15. Антиядра A ≥ 2

Антидейтрон


Рис. 15.1. N-Z диаграмма частиц материи и антиматерии.

    После открытия антипротона и антинейтрона на очереди оказались поиски связанного состояния двух антинуклонов – антидейтрона.
    В 1965 г. антидейтрон был получен практически одновременно в двух исследовательских группах на протонном синхротроне ЦЕРН и в Брукхевенской национальной лаборатории (Phys. Rev. Lett. T14 N24, 1965).


Рис. 15.2. Схема эксперимента по наблюдению антидейтрона.

    Для анализа отрицательно заряженных частиц в лаборатории Брукхевен был создан специальный канал, в котором располагались детекторы, позволяющие анализировать пролетающие частицы по энергии, оставляемой в детекторах, и времени пролёта. Схематически расположение детекторов показано на рис. 15.2.
    Детектирующая система состояла из

  • 10 сцинтилляционных счётчиков S1–S10,
  • двух черенковских счётчиков op_C и F,
  • семи магнитов D1–D7, формирующих пучок частиц с определённым значением импульса,
  • двух систем контроля частиц, рассеянных из пучка, А1 и А2.

    Общая пролётная длина канала, в котором детектировались отрицательно заряженные частицы, составляла ~120 метров.
    На пути пучка располагались два коллиматора С1 и С2. Антидейтроны и отрицательно заряженные частицы образовывались при взаимодействии пучка протонов с энергией 30 ГэВ с бериллиевой мишенью. Для наиболее благоприятного разделения антидейтрона и колоссального количества
π-‑мезонов, составляющих основной фон, с помощью дипольных магнитов D1–D7 выделялись частицы с импульсом от 4.5 до 6.0 ГэВ/с.
    Идентификация антидейтронов и выделение их из фона, обусловленного в основном отрицательно заряженными пионами π-, происходила следующими методами.

  • Измерялось время пролёта между счетчиками S1S10 (расстояние 210 футов) и между счётчиками S2S9 (расстояние 170 футов). Кроме того, контролировалось одинаковое время пролёта между тремя сцинтилляционными счетчиками, расстояние между которыми составляло 100 футов.
  • Вся система дополнительно калибровалась по пучку положительно заряженных дейтронов и протонов, которые направлялись по тому же каналу при изменении направления магнитного поля магнитов D1–D7. На рис. 15.3a,b,c показаны время-пролетные спектры, измеренные между счётчиками S2 и S9 при трёх значениях импульса отрицательно заряженных детектируемых частиц 5.0 ГэВ/с, 5,4 ГэВ/с и 6,0 ГэВ/с. На рис. 15.3d показано как корреляция времен пролёта между счетчиками S2S9 и S1S10 частиц с массой дейтрона позволяет надежно отделить частицы с массой дейтрона от фона.

    На рис. 15.3f показана корреляция временных спектров частиц с единичным отрицательным зарядом и калибровочным пучком дейтронов с импульсом p = 6.0 ГэВ/с.


Рис. 15.3. Время-пролётные спектры антидейтронов.

Для дополнительного контроля полученных результатов были использованы следующие критерии.

  • Во всех случаях регистрации антидейтронов положения максимумов временных спектров антидейтронов и дейтронов совпадали с точностью Δτ = ±0.56 нс.
  • Положение максимума во временном спектре антидейтронов смещалось с 21,5 канала при импульсе p = 0 ГэВ/с к 23.5 каналу при p = 5.4 ГэВ/с и к 26 каналу при импульсе p = 5.0 ГэВ/с, что находилось в согласии с оценками изменения скорости антидейтрона с изменением его импульса

  • Изменялись условия детектирования частиц в черенковских детекторах, что позволяло дополнительно контролировать селекцию π- и antid по скорости.
  • Дополнительно на пути пучка отрицательно заряженных частиц помещался поглотитель СH2 толщиной 5 г/см2 для анализа поглощения в пучке π--мезонов и антидейтронов.

    Система детектирования антидейтронов была построена таким образом, чтобы регистрировать антидейтроны, образующиеся в Be‑мишени в диапазоне импульсов антидейтрона p = (4.5÷6.0) ГэВ/с.
    Окончательные результаты эксперимента суммированы в таблице 15.1.

Таблица 15.1

Импульс
регистрируемых частиц p (ГэВ/с)
Число событий Отношение выходов antid-
4.5 41 (3.0±1.5)·10-8
5.0 118 (3.9±0.8)·10-8
5.4 55 (2.4±1.0)·10-8
6.0 17 (6.0±3.0)·10-8
9.0 2±2 (1±1)·10-10

Из приведенных в таблице 15.1 результатов можно сделать окончательное заключение о том, что в эксперименте наблюдались отрицательно заряженные частицы с массой, с точностью ±3% совпадающей с массой дейтрона.
    После дополнительно внесённых поправок на распад π-‑мезонов в пролетном канале и аннигиляцию антидейтронов в счётчиках получено отношение выходов антидейтронов antid и отрицательно заряженных π--мезонов

antid- = (5.5±1.5)·10-8    (p = 5 ГэВ/с),

что соответствует дважды дифференциальному сечению

на одно ядро мишени Be.

    В последней строке таблицы 15.1 приводятся результаты поиска ядер антитрития , которые должны были наблюдаться при импульсе регистрируемых частиц p = 9 ГэВ/с. Из приведенных данных следует, что ядра антитрития обнаружить не удалось.

Антигелий

    Ввод в действие ускорителя Института физики высоких энергий (Серпухов) позволил начать эксперименты по обнаружению ядер антигелия , состоящих из двух антипротонов и одного антинейтрона. Пороги реакций образования антиядер , , ,  под действием пучка ускоренных протонов указаны в таблице 15.2.

Таблица 15.2

Пороги реакций рождения , , ,  в реакциях под действием протонов

Регистрируемые антиядра Порог реакции, ГэВ
Антипротон 5.6
Антидейтрон 15
Антигелий-3 28
Антигелий-4 45

    Для того, чтобы получить достаточное число античастиц, энергия пучка протонов должна быть выше порога реакции. Оценки показывают, что увеличение энергии протонов с 30 ГэВ до 70 ГэВ при пороге реакции 28 ГэВ увеличивает выход реакции с образованием антигелия  на порядок. Кроме того, результаты экспериментов, выполненных в Брукхевене, показали, что при энергии пучка ускоренных протонов 30 ГэВ выход антидейтронов падает на 5 порядков по сравнению с выходом антипротонов. Предварительные оценки показывали, что выход ядер антигелия  должен составлять 5·10-11 от выхода π-‑мезонов.
    Основные проблемы, возникающие при регистрации :

  • низкий выход реакции образования ,
  • высокий уровень фона π--мезонов и других отрицательно заряженных частиц.

    Расположение канала регистрации образующихся ядер  показано на рис. 15.4.
    Ядра антигелия  образовывались на мишени из Al, расположенной внутри камеры ускорителя. Пучок отрицательно заряженных частиц, образовавшихся в реакции p + Al, выводился и направлялся в систему регистрации. С помощью отклоняющих магнитов выделялись частицы с импульсом 10 ГэВ/с для однократно заряженных частиц и 20 ГэВ/с для двукратно заряженных ядер антигелия .
    Заряженные частицы детектировались с помощью сцинтилляцион­ных и черенковских детекторов. Так как выход света в сцинтилляционных и черенковских счетчиках зависит от заряда частицы (~Z2), импульс от дважды заряженного ядра  был в 4 раза больше, чем импульс от однократно заряженной частицы, что служило дополнительным критерием для идентификации .

Рис. 15.4. Экспериментальная установка для регистрации ядер антигелия . Продукты реакции образуются в результате бомбардировки протонами мишени Т. Затем пучок вторичных частиц ограничивается коллиматорами K1–K3. Магниты М1–М5 и магнитные линзы L1–L5 служат для анализа импульсов и фокусировки частиц. Черенковские счетчики D1, D2 и С1–С3 используются для идентификации тяжелых частиц и определения их заряда. Заряд частиц определялся дополнительно с помощью 10 сцинтилляционных счетчиков S1–S10. Время пролёта частицей определенного фиксированного расстояния регистрировалось сцинтилляционными счетчиками S1T–S3T. Счетчики V1–V3, F1–F5 и детекторы Н1–Н3 используются для контроля прохождения частиц через детектирующую установку и формирования временных сигналов.

    В канале регистрации находилось 10 сцинтилляционных счетчиков S1-S10, разделенных на три группы отклоняющими магнитами М3-М5. В каждом сцинтилляционном счетчике измерялась амплитуда импульса пролетающей частицы. Анализ показал, что использование сцинтилляционных счётчиков, включенных в систему детектирования, позволило подавить счет от однократно заряженных частиц в 106 раз, сохраняя эффективность регистрации  близкой к 100%.
    Пороговые черенковские счетчики С1-С3 использовались для подавления регистрации частиц со скоростью большей, чем скорость ядер . Счетчик С1 использовался для подавления сигналов от мюонов, пионов и каонов. Счетчики С2 и С3 подавляли регистрацию всех частиц с массой меньшей, чем масса . Использование пороговых черенковских счетчиков С1-С3 привело к подавлению фона от легких частиц в ~107 раз.
    Два дифференциальных счетчика D1 и D2, расположенные в начале и в конце системы регистрации, использовались как детекторы времени пролёта и амплитудного анализа сигнала от пролетающей через систему частицы.
    Для отделения сигналов ядер  от огромного фона отрицательно заряженных частиц использовался времяпролётный метод регистрации частиц. Так как в регистрирующем канале с помощью магнитов М1-М5 был сформирован пучок частиц с импульсом 10 ГэВ/с для однократно заряженных частиц и 20 ГэВ/с для ядер антигелия, они имели различное время пролёта фиксированных пролетных расстояний.
    Использовались три расстояния −

  • 49 метровмежду счетчиками S1 и S3,
  • 27 метровмежду счетчиками S2 и S3,
  • 63 метрамежду счетчиками D1 и D2.

    Разрешающее время времяпролетной методики − 0.5·10-9 с.
    Из 2.4·1011 частиц прошедших через регистрирующую систему было надежно идентифицировано 5 случаев, удовлетворяющих по всем критериям ядрам .

  • Масса () = (1.00±0.03)·3mp.
  • Электрический заряд Z = (1.99±0.03)·Ze.
  • Отношение числа ядер антигелия  (p = 20 ГэВ/с) к числу π-‑мезонов (p 10 ГэВ/с) равно 2.·10-11, что соответствует дифференциальному сечению образования антигелия .

на одно ядро Al или

на один нуклон.


Рис. 15.5. Энергетический спектр черенковского детектора D1 показывает надежное выделение сигналов от ядер антигелия .

    На рис. 15.5 показан спектр сигналов с черенковского счетчика D1. Гистограмма показывает спектр антидейтронов, полученный при калибровке установки частицами с единичным электрическим зарядом с импульсом регистрируемых частиц p = 13.3 ГэВ/с. Сплошная кривая соответствует распределению Пуассона. Пунктирная кривая показывает фон от отрицательно заряженных пионов. Кривая с максимумом при AD1 – вычисленный спектр ядер антигелия . Прямоугольники показывают все 5 случаев зарегистрированный ядер антигелия . Приведенные данные свидетельствуют о надежности регистрации ядер антигелия.


Рис. 15.6. Зависимость выхода антипротонов antip, антидейтронов antid и ядер антигелия  от массового числа А.

    На рис. 15.6 показана экспериментально измеренная зависимость выхода различных антиядер от их массы. По оси х отложена масса антиядра, отнесенная к массе антипротона. Точки показывают вероятности образования антипротона (antip), анти­дейтрона (antid) и антигелия (). Прямая линия, проходящая через экспериментальные точки показывает, что вероятность образования антиядер уменьшается в 104 раз при каждом увеличении массы антиядра по сравнению с массой антипротона на единицу.

Антитритий

    Ядра антитрития впервые были обнаружены на ускорителе ИФВЭ (Серпухов) в 1973 г. Группой физиков под руководством В. Рыкалина и В. Петрухина. Ядра  обнаружены на той же установке, что и ядра антигелия . Однако их наблюдение оказалось гораздо более сложной задачей, т.к. ядра  имеют единичный отрицательный заряд, совпадающий с фоном отрицательных частиц π-, K-, antip, antid. Поэтому в этих экспериментах основной упор был сделан на изучении отличия скорости пролета ядер антитрития от других частиц с единичным отрицательным зарядом. В результате эксперимента, длившегося несколько месяцев, было обнаружено 4 ядра антитрития.
    В 2011 г. ядра антитрития также наблюдались в эксперименте ALICE на LHC.


Установка, с помощью которой обнаружено новое ядро антивещества – ядро антитрития. Слева направо: В.И. Рыкалин, В.И. Петру хин

Антигелий  

    В марте 2011 г. появилось сообщение, что коллаборация STAR (Solenoidal Tracer At RHIC), в эксперименте со встречными пучками ядер .Auна .релятивистском. коллайдере. тяжёлых ионов. RHIC (Relativistic Heavy  Ion Collider.) зарегистрировала ядра антигелия .
    До начала ноября 2010 г., когда Большой адронный коллайдер LHC (Larger Hadron Collider.) перешёл в режим столкновений тяжёлых ионов Pb и энергия сталкивающихся ядер была увеличена до 1.4 ТэВ/нуклон, RHIC был наиболее высокоэнергичным коллайдером тяжёлых ионов в мире.
    Ускорение и ионизация ядер золота (Z = 49) в коллайдере RHIC осуществлялись в несколько этапов. В начале ионы золота Au (Z = 49), ионизированные до Q = +31, ускорялись в тандеме до энергии приблизительно 1 МэВ/нуклон. Затем ионы поступали в бустер и ускорялись до энергии 95 МэВ/нуклон, после чего они дополнительно ионизуются до Q = +77 и поступают в AGF (Alternating Gradient Facility – синхротрон с переменным градиентом). Ускоренные до 10.8 ГэВ/нуклон в AGF ионы полностью ионизуются (Q = +79) и поступают в два встречных кольца коллайдера RHIC. В конце ускорения в RHIC, энергия столкновения Au+Au.в с.ц.м. достигает 100 ГэВ/нуклон.
    Коллайдер RHIC имеет два кольца длиной 3.8 км. Пучки пересекаются в шести местах. В четырех из них находятся детекторы.

  • STAR (Solenoidal Tracker At RHIC) − многоцелевой детектор, предназначенный для общего анализа событий, изучения корреляций частиц и их идентификации.
  • PHENIX (Pioneering High Energy Nuclear Interaction eXperiment) − детектор для исследования редкихсобытий. Он более быстрый по сравнению с детектором STAR и, соответственно, у него меньшее мертвое время при больших загрузках.
  • PHOBOS имел наибольший диапазон регистрации частиц по псевдобыстроте. Измерения на этом детекторе закончились в 2005 г.
  • BRAHMS (Broad RAnge Hadron Magnetic Spectrometer) предназначен для измерения заряженных адронов в широком диапазоне псевдобыстрот и поперечных импульсов. Измерения на этом детекторе закончились в 2006 г.

    Один из основных детекторных комплексов RHIC – детектор STAR предназначен. для детектирования заряженных и нейтральных частиц, образующихся в результате столкновения релятивистских тяжелых ионов.
    Основной частью детекторного комплекса STAR является время-проекционная камера TPC(Time Projection Chamber). TPC является основным средством идентификации частиц с помощью измерения удельных .потерь.. Внутри .TPCнаходятся вершинный трекер SVT(Silicon VertexTracker) и стриповый детектор SSD (Silicon Strip Detector).
    Встречные пучки в центральную часть детектора STAR.направляются по вакуумному каналу (RHIC beam pipe), расположенному на центральной оси детектора RHIC. Образующиеся в результате столкновения ускоренных ионов частицы последовательно пролетают через несколько детекторных систем, расположенных внутри время-проекционной камеры.

.

Рис. 15.7. Ускорительный комплекс RHICи его детекторы. Ускорение ионов в ускорительном комплексе RHIC проходит в несколько этапов. Частично ионизованные ядра из источника ядер ускоряются в тандеме до энергии 1 МэВ/нуклон, затем ускоряются в бустере до энергии ≈ 100 МэВ/нуклон, затем полностью ионизованные и ускоренные до энергии ≈ 11 ГэВ/нуклон в синхротроне с переменным градиентом AGF поступают в два встречных кольца основного ускорителя RHIC. Энергия ускоренных ионов в коллайдере RHIC ≈ 100 ГэВ/нуклон. Пучки ускоренных ионов сталкиваются в 4 точках, в которых расположены 4 детектора − STAR, PHENIX, .PHOBOS, BRAHMS.


Рис. 15.8. Детектор STAR.

 


Рис. 15.9. Детектор STARв разрезе


Рис. 15.10. Схематическое расположение время-проекционной камеры (STAR TPC) и внешней системы времени пролёта TOFp tray относительно вакуумного канала пучка ускорителя RHIC (RHIC beam pipe).

Рис. 15.11. Время-проекционная камера TPC. С помощью системы градиентных колец между катодом и анодом формируется однородное электрическое поле.

TPC (Time Projection Chamber) показана на рис. 15.10 и 15.11.
    Время-проекционная камера TPC служит для построения . траекториии идентификации образующихся в результате столкновения частиц. TPC (длина 4.2 м, внешний диаметр 4 м, внутренний диаметр 1 м) расположена внутри тороидального магнита (до 0.5 Т) на расстоянии от 50 до 200 см от оси пучка. Объем TPC заполнен газовой смесью (10% метана, 90% аргона). В центре камеры находится катод (Central Membrane) под потенциалом 28 кВ. В камере создано однородное электрическое поле параллельно оси пучка сталкивающихся частиц.
    Время-проекционная камера это комбинация. дрейфовой и пропорциональной камер. .Когда заряженные частицы пролетают через объем, заполненный газовой смесью метана и аргона, они ионизирую газ, образуя ионизованные кластеры, в каждом из которых от 1 до 5 электронов..Трек релятивистской заряженной частицы, пересекающей объём время-проекционной камеры, состоит из цепочки. таких кластеров. Электронные кластеры начинают дрейфовать к торцам цилиндра, при этом трехмерная форма траектории остается неизменной. Достигнув торцов цилиндра, электроны регистрируются расположенными там многопроволочными пропорциональными камерами. Поперечные координаты фиксируются пропорциональными камерами. Продольная координата определяется по времени дрейфа цепочки кластеров.
    Внутри время-проекционной камеры находится несколько слоёв детекторов, позволяющих улучшить пространственное и энергетическое разрешение детектора STAR. Наиболее близко к оси пучка находится вершинный детектор SVT.

SVT (S.ilicon Vertex Tracker) показаннарис. 15.12.
    Вершинный детектор SVT находится внутри время-проекционной камеры. SVTсостоит из 216 кремний-дрейфовых детекторов, образующих три цилиндрических слоя с радиусами приблизительно 6.9 см, 10.8 см и 14.5 см вокруг ионопровода в области столкновения ускоренных релятивистских ядер. SVTслужит для прецизионного определения как первичной вершины взаимодействия, так и вторичной, при слабом распаде короткоживущих частиц. Пространственное разрешение детектора SVT составляет 20 мкм по каждой координате. Кроме того, SVT позволяет идентифицировать траектории частиц с небольшими импульсами, которые отклоняются магнитным полем и не попадают в TPC. Высокое энергетическое разрешение SVTпри измерении удельных потерь обеспечивает хорошую идентификацию частиц.


Рис. 15.12. Вершинный детектор SVT, состоящий из 216 кремниевых детекторов, образующих 3 цилиндрических слоя.

    Кремний-дрейфовый детектор SVT представляет собой твердотельный аналог время проекционной камеры SVT покрывает область по псевдобыстроте -1 ≤ η ≤ 1 и по азимутальному углу 0 ≤ φ ≤ 2π.

SSD (Silicon Strip Detector)  показан на рис. 15.13.
    Кремниевый стриповый детектор  SSD расположен на расстоянии 230 мм от оси пучка и образует четвертый слой внутренней детектирующей системы, покрывая диапазон псевдобыстрот |η| ≤ 1.2. Кремниевые пластинки с двусторонними стрипами (768 стрипов на каждой стороне) размещены на 20 держателях из углепластика, длиной 106 см, по 16 пластинок на каждом держателе.  SSD.позволяет улучшить точность определения точки взаимодействия и энергетических потерь заряженных частиц. Кроме того, позволяет согласовать параметры треков, полученные от SVT и  TPC и увеличить количество точек для восстановления трека. В частности это помогает увеличить эффективность детектирование долгоживу­щих метастабильных частиц. Пространственное разрешение  SSD лучше чем ≈ 30 мкм по R.и φ и ≈ 860 мкм по Z.


Рис. 15.13 .Кремниевый стриповый детектор SSD.

    Совместное разрешение систем SVTи SSD при определении удельных потерь ~7%. Для большинства треков разрешение по импульсам  δp/p = 0.02.
    Возможности идентификации частиц в детекторном комплексе STAR были расширены за счет установки сегментированной системы времени пролета  TOF (Time OFlight). Цилиндрический сегментированный детектор TOF окружает TPC. Все эти детекторы находятся в магнитном поле 0.5 Т.
    Система TOF показана на рис. 15.10.
    Идентификация частиц в системе TOF происходит с помощью информации о времени пролета, т.е. времени между возникновением события и .попаданиемчастицы в определенный сегмент системы TOF.
    В системе TOFетекторного комплекса STARспользуется многозазорные камеры с резистивными пластинами MRPC (Multigap Resistive Plate Chamber). Система содержит 3840 6‑канальных MRPC расположенных на 120 полосах. Каждая полоса покрывает около 0.9 единиц по псевдобыстроте и 1/60 по азимуту.
    Трековая информация от TPC позволяет определить импульс частицы и длину траектории от точки взаимодействия до точки регистрации. Таким образом, для каждого трека по длине траектории и времени ее пролета определяется скорость β. Зная импульс, можно определить массу частицы, что позволяет проводить идентификацию частиц в заметно большем диапазоне импульсов, чем только с одной время проекционной камерой.
    Кроме перечисленных детекторов в детекторном комплексе STAR используются и другие детекторы, в частности детекторы триггерной системы.


Рис. 15.14. Трехмерное изображение треков, в трековой системе, окруженной секционированной системой времени-пролета. Жирно выделен трек .

    В результате центральных столкновений ядер Au–Au образуется свыше 1000 первичных частиц. Кроме того, при взаимодействии первичных частиц с веществом детектора и распаде короткоживущих частиц дополнительно возникает большое число вторичных частиц. При каждом столкновении в детекторах получается гигантское количество информации. Однако не вся она представляет интерес. Более того, хранение всей этой информации невозможно из-за ограниченного объема памяти. Реализованная в STARтрехуровневая триггерная система служит для предварительного отбора «интересных» событий.
    Идентификация частиц проводится двумя способами.
    В первом способе используются данные по кривизне треков в магнитном поле и удельным потерям (dE/dx), полученным с помощью время-проекционной камеры TPC, вершинного трекера SVT и стрипового детектора .SSD.. Кривизна треков дает информацию о магнитной жесткости частицы p/|Z|. Удельные потери (dE/dx) пропорциональны массе частицы и обратно пропорциональны квадрату скорости (формула Бете-Блоха).


Рис. 15.15. Зависимость (dE/dx)от магнитной жесткости p/|Z|.

     На рис. 15.15 показана зависимость энергетических потерь различных частиц (dE/dx)от магнитной жесткостичастиц p/|Z| (positive.particles – правая часть рисунка) и античастиц (negative.particles – левая часть рисунка).
    Видно, что частицы (правая часть рисунка) ложатся на ожидаемые распределения жесткости, согласно формуле Бете-Блоха, что говорит о хорошей калибровке детектора. На левой части рис. 15.15 в области жесткости p/|Z| < 1.4 ГэВ/c, четыре события, которые можно ассоциировать с  хорошо отделены от . При жесткости большей 1.75 ГэВ/с распределения  и  сливаются. Для разделения событий в этой области импульсов частиц используется второй способ.Определяется время, необходимое частице для пролёта фиксированного расстояния, пропорциональное массе частицы и обратно пропорционально ее импульсу. Время пролета частиц фиксировалось с помощью ..сегментированной системы времени пролета . TOF с временным разрешением 95 пс, а длины треков – системой трековых детекторов TPC, SVT и SSD. В результате удалось разделить события  и  в области p/|Z| > 1.75 ГэВ/c. Совместное использование первого и второго методов идентификации позволило провести надёжную идентификацию в наборе из 0.5×1012 треков, образующихся в результате 109 столкновений Au+Au.


Рис. 15.16. Зависимость количества событий от массы детектируемых ядер (антиядер), определенная с помощью измерения времени пролета.

    На рис. 15.16 показана зависимость количества событий от массы частиц и античастиц, определенная с помощью измерения времени пролета. Видно, что группы с |Z| = 3 и |Z| = 4 хорошо разделены. Массы 3He() 2.81 ГэВ/с2 и 4He() 3.73 ГэВ/с2 показаны вертикальными линиями. Область масс 3.35–4.04 ГэВ/с2 соответствует трём доверительным интервалам идентификации ядер антигелия  с массой 3.73 ГэВ/с2.


Рис. 15.17. Зависимость вероятности образования ядер (антиядер) от барионного числа.

    Всего в детекторе STARбыло зарегистрировано 18 ядер , из них 16 в 2010 г. и 2 ядра в 2007 г. На рис. 15.17 показаны только события 2010 г., т.к. в 2007 г. система ТOFещё не функционировала.

С помощью полученных экспериментальных данных удалось оценить зависимость выхода ядер от барионного числа . Подтверждено, что выход антиядер уменьшается приблизительно в 103–104 раз с добавлением одного антинуклона, что находится в согласии с результатами, полученными в экспериментах на ускорителе Серпухова.

С 2010 г. на ускорителе LHC начались эксперименты по изучению кварк-глюонной плазмы в столкновениях тяжелых ионов свинца Pb. Для этих целей на LHC был построен специализированный детектор ALICE.


Рис. 15.18. Детектор ALICE.

    Основное предназначение детектора ALICE – исследование механизма столкновения тяжелых ядер. Несмотря на то, что детектор построен по классической для такого типа детекторов схеме, его структура максимально оптимизирована для наблюдения треков и идентификации частиц от относительно малых импульсов ~100 МэВ/с до 100 ГэВ/с, что позволяет идентифицировать короткоживущие частицы, такие как гипероны, В и D-мезоны. Согласно теоретическим оценкам, полученным на основе данных RHIC, при энергиях, достижимых на LHC, число заряженных частиц, образующихся в одном столкновении тяжелых ядер, может варьироваться от 2000 до 6000. Детектор сегментирован так, что сможет надёжно разделять до 8000 заряженных частиц, образующихся в одном столкновении. Размеры детектора: длина 26 м, размеры в поперечной плоскости 16×16 м2.
    Схематическое устройство детектора показано на рис. 15.18. В центральной части детектора от точки столкновения ускоренных пучков к периферии детектора последовательно располагаются

  • внутренняя трековая система, состоящая из 6 слоев кремниевых детекторов высокого разрешения – ITS (Inner Tracing System),
  • основная трековая детектирующая система детектора время-проекционная камера TPC (Time Projection Chamber),
  • детектор, регистрирующий переходное излучение для идентификации электронов TRD (Transition Radiation Detector),
  • детектор идентификации частиц по времени пролёта TOF (Time Of Flight),
  • система черенковских детекторов для идентификации частиц с большими импульсами HMPID (High-Momentum Particle Identification Detector),
  • электромагнитный калориметр, состоящий из 18000 кристаллов из материала большой плотности вольфрамата свинца PHOS (PHOton Spectrometer),
  • детектор фотонов PMD (Photon Multiplicity Detector),
  • система тригерных сигналов, состоящая из сцинтилляционных и кварцевых счетчиков,
  • две системы нейтронных и адронных калориметров расположены под углом ~0° на расстоянии 115 м от вершины столкновения пучков ZDC (Zero-Degree Calorimeter),
  • мюонный спектрометр, состоящий из нескольких систем детекторов мюонов, фильтра для экранирования мюонного детектора, основная задача которого поглотить оставшиеся адроны (Absorber), и дипольного магнита.

    Система ZDC предназначена для определения числа нуклонов, участвующих в столкновении, и тем самым определения насколько соударение ядер было центральным, т.к. параметр центральности соударения определяет параметры образовавшейся кварк-глюонной плазмы.
    Мюонный спектрометр оптимизирован так, чтобы максимально эффективно детектировать μ+μ--пары, которые образуются при распаде кваркониев − систем cantic и bantib-кварков. Кварконии вылетают из центральной области образующейся кварк-глюонной плазмы и, следовательно, несут информацию о максимальном давлении и температурах кварк-глюонной плазмы, доступных на LHC.
    Схема регистрации частиц в детекторе ALICE во многом напоминает аналогичную схему детектора STAR. Время-проекционная камера TPC детектора ALICE представляет собой цилиндрический объем, охватывающий трековую систему определения координаты точки столкновения (рис. 15.19).


Рис. 15.19. Схематическое изображение время-проекционной камеры TPC детектора ALICE.

    Радиальный размер камеры TPC 780 < r < 2780 мм. Эффективный радиальный размер, в котором отбираются треки событий 845 < r < 2466 мм. Длина эффективного объёма составляет 5000 мм. Посередине камеры установлен ускоряющий электрод, разделяющий TPC на две части. На центральный электрод камеры подаётся напряжение 100 кВ, что создаёт градиент электрического поля между центральным электродом и торцевыми детекторами 400 кВ/см. На каждом торце TPC находится 36 многопроволочных пропорциональных камер, с которых считывается информация о треках, образующихся при столкновении тяжелых ядер. Камера TPC заполнена газовой смесью состоящей их углекислого газа (10%) и неона (90%). Когда заряженная частица пролетает через газовую среду TPC, она ионизует газ вдоль своей траектории. Образовавшиеся электроны начинают дрейфовать в электрическом поле к торцам камеры, где они регистрируются многопроволочными пропорциональными камерами, определяющими поперечные координаты трека и время прихода сигнала от трека, что позволяет воссоздать пространственную картину каждого из нескольких тысяч треков, образующихся при столкновении ядер. Для восстановления пространственной картины используется также информация с детектора переходного излучения TRD и время-пролетного детектора TOF. Смесь газов и дрейфовое напряжение подобраны так, чтобы минимизировать образование вторичных электронов при дрейфе электронов трека от центрального электрода к торцам. При этом обеспечивается малая радиационная длина и минимальная величина многократного рассеяния электронов. Время дрейфа электронов в TPC от центрального электрода, расположенного при потенциале 100 кВ, к торцевым считывающим детекторам составляет 88 мкс. Это время достаточно для подготовки TPC к регистрации следующего столкновения ионов. Полное число каналов считывания информации с торцевых проволочных пропорциональных камер ~ 557568.
    Подводя итоги поиска антиядер на ускорителях, следует отметить, что это чрезвычайно сложные и трудоемкие эксперименты на ускорителях, в которых необходимо создавать и использовать самую современную аппаратуру. Эксперименты требуют длительного времени работы ускорителя. Что же было получено в результате экспериментов по поиску антиядер? Обнаружение ядер антидейтерия было первым экспериментом, в котором было показано, что ядерное взаимодействие между антипротоном и антинейтроном не отличается от ядерного взаимодействия между протоном и нейтроном. Обнаружение ядер antid, , ,  показало, что эти антиядра существуют. Но это уже до начала экспериментов практически не вызывало сомнения. Нужны ли были такие эксперименты? Безусловно, нужны. Дело в том, что опыт истории физики учит, что часто в Природе обнаруживаются новые неожиданные явления, которые можно обнаружить только в результате тщательных экспериментов, может быть, и с очевидными результатами. Истина требует экспериментального подтверждения. Кроме того, необходимо было выяснить механизм образования янтиядер, измерить относительные вероятности их образования, возможности образования антиядер в природных условиях. Ответы на эти вопросы чрезвычайно важны не только для понимания процесса эволюции Вселенной после Большого взрыва, а вообще для понимания механизма возникновения Вселенной.

previoushomenext

На головную страницу

Рейтинг@Mail.ru