, А. Н. Васильев, Ю. М. Гончаренко, В. Н

П Р О Е К Т


Версия 8

03.05.2006.


С.И. Алехин, А.Н. Васильев, Ю.М. Гончаренко, В.Н. Гришин,

А.М. Давиденко, А.А. Деревщиков, В.А. Качанов, Д.А. Константинов,

В.И. Кравцов, А.К. Лиходед, Ю.А. Матуленко, Ю.М. Мельник,

А.П. Мещанин, Н.Г. Минаев, В.В. Мочалов, Д.А. Морозов, Л.В. Ногач, С.Б. Нурушев, А.В. Рязанцев, П.А. Семенов, С.Р. Слабоспицкий,

Л.Ф. Соловьев, А.Ф. Прудкогляд, А.В. Узунян, М.Н. Уханов, Ю.В. Харлов, В.Ю. Ходырев, А.Е. Якутин


Изучение СПиновых АСимметрий

в образовании ЧАРМония на ускорителе У-70


(Предложение эксперимента СПАСЧАРМ)


Содержание


1 Введение 2

2 Теоретическая и экспериментальная ситуации в образовании чармония в адронных столкновениях 3

2.1. Образование чармония в ионных столкновениях 7

3 Физическое обоснование 9

4 Моделирование и требования к экспериментальной установке 10

5 Экспериментальная установка. 13

5.1. Вывод и регистрация пучка в зоне 14 канала. 14

1.1.1Вывод протонного пучка в зону 14 канала. 15

1.1.2Регистрация пучка. 16

5.2. Комплекс поляризованных протонных мишеней. 17

5.3. Электромагнитный калориметр 18

5.4. Магнитный спектрометр 20

5.5. Другие детекторы 22

1.1.3Триггерный ячеистый сцинтилляционный годоскоп 22

1.1.4Адронный калориметр 22

1.1.5Мюонный спектрометр 23

6 Триггер, электроника и система сбора данных 24

7 Точности измерений спиновых наблюдаемых. 26

8 Оценка стоимости проекта 27

9 План-график реализации проекта 27

10 Заключение 29

11 Список литературы 30



1Введение

Исследование процессов образования частиц, содержащих тяжелые кварки (c, b), является одной их ключевых задач современной экспериментальной физики высоких энергий. Тяжелые кварки образуются на ранней стадии взаимодействия партонов при столкновениях адронов, и образующиеся при этом адроны несут практически неискаженную информацию о структуре сталкивающихся адронов и механизмах взаимодействия их составных частей. Образование состояний чармония в столкновениях нуклонов особенно интересно, т.к. состояния с квантовыми числами 1--, 1++, 2++ несут информацию о плотности глюонов в нуклонах. Подобные состояния относительно легко регистрировать через их дилептонные и радиационные моды распада.

В 1988 году эксперимент EMC (European Muon Collaboration) в ЦЕРН представил результаты, в которых вклад спинов кварков в спин продольно-поляризованного протона мал [1], что противоречило расчетам в рамках квантовой хромодинамики (КХД). Эта проблема получила название “спиновый кризис нуклона”. До сих пор эта проблема не решена окончательно, и на многих ускорителях мира идет ее интенсивное изучение. Проводятся и планируются эксперименты, нацеленные на определение вклада в продольный спин протона от глюонов и орбитального момента партонов в протоне.

В КХД на уровне твист-2 введены три фундаментальные функции распределения партонов: функция f(x) распределения партонов по импульсам, усредненная по спинам; функция спиральности g(x) распределения партонов по спиральностям в продольно-поляризованном нуклоне и функция трансверсальности h(x) распределения партонов по спинам в поперечно-поляризованном нуклоне. Спиновый кризис нуклона связан прежде всего с функцией g(x). Изучение функции трансверсальности только началось.

С момента открытия в 1974 году ^ J/-мезон является удобной системой для проверки КХД. Константа связи КХД в образовании J/-мезонов и других чармониев мала из-за большой массы образуемых кваркониев. Введенный не так давно формализм факторизации нерелятивистской КХД [2] развивает теоретическую инфраструктуру для описания процессов образования тяжелого кваркония и его распадов. В этом формализме предполагается разделение величин на малых расстояниях, которые могут быть вычислены в пертурбативной КХД, и матричных элементов на больших расстояниях, которые могут быть определены экспериментально.

В ИФВЭ предлагается провести новый эксперимент, целью которого является комплексное изучение механизмов образования чармония в столкновениях неполяризованных и поляризованных адронов с энергией до 70 ГэВ, а также в столкновениях ионов с энергией до 35 ГэВ/нуклон. Программа эксперимента включает в себя исследование спиновой структуры протона и изучение функции трансверсальности через исследование одно- и двухспиновых эффектов, исследование механизмов образования чармония в протон-нуклонных и ион-ядерных столкновениях. Эксперимент предлагается выполнить в два этапа:

первый этап:

Создание и отладка установки на существующих протонном и пионном пучках с модифицированной поперечно-поляризованной мишенью ОИЯИ.

Измерение односпиновой асимметрии АNв образовании J/ (3100)

Измерение отношений выходов 1(3510)/2(3555) с целью определения механизма образования чармония;

второй этап (по мере готовности универсального адронного ускорителя на базе существующего У-70):

Измерение продольной двуспиновой асимметрии ALL в образовании чармония с целью возможного определения поляризации кварков и глюонов в протоне для решения проблемы спинового кризиса протона,

Измерение поперечной двуспиновой асимметрии ANN в образовании Дрелл-Яновских пар с целью определения фундаментальной функции распределения протона – трансверсальности h(x);

Измерение относительных выходов состояний чармония и пар Дрелла-Яна в различных системах сталкивающихся ядер на ускоренных пучках.


Предлагается делать все измерения одновременно в двух модах распада J/е+е- и J/+-, а также исследовать Дрелл-Яновские пары в этих же двух модах. Вероятности распадов J/ и Дрелл-Яновских пар по каналам е+е- и +- одинаковы. Возможность регистрировать J/ в адронных модах распада позволит увеличить статистику регистрации как J/, так и 1 и 2.

Измерения спиновых эффектов в образовании чармония в адрон-адронных взаимодействиях будут проведены впервые. Отношения выходов 1/2 на пионном и протонном пучках будут определены на статистике, на порядок превышающей существующую. Это позволит определить соотношения между возможными диаграммами образования чармония при энергиях до 70 ГэВ с хорошей точностью, т.е. разобраться во вкладах различных процессов в механизм образования чармония в адрон-адронных взаимодействиях. Ранее это не удалось сделать из-за крайне малой статистики регистрации 1 и 2.

Установка будет располагаться в зоне 14-го канала ускорителя У-70. Для осуществления второго этапа эксперимента необходим поляризованный протонный пучок, ускоренный в У-70, выведенный из него и (для измерений ALL) преобразованный в продольно-поляризованный с помощью нескольких магнитов «сибирской змейки».

^ 2Теоретическая и экспериментальная ситуации в образовании чармония в адронных столкновениях

Характерной особенностью адронного образования чармония является чрезвы­чайно малое сечение. Cечение образования ^ J/ имеет величину порядка 10-32 см2 в p-взаимодействиях при энергии 40 ГэВ (брэнчинг в моды +- (или е+е-) составляет 6%). Дру­гой особенностью образования чармония является сильная зависимость сечений от энер­гии и от типа частиц пучка. Малость сечения адронного образования чармо­ния можно объяснить слабой связью новых состояний с обычными адронами (малость s(m2Q) ) и малыми размерами области генерации этих частиц 1/m2Q. Сильная зависимость сечения образования этих состояний от энергии описывается в рамках партонной модели. Эта же модель позволяет понять и сильную зависимость сечений от сорта взаимодейст­вующих адронов [3]. Из опытов по глубоконеупругому рассеянию известно, что средний импульс, уносимый партоном, существенно меньше полного импульса адрона. Так, например, средний импульс валентного кварка в нуклоне составляет примерно 1/7 от пол­ного импульса нуклона при Q2 =3-10 ГэВ2, что обуславливает сдвиг эффективного порога рождения чармония в область более высоких энергий. Характерным масштабом энергии является масса рождаемого чармония (масса с-кварка). Наличие валентных антикварков в начальных адронах приводит к открытию канала с большей эффективной энер­гией пучка. Этим объясняется существенно большее сечение рождения чармония в p-взаимо­действии по сравнению с pp-взаимодействием при одинаковых энергиях в несколько десятков ГэВ. Так, например, при 40 ГэВ полные сечения образования J/ (с xF>0)составляют для этих двух типов взаимодействий ~15 нб и 2 нб, соответственно. Присутствие в начальных адронах глюонов (помимо кварков) в качестве пар­тонов открывает еще один канал образования чармония – глюон-глюонное слияние. Используя данные о ширинах и вероятностях распадов различных состояний чармония, полученных в e+e--аннигиляции, и сечениях образования этих состояний в адрон-адронных взаимодействиях, можно получить информацию о механизме образования чармония и о распределении глюонов и кварков в начальных адронах. В случае, когда один или оба начальных адрона поляризованы, можно получить информацию также о спиновых структурных функциях составляющих нуклона.

На основании экспериментальных данных и теоретических моделей образования чармония можно сделать следующие выводы:

море с-кварков в обычных адронах чрезвычайно мало, порядка 1% от моря легких кварков[Error: Reference source not found];

основными источниками ^ J/ в адронных столкновениях являются процессы, запрещенные правилом Цвейга. Однако в связи с существованием промежуточных уровней 1 и 2с положительной С-четностью, которые связаны с обычными адронами сильнее, чем J/ и с большой вероятностью распадаются на J/ + , происходит дополнительное образования J/ через промежуточные каналы[Error: Reference source not found];

отношение сечений рождения J/ на антипротонном и протонном пучках примерно 6 при 40 ГэВ [4] и равно при 225 ГэВ [5]. Это означает, что в запрещенных по правилу Цвейга переходах основную роль при низких энергиях играет процесс аннигиляции обычных кварков в чармоний, тогда как при высоких энергиях существенна аннигиляция глюонов в -состояния. По оценкам 70 ГэВ в рр-взаимодействии является областью энергии, где процессы кварк-антикварковой аннигиляции и глюон-глюонного слияния практически сравниваются между собой по вкладу в образование чармония с массой ~3,5 ГэВ/c2. Следует отметить, что полное сечение рождения J/ в рр столкновениях увеличивается в 7-8 раз при переходе от энергии пучка от 40 до 70 ГэВ в эксперименте с фиксированной мишенью, в то время как в р- столкновениях величина сечения возрастает только в 2-3 раза. Это можно объяснить растущим вкладом глюон-глюонного слияния в процесс образования чармония в рр-взаимодействиях.



ОбразованиеJ/-частиц широко исследовалось в ИФВЭ в 70-х и 80-х годах на установках СИГМА, ЛЕПТОН и ГАМС. Ниже представлены результаты некоторых экспериментов.

Н
^ Рисунок 1. Массовый спектр димюонов (лога­рифмический масштаб) в -Cu-взаимо­действии, полученный на спектрометре СИГМА при 50 ГэВ,

а спектрометре СИГМА J/-мезоны изучались в -А- столкновениях при энергиях 43 и 50 ГэВ в моде распада на +-[6]. В качестве ядер мишени использовались Be, Cu и W. Для всех мишеней был виден четкий сигнал от J/-мезонов при величине фона 10-15%. За сеанс работы У-70 с интенсивностью примерно 106 -/цикл было зарегистрировано около 400 J/-мезонов (см. Рисунок 1). Используя полученные экспериментальные данные при линейной зависимости сечения от атомного номера ядра, можно оценить, что сечение рождения составляет примерно 25 нб/нуклон при энергии пучка 50 ГэВ.

На установке ЛЕПТОН ^ J/-мезоны регистрировались в -Cu-столкновениях при энергиях 27 и 40 ГэВ в моде +-[7]. Интенсивность пучка была (2,5-3)106 -/цикл. При энергии пучка 27 ГэВ суммарный поток пионов на мишени составил 9,01010 частиц. Было зарегистрировано 45 J/-мезонов. Фон составил 13 событий (22%). При 40 ГэВ суммарный поток пионов составил 4,9 1010 частиц. Было зарегистрировано 83 J/-мезона при фоне 14 событий (14%). Полные сечения образования J/ в области xF>0 составили (41080) нб при 27 ГэВ и (980120) нб при 40 ГэВ на ядро меди. Предполагая для оценки линейную зависимость сечения от атомного номера ядра, получаем примерно 15 нб на нуклон при 40 ГэВ.

С
Рисунок 2. Спектр эффективных масс электронных пар на установке ГАМС-2000 в -р взаимодействии при 38 ГэВ. Полная гистограмма приведена для событий с энергией пары более 21 ГэВ, заштрихованная для энергии более 23 ГэВ
игналы от J/ и -мезонов были обнаружены на установке ГАМС-2000 при 38 ГэВ [8]. При этом J/-мезоны детектировались в моде е+е- с использованием только калориметра из свинцового стекла, располагавшегося на расстоянии ~4,5 м от мишени. Поперечный размер калориметра был ~1,81,2 м2, что соответствует геометрическому аксептансу 200 мрад по горизонтали и 130 мрад по вертикали. Перед калориметром располагался только триггерный двухплоскостной сцинтилляционный годоскоп. Система идентификации электронов не было. Полная эффективность регистрации J/-мезонов после подавления адронного и мюонного фонов по форме электромагнитного ливня составила 4%. Тем не менее был виден четкий сигнал (см. Рисунок 2). По оценке авторов зарегистрировано 40 J/-мезонов (величина фона составляет менее 20%). За неделю работы через водородную мишень установки при средней интенсивности пучка 107 --мезонов/цикл прошли 4,51011 частиц.

В эксперименте было наблюдено 8 -мезонов (см. Рисунок 3). Фон отсутствовал. Энергетическое разрешение электромагнитного калориметра было недостаточно высоким для разделения по массе 1 и 2.Полное сечение рождения 1+2в области xF>0 было оценено как (2811) нб/нуклон, что гораздо выше, чем полное сечение прямого рождения J/ (без учета распадов J/+), которое оценивается авторами на уровне (7,52,5) нб.

О
Рисунок 3. a) Массовый спектр J/+ событий на установке ГАМС. b) события с условием 3,0<Mee(ГэВ/c2)<3,3 [Error: Reference source not found].
бразование чармония в адронных столкновениях широко исследовалось на зарубежных ускорителях. Приведем несколько результатов, которые помогут нам лучше представить себе ситуацию с изучением чармония. В экспериментах, где -кванты от распадов 1 и 2регистрировались электромагнитными калориметрами, различить 1 и 2не удалось из-за недостаточно хорошего энергетического разрешения калориметров. Только в тех двух экспериментах, где -кванты от распадов 1 и 2регистрировались при их конверсии в е+е--пару, удалось четко разделить сигналы от 1 и 2.

В
Рисунок 4. Спектр эффективных масс ^ J/+ событий на установке Голиаф в ЦЕРН в области - мезонов. Вверху – экспериментальные данные, внизу – спектр из Монте-Карло расчетов для 1 –состояния [Error: Reference source not found].
эксперименте в ЦЕРНе [9] наблюдали в сумме около 150 1 и 2-мезонов, в эксперименте в Фермилабе [10] около 70 1 и 2. На спектрометре Голиаф в ЦЕРНе исследовалось образование 1 и 2в-Be-взаимодействий при 185 ГэВ [Error: Reference source not found]. J/ детектировались в мюонной моде. Фотоны детектировались через конверсию в е+е- пару в мишени, импульсы электронов анализировались в магнитном спектрометре. Всего было зарегистрировано 44750 J/-мезонов и около 150 1 и 2 (см. Рисунок 4).

В эксперименте Е771 в Фермилабе исследовалось образование 1 и 2в рSi взаимодействиях при 800 ГэВ[Error: Reference source not found]. Эта самый последний эксперимент по изучению образования чармония в адронных столкновениях.

Интенсивность протонного пучка была 3,6107 прот/сек. За 5 недель набора статистики в эксперименте набрано 6,41011 взаимодействий. J/-мезоны детектировались в мюонной моде. Для регистрации 1 и 2отбирались события вокруг J/ с окном в 100 МэВ/с2. Было зарегистрировано (11660139) J/ -мезонов (см. Рисунок 5).

Для исследования образования -состояний в эксперименте Е771 использовался 1С-фит на табличное значение массы J/-мезона, и проводилась поправка 4-импульсов мюонов. В отобранных J/ событиях восстанавливался -квант от распада  J/+ через его конверсию в е+е- пару. Спектр эффективных масс J/+ событий в области масс -состояний приведен на Рисунок 6. Всего было найдено (339) 1и (3310) 2. Ширины состояний равны (5,22) МэВ/ с2.

Отношение сечений (1)/(2) составляет 0,590,20(стат.)0,05(сист.). Результат измерения отношения сечений (1)/(2) эксперимента Е771 и другие результаты на протонном пучке представлены на Рисунок 7. Усредненное мировое значение для взаимодействия протонов с ядрами равно (1)/(2)=0,310,14. Относительная ошибка в определении отношения составляет 45%.








Рисунок 5. Спектр эффективных масс димюонов с противоположными зарядами в эксперименте Е771 в Фермилабе [Error: Reference source not found]




Рисунок 6. Спектр эффективных масс ^ J/+ событий в эксперименте Е771 в Фермилабе в области - мезонов в р-Si-взаимодействий при 800 ГэВ [Error: Reference source not found]. Фит данных проведен с помощью полинома для фона и двух Гауссианов с одинаковыми ширинами.











Рисунок 7. (1)/(2) в протон-протонных взаимодействиях. Показаны результат Е771 вместе с двумя другими результатами из Фермилаба, а также усредненное мировое значение с коридором ошибок в 1. Детали в работе [Error: Reference source not found].


^ Рисунок 8. Фазовая диаграмма КХД




^ 2.1.Образование чармония в ионных столкновениях


Столкновение ядер при высоких энергиях является основным инструментом исследования фазовой диаграммы (Рисунок 8) сильно взаимодействующей ядерной материи. В частности, особый интерес представляет переход от адронных степеней свободы к партонным, что, как ожидается, должно происходить при высоких температурах или барионных плотностях. При сверхвысоких энергиях столкновения тяжелых ионов, которые достигаются на ускорителях RHIC и LHC, образующаяся партонная материя должна характеризоваться очень высокими температурами и малым бариохимическим потенциалом. Противоположные условия с низкой температурой и высоким бариохимическим потенциалом предполагаются в нейтронных звездах. Средняя область диаграммы (Рисунок 8) при умеренных температурах и B могут быть изучены на ускорителях с невысокой энергией столкновения. Условия в ядерной материи на ранней стадии ее развития отображаются на распределениях адронов в конечном состоянии. Особенно чувствительной мерой являются адроны, содержащие странный и очарованные кварки.

При энергии столкновения ядер, ускоренных в У-70, с фиксированной мишенью образование очарованных кварков будет происходить вблизи порога рождения, так что механизм образования адронов, содержащих c-кварки, особенно чувствителен к термодинамическим условиям на ранней стадии развития файербола. Аномальной подавление выхода чармония, обусловленное эффектами цветового экранирования в кварк-глюонной плазме, было предсказано как один из характерных признаков кварк-глюонной плазмы [11].

Образование J/ мезонов в протон-ядерных столкновениях и столкновениях различных пар ионов было измерено в экспериментах NA3, NA38, NA50 и NA51 при энергиях SPS. Эксперимент NA50 показал, что выход J/ мезонов в столкновениях ионов S+U при 158 ГэВ/нуклон по сравнению с парами Дрелла-Яна уменьшается с ростом центральности столкновения, причем поведение этого подавления выхода J/ отличается от обычного ядерного поглощения, проявляющегося в протон-ядерных взаимодействиях[12]. Явление подавления выхода J/ может быть проинтерпретировано как “плавление” c мезонов в горячей и плотной ядерной материи. Однако, остается открытым вопрос о роли “плавления” c мезонов и обычной ядерного поглощения J/ мезонов в наблюдаемом подавлении выхода J/. С целью изучения влияния вкладов отдельных механизмов в подавление выхода J/ был проведен эксперимент NA60 [13], который изучал дилептонные пары в столкновениях I+I при энергии 158 ГэВ/нуклон. Накопленная этим экспериментом статистика показана на Рисунок 9, где отчетливо видны пики J/ и  мезонов, а также приведены фиты массовых спектров пар мюонов от процесса Дрелла-Яна и от комбинаторного фона.




^ Рисунок 9. Спектры димюонных масс в эксперименте NA60 вместе с фитами. Левый рисунок соответствует всем мюонам, а правый – моонам, образованным в вершине.


Совокупное рассмотрение выходов J/ в столкновениях различных систем позволит определить переменные, которые отвечают за подавление выхода J/. В частности, нормальное ядерное поглошение определяется длиной L среднего пробега J/ в ядерной среде. Если J/ подавляется в геометрической фазовом переходе, масштабной переменной должна быть плотность ядер, участвующих в столкновении. В случае термального фазового перехода такой переменной должна быть плотность энергии. Эксперимент NA60 впервые проанализировал подавление выхода J/ во всех доступных системах столкновения в переменных L и Npart (Рисунок 10). Экспериментальных данных об образовании чармония при энергиях, меньших энергии SPS, нет. На строящемся ускорительном комплексе FAIR в Германии предлагается исследовать образование J/ мезонов в эксперименте CBM в столкновениях ядер золота при энергиях, близких к энергиям ускорителя У-70, а именно от 10 до 35 ГэВ/нуклон, но срок запуска FAIR – 2014 г, в то время как У-70 представляет возможность изучать столкновения ионов от дейтрона до углерода с Z/A=1/2 при энергии пучка 35 ГэВ/нуклон уже в ближайшее время.




^ Рисунок 10. Отношение сечений J/ к Дрелл-Яновским парам как функция L и Npart для различных столкновений


Систематическое изучение выходов J/, а также 1 и 2 по отношению к лептонным парам Дрелла-Яна в столкновениях протонов, дейтронов, ядер 4He, 12C, а также, про возможности, и более тяжелых ядер, если их ускорение возможно на У-70 (7N, 8O, 10Ne, 16S, 20Ca), позволит понять механизм образования чармония в ядерной среде.

^ 3Физическое обоснование

На сегодня по-прежнему нет объяснения «спиновому кризису», обнаруженному более 15 лет назад. Спин продольно поляризованного протона не составляется из спиральностей кварков. Дефицит спина в 70% или более может быть объяснен вкладом от спинов глюонов и/или орбитальным моментом партонов.

В эксперименте предлагается измерить ANв образовании J/ и АLL в образовании J/ и 2 через распады 2 J/ +   e +e- (+-), а также ANNв образовании Дрелл-Яновских пар.

За прошедшие 15 лет несколько экспериментов в CERN, HERA, SLAC, используя поляризованные лептонные пучки, были нацелены на изучение спинового кризиса, но измеряли при этом, в основном, поляризацию кварков. Эксперименты на RHIC через измерение АLL в образовании прямых фотонов только начинают прощупывать поляризацию глюонов, но установки STAR и PHENIX будут изучать поляризацию глюонов при малых x (~0,01) в то время, как предлагаемый эксперимент нацелен на область больших x (~0,3), где, по некоторым моделям, ожидается большая поляризация глюонов. Поляризацию глюонов G/G(x) желательно определить во всем диапазоне х, от 0 до 1.

И
^ Рисунок 11. Диаграммы рождения -состояний: a) глюонное слияние b) кварк-антикварковая аннигиляция c) испарение цвета
нформация о поляризации кварков и глюонов может быть получена при одновременном измерении АLL в инклюзивном образовании 2 и J/. В предлагаемом эксперименте можно получить достаточное для определения глюонной спиновой структурной функции DG/G(x) число c2 и J/y. Реакция с образованием 2 наиболее прозрачна для теоретических интерпретаций. Теоретические модели однозначно проверяются по результатам измерений выходов частиц, а также знаков и величин АLL в образовании 2, J/y и, возможно, 1.

Измерение J/ будет дополнительным к измерению 2. J/ не могут рождаться прямо в рр-взаимодействиях из-за С-инвариантности. Основными двумя источниками образования J/ являются радиационный распад 2 (и возможно 1) и процессы с испарением цвета gg  g+J/. Преимуществом регистрации J/ с технической точки зрения является то, что их легче детектировать, т.к. не надо искать еще гамма-квант, и их образуется больше, чем 2 в несколько раз. Однако при вычислении G/G на основе АLL инклюзивного образования J/ появляются теоретические неопределенности, которые отсутствуют в прозрачных расчетах для 2 в рамках модели глюонного слияния.

Образование -состояний в адрон-адронных взаимодействиях идет через три основные диаграммы (см. Рисунок 11): глюонное слияние, кварковая аннигиляция и испарение цвета. Предполагается, что частица 2(со спином 2) образуется, в основном, через глюонное слияние. В то же время по теореме Ландау два глюона со спином 1 не могут образовать частицу 1 (со спином 1). Тогда в рамках модели глюонного слияния асимметрия АLL образования 2 должна быть равна –100% на партонном уровне (АLL с крышкой), а 1 вообще не должны образовываться. В этом случае измеренное значение АLL инклюзивного образования 2 позволит прямым способом вычислить вклад глюонов в спин протона G/G.

Для исследования указанных реакций установка должна иметь хорошее разрешение по энергии гамма-квантов, чтобы разделить пики 1(3510 МэВ) и 2(3555 МэВ). Если мы увидим, что на фоне обильного образования 2 образуется значительно меньшее количество 1, будет доказано, что образование 2 идет, в основном, через слияние глюонов. Если же в рр–взаимодействиях 1 будут рождаться на уровне 2, то в расчеты G/G надо будет включить вклад других диаграмм. На Рисунок 12 представлены зависимости функций распределения кварков в протоне с энергией 70 ГэВ, дающих вклад в рождении частицы с массой 3,5 ГэВ. По оценкам при 70 ГэВ глюонное слияние и кварковая аннигиляция дают сравнимый между собой вклад в образование чармония.

Э
Рисунок 12. Зависимость от хВ(Бьеркена) функций распределения валентных u-кварков (uv) и d-кварков (dv), морских кварков (s) и глюонов (G) в протоне с энергией 70 ГэВ, который рождает частицу с массой =3,5 ГэВ/с2
ксперимент, подобный данному, был предложен в Фермилабе в 1991 году (Р838). РАС Фермилаба признал, что физика исключительно интересна, но на существовавшем тогда поляризованном протонном пучке с интенсивностью ~2107 протонов/минуту и средней поляризацией 45% точности измерения АLL и, следовательно, вычисления G/G(x) за разумное время, были бы недостаточны, в связи с чем предложение эксперимента не было одобрено. В данном проекте ожидается интенсивность поляризованного протонного пучка до ~6108 протонов/минуту. При такой интенсивности поляризованного пучка и высокой (70%) степени поляризации пучка можно зарегистрировать необходимое количество 2 и J/ для определения глюонной спиновой структурной функции G/G(x).

^ 4Моделирование и требования к экспериментальной установке

Для определения требований к экспериментальной установке было проведено моделирование образования -состояний в рр-взаимодействиях при 70 ГэВ. В качестве генератора событий использовалась стандартная программа PYTHIA, в которой заложены в качестве механизмов образования чармония только глюон-глюонное слияние и испарение цвета в этих процессах. Процесс кварк-антикварковой аннигиляции и, соответственно, испарения цвета в этих аннигиляционных процессах не учтен. Рассматривалась точность в регистрации распадов -состояний (0(3410), 1(3510) и 2(3555)) на J/ +  с последующим распадом J/ только на +-.

Распределение по энергии для + и -от распадов J/ и для -квантов от распадов 0(3410), 1(3510) и 2(3555) представлены на Рисунок 13 и Рисунок 14. Использование кинематического 1С-фита для J/ (фиксируется табличное значение массы J/ и уточняются компоненты 3-импульса J/ путём нахождения условного минимума квадратичного функционала) позволяет заметно уменьшить ширины массовых пиков 1 и 2 и улучшить их разделяемость. Результаты моделирования представлены на Рисунок 15 - Рисунок 18. Точность восстановления первичной вершины во всех случаях (z) = 10 мм.



Рисунок 13. Распределение по энергии для + и -от распадов J/. Среднее значение энергии около 11,5 ГэВ



Рисунок 14. Распределение по энергии для -квантов от распадов 0(3410), 1(3510)и 2(3555). Среднее значение энергии около 3,5 ГэВ



Рисунок 15. Массы 0(3410), 1(3510)и 2(3555). 4-импульс для J/ взят без 1С-фита. Измерение импульсов + и -от распадов J/ при 10 ГэВ/c - p/p =0,003. Для  - квантов (E)/E = 12%/√E.



Рисунок 16. Массы 0(3410), 1(3510) и 2(3555). 4-импульс для J/ взят без 1С-фита. Измерение импульсов + и -от распадов J/ при 10 ГэВ/c - p/p = 0,004. Для  - квантов (E)/E = 2,5%/√E.



Рисунок 17. Массы 0(3410), 1(3510) и 2(3555). 4-импульс для J/ взят после 1С-фита. Измерение импульсов + и -от распадов J/ при 10 ГэВ/c - p/p = 0,004. Для  - квантов (E)/E = 2,5%/√E.



Рисунок 18. Массы 0(3410), 1(3510) и 2(3555). 4-импульс для J/ взят из PYTHIA (нет ошибок в определении 4-импульсов для + и -).Для  - квантов (E)/E =2,5%/√E.


При расчете спектров масс J/ и  -состояний компоненты 4-импульсов +, - и -квантов подвергались размытию с параметрами, приведенными в Таблица 1. Значение импульсного разрешение установки представлено для частиц с импульсом 10 ГэВ/c.

Таблица 1.


p/p для (E)/E для 1С-фит для (М) для (М) для

+ и - -квантов J/ J/ в МэВ/c2  в МэВ/c2


0,0 0,025 нет 0,0 6

0,004 0,025 есть 0,0 9,1

0,004 0,025 нет 12 13,2

0,003 0,12 нет 9,3 29


Результаты моделирования показывают необходимость использования электромагнитного калориметра с энергетическим разрешением не ниже 2,5%√E в центральной части. При использовании калориметра с разрешением 12%√E разделение состояний 0(3410), 1(3510) и 2(3555) невозможно (см. Рисунок 15). Использование 1C фита не приводит к улучшению сепарации. Трековая система должна иметь разрешение по импульсу не хуже, чем 0,4% для частиц с импульсом 10 ГэВ. Описание предлагаемой установки, удовлетворяющей этим параметрам, представлено в следующей главе.

J/-мезон можно регистрировать и в адронных модах распада. Результаты расчетов по трем адронным и мюонной модам распада представлены в Таблица 2. Геометрическая эффективность реконструкции J/, приведенная к полной распадной ширине, для мюонного канала распада равна 3,6%, а для трех адронных каналов распада в сумме равна около 2,5%. Регистрация J/ в адронных модах распада заметно увеличит статистику как для J/, так и для состояний 1 и 2. Энергетическое разрешение электромагнитного калориметра при моделировании адронных мод распада принималось равным Е/E = 8%/√E. При вычислении кинематических параметров 0–мезонов при этом считалось что по крайней мере один из гамма-квантов не попадает в центральную часть калориметра.


Таблица 2.

Мода

Распада

Сигма

массового пика J/,

МэВ

p/p

трековой системы

Геометрич.

эффектив-

ность, %

(геом.)

Вероятность

распада
(Брэнчинг),%

(Br)

геом. x

Br, %

+-

24

0,01

60

6

3,6

+-

13,4

0,005

60

6

3,6

+-0

29

0,005

50

1,5

0,75

2(+-)0

29

0,005

30

3,37

1

3(+-)0

25

0,005

10 - 30

2,9

0,3–0,9



^ 5Экспериментальная установка.

Ниже приведены основные требования к экспериментальной установке:

большой аксептанс для регистрации чармония и Дрелл-Яновских пар;

энергетическое разрешение, необходимое для разделения 1 и 2 по массе, так как разность масс этих двух частиц составляет 45 МэВ/с2 на уровне ~3,5 ГэВ/с2;

высокий уровень разделения электронов и мюонов от адронов, так как интересующие нас процессы идут на уровне 10-7 – 10-8 на одно взаимодействие в мишени.

высокая скорость приема данных для обеспечения записи информации объемом до 100 Мб/сек (так как кроме регистрации чармония предполагается изучать другие процессы с большими сечениями).



Основными элементами предлагаемой установки являются:


детекторы пучка, способные работать при интенсивности до 3 ∙107 частиц/сек.;

комплекс поперечно и продольно (на втором этапе эксперимента) поляризованных мишеней;

магнитный спектрометр;

электромагнитный калориметр (ЭМК), перекрывающий большой телесный угол и обладающий высоким энергетическим разрешением для регистрации 1и 2в центральной части;

ячеистый годоскоп перед ЭМК;

адронный калориметр;

мюонный детектор;

триггерная, регистрирующая электроника и высокоскоростная система сбора данных.


Схема экспериментальной установки изображена на Рисунок 19.




Рисунок 19. Экспериментальная установка СПАСЧАРМ. Детали в тексте.

^ 5.1.Вывод и регистрация пучка в зоне 14 канала.

Предполагается использование трех различных пучков:

пучок отрицательных пионов;

выведенные с помощью монокристалла пучки протонов и ионов;

пучок электронов, необходимый для калибровки электромагнитного калориметра.


Для получения пучка отрицательных пионов и электронов используются внутренние мишени ускорителя. Транспортировка пучка обеспечивается стандартным оборудованием 14-го канала. Предполагаемая интенсивность пучка отрицательных пионов с энергией 40 ГэВ составляет 107 частиц/цикл при длительность вывода в цикле до 3 сек и скважности 1/3. Размеры пучка на мишени x=3 мм, y=4 мм.

^ Вывод протонного пучка в зону 14 канала.

Вывод протонного пучка в зону 14-го канала осуществляется через изогнутый монокристалл кремния, установленный в вакуумной камере У-70. Интенсивность в этом случае может достигать 108 протонов/цикл.

Проводилось численное моделирование параметров выведенного из У-70 поляризованного протонного пучка для экспериментальной установки СПАСЧАРМ [14]. Режимы фокусирующих элементов каналов (квадрупольных линз) оптимизировались с целью обеспечения требуемых размеров пучка на мишени экспериментальной установки при относительно небольших размерах транспортируемого по каналу пучка. Последнее обстоятельство позволяет избежать потерь пучка и свести к минимуму его деполяризацию в квадрупольных линзах. Параметры выведенного из У-70 протонного пучка, в том числе изменение поляризации пучка при его транспортировке к мишеням экспериментальных установок моделировались с помощью программы DECAY TURTLE, модифицированной для трекинга поляризованных пучков. При расчетах предполагалось, что выведенный из ускорителя пучок протонов имеет поляризацию 100% в вертикальной плоскости. Полученные при моделировании параметры пучка поляризованных протонов на мишени эксперимента СПАСЧАРМ составляют:

размеры пучка x=0.22 мм, y=1.56 мм,

поляризация в вертикальной плоскости близка к 100% (без учета вклада в деполяризацию частиц продольных компонент краевых магнитных полей квадрупольных линз и отклоняющих магнитов).


Поляризация выведенного протонного пучка при его транспортировке к мишени экспериментальной установки в основном приближении остается неизменной. Сохранение исходной поляризации протонного пучка в магнитооптических системах 14-го канала определяется следующими основными факторами:

система каналов частиц У-70 находится в плоскости орбиты ускорителя и не имеет поворотов пучка в вертикальной плоскости, что исключает влияние магнитного поля отклоняющих магнитов на поляризацию транспортируемого пучка в вертикальной плоскости;

благодаря сравнительно малому фазовому объему транспортируемый выведенный протонный пучок имеет небольшие размеры, что сводит к минимуму деполяризацию пучка в магнитных полях квадрупольных линз.






Рисунок 20. Положение средней координаты пучка на мишени для каждого цикла ускорителя.



Рисунок 21. Координата протонного пучка в фокусе.


Основной проблемой была стабильность выведенного протонного пучка. Для достижения требуемой стабильности был проведена модернизация системы вывода [15]. Стабильность горизонтального положения пучка на мишени по данным осеннего сеанса 2005г. составляет 0.2 мм (см. Рисунок 20). Размер протонного пучка в фокусе (см. Рисунок 21) порядка 1 мм (разрешение годоскопов не вычтено).

Так как потери поляризации при выводе пучка из ускорителя не происходит, нет необходимости специально измерять поляризацию выведенного пучка в процессе измерений. Для проверки можно произвести измерение поляризации, используя, например, в качес