Автореферат (1149194), страница 2

Просмтор этого файла доступен только зарегистрированным пользователям. Но у нас супер быстрая регистрация: достаточно только электронной почты!

Текст из файла (страница 2)

По теме диссертации опубликовано 12 научных работ [A1–A12]. Из них9 опубликовано в изданиях, индексируемых базами данных Web of Science и/или Scopus,еще одна – в журнале, индексируемом РИНЦ и входящем в перечень изданий, рекомендованных ВАК, а также 2 статьи в сборниках трудов международных конференций.Вклад автора. Все основные результаты диссертации получены автором лично. Содержание диссертации и основные положения, выносимые на защиту, отражают персональный вклад автора в опубликованные работы. В статьях [A4, A6, A12]постановка задачи и обсуждение результатов осуществлялась совместно с В. В.

Вечерниным. В работах [A5, A7, A11] автором были произведены расчеты распределений множественности, среднего поперечного импульса, а также анализ результатовс точки зрения модели слияния струн. Вклад автора в статьи [A2, A9] составляютрезультаты и методика расчета в рамках разработанной им монте-карловской модели.Объем и структура работы. Диссертация состоит из введения, четырех глав, заключения и двух приложений. Полный объем диссертации составляет 132 страницы,включая 54 рисунка и 3 таблицы.

Список литературы содержит 163 наименования.5Содержание работыВо введении обосновывается актуальность темы диссертационной работы, формулируются основные задачи, научная новизна и практическая ценность работы, приводитсякраткое содержание отдельных глав.В первой главе вводятся основные понятия, обосновывается физическая мотивация исследования дальних корреляций между наблюдаемыми в разнесенных быстротных интервалах, приводится обзор модели слияния струн и ее основных теоретическихрезультатов.Дальними корреляциями или корреляциями «вперед-назад» в настоящей работе называются зависимости между физическими величинами, характеризующими рождающиеся частицы в определенных быстротных или псевдобыстротных интервалах (окнах),как правило, разделенных некоторым интервалом быстрот.

Исследование азимутальныхкорреляций, в которых также учитываются значение угла вылета частиц в поперечнойплоскости, выходит за рамки данной работы.В качестве наблюдаемых, которые выбираются в переднем ( ) или заднем () быстротных окнах, в данной работе использовались:– множественность (), количество заряженных частиц, рожденных в данном событиив соответствующем окне;– средний поперечный импульс (), который вычисляется как среднее арифметическое поперечных импульсов всех заряженных частиц, рожденных в данном событии вданном быстротном окне.В соответствии с вышеизложенным, определены три типа дальних корреляций [7, 8]:– - – корреляции между множественностью заряженных частиц в заданных быстротных интервалах;– - – корреляции между средним поперечным импульсом в одном быстротноминтервале и множественностью заряженных частиц в другом;– - – корреляции между средними поперечными импульсами в этих интервалах.Численно эти корреляции характеризуются корреляционными функциями и коэффициентами корреляции.Корреляционной функцией − ( ) является среднее значение ⟨⟩ одной динамической переменной B в заднем быстротном окне как функция величины другой динамической переменной F в переднем быстротном окне.

Здесь ⟨...⟩ означает усреднение повсем событиям, для которых величина в переднем окне имеет определенное заданноезначение.Коэффициентом корреляции называется наклон корреляционной функции:− =( )| =⟨ ⟩.6(1)В тех случаях, когда это удобно, используются относительные переменные: →/⟨⟩, → /⟨ ⟩. Корреляционные функции и коэффициенты корреляции для нихопределяются аналогичным образом.⟨ ·⟩−⟨ ⟩·⟨⟩Альтернативное определение коэффициента корреляции − =, ко⟨ 2⟩−⟨ ⟩2торое совпадает с (1) в случае линейной корреляционной функции, в данной работеиспользуется при непосредственном сопоставлении расчетов по − корреляциям сэкспериментальными данными.В разделе 1.1 излагаются основные сведения о струнной картине множественногорождения.

Обсуждаются основные свойства кварк-глюонных струн, рождающихся врелятивистских e+e− и pp столкновениях, их фрагментация в рамках модели АртруМеннессиера (AMOR). Вводится понятие струны в пространстве быстрот.Раздел 1.2 посвящен изложению основных идей модели слияния струн. Посколькукварк-глюонные струны характеризуются конечными размерами в поперечной плоскости, при большой плотности струн происходит сложение цветовых зарядов от нескольких струн. При этом область перекрытия струн при фрагментации характеризуетсямодифицированными по сравнению с отдельной струной значениями множественностии поперечного импульса, а именно:√ ⟨⟩ =0 ,0√⟨︀ 2⟩︀2 =0 ,√4⟨⟩ =0 .(2)Здесь – поперечная площадь области, где произошло перекрытие цветных струн, 0– поперечная площадь струны, 0 и 0 – средняя множественность на единицу быстротыи средний поперечный импульс заряженных частиц, когда они рождаются от распадаодиночной струны.Далее обсуждаются различные сценарии слияния струн.

Поскольку, как было показано ранее [7, 8], все варианты дают близкие результаты, в данной работе использоваласьлокальная дискретная модель, предложенная в работе [9], в которой вводится решеткав поперечной плоскости, и струны считаются слившимся, если их центры попадают водну и ту же ячейку.В разделе 1.3 делается обзор основных теоретических результатов по дальним корреляциям в рамках модели слияния струн. Приводятся аналитические выражения длякоэффициентов корреляции в предельном случае большой плотности числа струн, обсуждается их зависимость от ширины быстротных окон, которая следует из данныхформул.Вторая глава посвящена формулировке монте-карловской модели, используемой вдальнейших расчетах.В разделе 2.1 формулируется модель pp-рассеяния, в которой элементарныесоударения представляют собой столкновения цветных диполей. Амплитуда вероятности7взаимодействия двух диполей с поперечными координатами (⃗1⃗2) и (⃗3⃗4) имеет вид:2 2 (⃗1 −⃗3)2(⃗2 −⃗4)2 = ln,8(⃗1 −⃗4)2(⃗2 −⃗3)2(3)Многократные партонные столкновения учитываются в рамках эйконального подхода.В работе приводится аналитическая оценка амплитуды при больших прицельных параметрах для простейшего случая, когда имеется только два взаимодействующих диполя,производится сравнение с численными расчетами.С учетом эффектов конфайнмента, формула для вероятности столкновения диполей(3) приобретает вид:[︂ (︂)︂(︂)︂(︂)︂(︂)︂]︂2|⃗1 −⃗3||⃗2 −⃗4||⃗1 −⃗4||⃗2 −⃗3| 2=0+0−0−0,2где 0 – модифицированная функция Бесселя второго рода.В связи с необходимостью пособытийного моделирования характеристик кваркглюонных струн, рождающихся в результате партонных соударений, в разделе 2.1.2формулируются эксклюзивные партонные распределения по доле продольного импульсаи координатам в плоскости прицельного параметра, учитывающие законы сохраненияэнергии и момента импульса в процессе эволюции партонной плотности.

Приводитсятакже алгоритм для их пособытийного моделирования.Основные этапы моделирования процесса pp и AA столкновения:– Генерируются положения нуклонов в поперечной плоскости сталкивающихся ядер.– Для каждого нуклона формируется некоторое количество пар кварк-антикварк, кним добавляется валентная пара кварк-дикварк.– Генерируются поперечные координаты партонов и их доли продольного импульсасогласно распределениям, обсуждаемым в разделе 2.1.2.– Из провзаимодействовавших партонов формируется набор кварк-глюонных струн,которые наследуют кинематические характеристики соответствующих партонов.

Быстротные концы струн определяются из условия распада по крайней мере на две частицы.– В каждом быстротном интервале, в который попадает целое число струн, определяется кратность перекрытия струн в каждой ячейке и вычисляются характеристикичастиц, рождающихся при их фрагментации.– Последний этап реализации модели – непосредственная генерация частиц с заданными характеристиками и статистическая обработка данных.В разделе 2.3 приводится расширенный вариант модели, в котором эффективнымобразом учитывается жесткость элементарных диполь-дипольных столкновений. Предложенный подход позволил удовлетворительно описать распределение частиц по поперечному импульсу и фактор ядерной модификации при энергиях БАК.Основными параметрами модели являются:– 0 – среднеквадратичный радиус нуклона в плоскости прицельного параметра;8– max – характерный масштаб конфайнмента;– – константа, характеризующая интенсивность взаимодействия диполей;– 0 – множественность заряженных частиц на единицу быстроты от одной струны;– str – поперечный радиус струны;– – среднее число диполей в нуклоне, ( − 1) – среднее число дополнительных(морских) кварк-антикварковых пар.Предполагается, что первые пять параметров не зависят ни от энергии столкновения,ни от вида сталкивающихся систем (протоны или ядра).

Рост полного неупругого сечения, множественности, поперечного импульса обеспечивается только за счет увеличенияколичества кварк-антикварковых пар (параметр ).Процедура фиксации параметров состоит из двух этапов. Сначала с помощью экспериментальных данных по сечению неупругого рр рассеяния, устанавливается соответ√ствие между средним числом диполей и энергией столкновения = ( ;0,max). Навтором этапе накладываются ограничения на значения остальных параметров моделис использованием данных по множественности в различных сталкивающихся системахи в широком диапазоне энергии.На рис. 1 показана множественностьзаряженных частиц на единицу псевдобыстроты в Pb-Pb столкновениях,нормированная на число пар нуклоновучастников. Расчеты производилисьдля тех значений параметров, которыеправильно описывают множественностьв p-p и p-Pb взаимодействии.По результатам фиксации параметровможно сделать следующие выводы:– Наиболее вероятное значение поперечного радиуса протона лежит в диапазоне 0,6−0,7 фм, что согласуется с экспериментальным значением среднеквадратичного радиуса протона: =0,8 фм.Рис.

1: Псевдобыстротная плотность множественностизаряженных частиц в PbPb столкновениях при 2,76 ТэВ.– Множественность на единицу быстРасчет в рамках монте-карловской модели (тип линийроты должна быть в пределах 1–1,3 , что соответствует значению поперечного радиуса струны); точки –экспериментальные данные [10].также согласуется с имеющимися оценками.– В отсутствии слияния струн не удается описать множественность в Pb-Pb столкновениях. Наилучшее согласие с экспериментальными данными в модели со слияниемструн соответствует поперечному радиусу струны 0,2 – 0,3 фм.Также, по результатам фиксации параметров установлено, что эффективная константа связи должна быть меньше чем 1,3.9В третьей главе приводятся результаты вычисления корреляционных функций икоэффициентов дальних корреляций в столкновениях протонов и ядер.В разделе 3.1 рассматриваются основные закономерности поведения корреляционных функций и коэффициентов корреляции в зависимости от наличия или отсутствияэффектов слияния струн, ширины и положения быстротных окон, энергии столкновения.

Результаты вычислений показывают, что все три типа корреляционных функцийв общем случае нелинейны. При этом, отклонение от линейности n−n корреляционной функции при высокой множественности является более выраженным в модели сослиянием струн.Далее в работе показано, что n-n, pt-n и pt-pt коэффициенты корреляции практическине зависят от ширины заднего быстротного окна, тогда как их зависимость от шириныпереднего окна может быть описана формулой = ΔΔ + .Рис.

Характеристики

Список файлов диссертации