La presentazione è in caricamento. Aspetta per favore

La presentazione è in caricamento. Aspetta per favore

Hard probes. 2 Processi hard (1) I processi hard sono i processi ad alto momento trasferito che sono calcolabili con tecniche di QCD perturbativa  La.

Presentazioni simili


Presentazione sul tema: "Hard probes. 2 Processi hard (1) I processi hard sono i processi ad alto momento trasferito che sono calcolabili con tecniche di QCD perturbativa  La."— Transcript della presentazione:

1 Hard probes

2 2 Processi hard (1) I processi hard sono i processi ad alto momento trasferito che sono calcolabili con tecniche di QCD perturbativa  La costante di accoppiamento  S della QCD è piccola (libertà asintotica) per processi ad alto momento (Q 2 ) trasferito  Alto momento trasferito  Piccole distanze  Scale di tempi brevi (  form ≈ 1/Q 2 ) Sono essenzialmente:  Adroni ad alto p T  Jets  Mesoni e barioni open heavy flavour (charm e beauty)  Quarkonia (J/ ,  ’, ,  ’,  ”) In collisioni di ioni, gli adroni ad alto p T e gli open heavy flavour sono il prodotto della frammentazione di partoni a p T ancora più alto che:  sono stati prodotti su scale di tempi molto brevi  hanno attraversato tutte le fasi dell’evoluzione della fireball e quindi possono essere usati come sonde (“probe”) sensibili alle proprietà del mezzo creato nella collisione

3 3 Processi hard (2) Negli spettri in p T, il passaggio dalla produzione “soft” a quella “hard” si manifesta con un cambio di pendenza  Dall’andamento esponenziale si passa a quello tipo legge di potenza Alle energie di RHIC, le particelle con p T > 4 GeV sono meno dello 0.1% Spettro tipo legge di potenza (~1/p T 4 )

4 4 I processi hard in collisioni pp sono calcolabili con tecniche di pQCD utilizzando i teoremi di fattorizzazione La sezione d’urto per la produzione di una particella hard in collisioni adroniche è data da: Fattorizzazione in pp (1) sezione d’urto partonica Parton Distribution Functions x a, x b = frazione di momento dei partoni a, b negli adroni sezione d’urto in collisioni adroniche  s /2 q q H xaxa xbxb Q2Q2 Jet - Frammentazione del quark q nell’adrone H

5 5 I processi hard in collisioni pp sono calcolabili con tecniche di pQCD utilizzando i teoremi di fattorizzazione La sezione d’urto per la produzione di una particella hard in collisioni adroniche è data da:  La sezione d’urto partonica  ab  cd è calcolabile con la pQCD  Le PDF e la funzione di frammentazione sono invece processi non perturbativi (lunghe distanze, lunghe scale di tempi) Non sono calcolabili con tecniche di pQCD Fattorizzazione in pp (2) sezione d’urto partonica Parton Distribution Functions x a, x b = frazione di momento dei partoni a, b negli adroni Frammentazione del quark q nell’adrone H sezione d’urto in collisioni adroniche

6 6 Le PDF sono la densità di probabilità di trovare un partone con una certa frazione x del momento del protone in un processo con impulso trasferito Q 2 Sono legate alle funzioni di struttura F 1 e F 2 del protone dalle relazioni:  la sommatoria è fatta sui diversi tipi di partoni di carica z i  f i sono le PDF per il partone di tipo i  da queste si ricava la relazione di Gross-Callan F 2 (x,Q 2 )=2xF 1 (x,Q 2 ) Nel caso in cui il protone sia composto da particelle di Dirac (i quark/partoni) puntiformi le funzioni di struttura (e le PDF) dovrebbero essere funzione solo di x e non dipendere da Q 2 (Bjorken scaling) Parton Distribution Functions (1)

7 7 Dalle misure di Deep Inelastic Scattering (DIS) di elettroni e neutrini su protoni si osserva che il Bjorken scaling è violato, cioè le funzioni di struttura dipendono da Q 2. Parton Distribution Functions (2) La violazione dello scaling è dovuta al fatto che i quark irradiano gluoni che si possono “materializzano” come coppie qq bar (quark del mare) Al crescere di Q 2 aumenta la risoluzione della probe (~ħ/  Q 2 ) e quindi aumenta il numero di partoni che sono “visti” portare una frazione x del momento del protone

8 8 La radiazione dei gluoni produce quindi l’evoluzione delle funzioni di struttura e delle PDF con Q 2  Le PDF dipendono dalla scala  =  Q 2 di momento trasferito. La pQCD non permette di calcolare la forma delle PDF, che vengono estratte da misure di Deep Inelastic Scattering a una certa scala Q 0 2  La pQCD permette di calcolare con le equazioni DGLAP come le PDF evolvono dalla scala Q 0 2 a un’altra scala Q 2 Parton Distribution Functions (3) up  =1 GeV up  =2.5 GeV up  =10 GeV gluon  =1 GeV gluon  =2.5 GeV gluon  =10 GeV

9 9 Parton Distribution Functions (4) Basso x, dominano i quark del mare e i gluoni Alto x, dominano i quark di valenza

10 10 La funzione di frammentazione D q  H (z,Q 2 ) rappresenta la probabilità che il quark q dia origine a un adrone H con una frazione z del momento del quark (p H = zp q ) e + e - Le funzioni di frammentazione vengono estratte dai dati di collisioni e + e -  Vengono poi applicate ad altri tipi di collisioni Come per le PDF, c’è una scaling violation  le funzioni di frammentazione dipendono da Q 2  Vengono misurate a una certa scala Q 0 2 e fatte evolvere con le equazioni DGLAP Fragmentation function

11 11 Lo “string fragmentation model” è usato per descrivere la frammentazione nei Monte Carlo, e.g. PYTHIA String fragmentation model  Le coppie qq bar sono tenute insieme da una stringa (tubo di flusso di colore)  Man mano che il q e il q bar si allontanano, l’energia viene immagazzinata nella stringa. Per un certa distanza r si ha:  Al di sopra di una certa distanza, è energeticamente favorevole rompere la stringa creando una nuova coppia qq bar (di quark leggeri) piuttosto che continuare ad aumentare la distanza  La stringa si rompe e si forma una coppia di adroni

12 Produzione di quark pesanti

13 13 Diagrammi LO per la produzione di heavy flavours Diagrammi NLO per la produzione di heavy flavours Sezione d’urto partonica q q Q Q Q Q g g Q Q g g Q Q g g Q Q Q Q Q Q q-qbar annihilation gluon fusion higher order terms in pair creation flavour excitation gluon splitting

14 14 Produzione di una coppia QQ bar (1) I quadri-impulsi dei due partoni collidenti (assunti con m=0) sono dati da:  x 1 e x 2 sono le frazioni di momento del nucleone portate dai due partoni,  s è l’energia nel centro di massa della collisione  si è trascurato il momento trasverso dei partoni all’interno del nucleone Se si crea una coppia di quark pesanti QQ bar con un processo al leading order (es. gluon fusion gg  QQ bar ) si ha:  Massa invariante  Rapidità

15 15 Produzione di una coppia QQ bar (2) Risolvendo il sistema di equazioni: Si ricava:  A midrapidity (y QQ =0) si ha:

16 16 Produzione di una coppia QQ bar (3) Nel caso di produzione alla soglia di una coppia cc bar (M QQ =2m c ≈ 2.4 GeV/c 2 ) o bb bar (M QQ =2m b ≈ 9 GeV/c 2 ) a midrapidity si ricava:  I valori bassi di x (dove le PDF sono dominate dai gluoni) indicano che la produzione di heavy quarks al LO è dominata dai processi di gluon fusion SPSRHIC LHC PbPb LHC pp  s (GeV) x cc (y=0) ≈1.4·10 -1 ≈1·10 -2 ≈4·10 -4 ≈2·10 -4 x bb (y=0) ≈5·10 -1 ≈5·10 -2 ≈2·10 -3 ≈6·10 -4

17 17 Peterson (  = 0.015) Colangelo-Nason (  = 0.9,  =6.4) Nel caso della frammentazione di quark pesanti, ci si aspetta che il mesone D o B si prenda una grande frazione z dell’impulso del quark c o b, cioè che le fragmentation functions presentino un picco per z vicino a 1 (  harder fragmentation functions) Per i mesoni D si usano tipicamente queste parametrizzazioni:  I valori dei paramteri a, b e e sono estratti da fit alle misure di produzione di mesoni D a LEP Heavy quark fragmentation Peterson Colangelo-Nason

18 18 pQCD vs. dati sperimentali (beauty) La pQCD con la fattorizzazione riproduce bene i dati di beauty a Tevatron (misurato sfruttando la catena di decadimento B  J/   e + e - )

19 19 pQCD vs. dati sperimentali (charm) I dati sperimentali sui mesoni charmati a Tevatron risultano stare sui limiti superiori delle previsioni della pQCD fattorizzata

20 Hard Probes in collisioni nucleo-nucleo

21 21 Collisioni nucleo-nucleo La produzione di particelle hard in collisioni nucleo- nucleo è prevista scalare con il numero di collisioni elementari nucleone-nucleone che si realizzano nella collisione nucleo-nucleo Quindi ci si aspetta che gli spettri in p T misurati in collisioni nucleo-nucleo si possano ottenere da quelli in pp con la semplice legge di scaling (binary scaling)

22 22 Si definisce il rapporto: In caso non ci siano effetti nucleari:  R AA <1 nel regime di fisica soft (basso p T )  R AA =1 ad alto p T dove dominano i processi hard Nuclear modification factor R AA Per collisioni AuAu centrali a RHIC  N part ≈ 400  N coll ≈ 1200  (N part /2)/N coll ≈ 1/6 R AA < 1 R AA = 1 R AA

23 23 Lo scaling binario in collisioni nucleo-nucleo è rotto per: Effetti di stato iniziale  dovuti a variazioni delle PDF e/o dei momenti dei partoni nello stato iniziale Presenti in collisioni pA e AA  Cronin effect  Modifiche delle PDF nei nuclei rispetto a quelle nei nucleoni  Formazione di uno stato di Color Glass Condensate (saturazione di gluoni a basso x) Effetti di stato finale  variazioni delle funzioni di frammentazione dovute alla presenza del mezzo prodotto nella collisione Presenti solo in AA  Energy loss / Jet quenching Rottura dello scaling binario

24 Effetti di stato iniziale

25 25 Scoperto negli anni ’70 in collisioni protone-nucleo a Fermilab Per valori di p T >≈ 2 GeV/c il rapporto R pA (equivalente di R AA per collisioni pA) ha valori maggiori di 1 Cronin Effect (1) R pA = 1 R pA R pA > 1 Cronin enhancement

26 26 Ad alti momenti trasversi, lo spettro in p T degli adroni prodotti in collisioni pA è:  Traslato verso l’alto per un fattore di normalizzazione N coll (≈A) come deve essere per un processo hard  Traslato orizzontalmente verso valori più alti di p T il che a un certo p T fissato si manifesta come un R pA > 1 dato l’andamento decrescente dello spettro Cronin Effect (2) pp spectrum pA spectrum normalized to N coll ≈ A

27 27 La traslazione orizzontale a p T più alti deriva dal fatto che i partoni all’interno del proiettile prima di fare lo scattering hard in cui si produce l’adrone misurato ad alto p T, hanno già subito alcune collisioni elastiche con altri nucleoni del nucleo bersaglio  In questo modo i partoni del proiettile acquisiscono un momento trasverso k T che cresce con la radice quadrata del numero delle collisioni elastiche (random walk) Cronin Effect (3) kTkT

28 28 Quando avviene il processo hard il partone proiettile possiede un “initial k T ” e dà un “extra k T kick” al partone prodotto  Al crescere del p T della particella prodotta, questo “extra k T kick” diventa una frazione sempre più piccola del p T osservato, quindi il Cronin enhancement dovrebbe sparire per p T → ∞.  Al crescere di p T, R AA deve quindi raggiungere il valore 1, ma non dal basso come ci si aspetta dal soft scaling a basso p T, ma dall’alto a causa del Cronin enhancement ad alto p T Cronin Effect (4) R pA = 1 R pA R pA > 1

29 29 Le densità dei partoni per i nucleoni all’interno di un nucleo sono diverse da quelle nei nucleoni liberi Osservato per la prima volta nel 1983 dall’esperimento EMC  Rapporto tra le funzioni di struttura del Calcio e del deuterio PDF nei nuclei (1) shadowing anti-shadowing EMC effect Fermi motion

30 30 Non c’e’ una teoria che spiega i vari effetti che intervengono nella modifica delle PDF per tutti i valori di x. Si usano delle parametrizzazioni fenomenologiche  Rapporto delle PDF del Pb e del nucleone (parametrizzazione EKS98) PDF nei nuclei (2)

31 Effetti di stato finale

32 32 E -  E Perdita di energia Un partone che attraversa un mezzo perde energia per effetto di due meccanismi  Scattering con i partoni del mezzo (collisional energy loss)  Radiazione di gluoni (gluonstrahlung) Una partone creato su una scala di tempi corta dopo la collisione (i.e. un quark pesante e/o con alto p T ) perde energia mentre esce dalla regione di interazione  Viene quindi rallentato (=il suo p T diminuisce mentre attraversa il mezzo)  Lo spettro ad alto p T viene soppresso (quenching) Ad alte energie il meccanismo dominante è quello radiativo Quenched spectrum Spectrum in pp

33 33 Perdita di energia radiativa (1) Perdita di energia nel limite BDMPS (acronimo degli autori del modello)  Approssimazione in cui il gluone si “de-coerentizza” dal partone che lo ha emesso attraverso “multiple soft scatterings”  S = costante di accoppiamento di QCD (running) C R = Fattore di accoppiamento di Casimir  Vale 4/3 per accoppiamento quark-gluone e 3 per accoppiamento gluone- gluone q = trasport coefficient  legato alle caratteristiche (opacità) del mezzo  proporzionale alla densità (e ai momenti) dei gluoni fattore di Casimir Transport coefficient perdita di energia Distanza percorsa nel mezzo ^

34 34 Perdita di energia radiativa (2) Perdita di energia nel limite BDMPS (acronimo degli autori del modello)  Approssimazione in cui il gluone si “de-coerentizza dal partone che lo ha emesso attraverso “multiple soft scatterings” La dipendenza da L 2 è dovuta al fatto che i gluoni irradiati sono colorati e possono interagire anche loro con il mezzo fattore di Casimir Transport coefficient perdita di energia Distanza percorsa nel mezzo

35 35 Perdita di energia radiativa (3) Perdita di energia nel limite BDMPS (acronimo degli autori del modello)  Approssimazione in cui il gluone si “de-coerentizza dal partone che lo ha emesso attraverso “multiple soft scatterings” Per quark pesanti ci si aspetta un minore energy loss per effetto di:  Fattore di Casimir Gli adroni leggeri ad alto p T provengono prevalentemente da jets di gluoni, mentre gli adroni pesanti provengono da jets di quark pesanti  Dead-cone effect La radiazione di gluoni è prevista essere soppressa ad angoli  < M Q /E Q fattore di Casimir Transport coefficient perdita di energia Distanza percorsa nel mezzo

36 36 Transport coefficient Il transport coefficient è legato alla densità di gluoni e quindi alla densità di energia del mezzo Dalla perdita di energia misurata si può quindi ottenere una misura indiretta della densità di energia del sistema Pion gas Cold nuclear matter QGP

37 37 Perdita di energia radiativa e R AA (1) Al crescere del trasport coefficient q  Aumenta l’energy loss  Diminuisce R AA ^ Effetto della massa del quark charm  Minore energy loss (dead cone)

38 38 Perdita di energia radiativa e R AA (2) Effetto della massa del quark beauty  m b > m c, dead cone effect più grande Effetto della massa del quark charm  Minore energy loss (dead cone)

39 39 Quanta energia si perde ? Formula BDMPS: Valori numerici  q = 5 GeV 2 /fm  valore tipico per fittare i dati di RHIC   S = 0.2  valore per processo con virtualità Q 2 = 10 GeV  C R = 4/3  L = 5 fm Da cui:  valore enorme! Solo partoni con energia > 40 GeV/c possono attraversare 5 fm di fireball e uscire con alto p T ^

40 40 Perdita di energia e adronizzazione Un partone ad alto p T esce dalla fireball prima di adronizzare  Adronizzazione per frammentazione nel vuoto  Produzione di jet come in pp Se invece il partone perde molta energia nell’attraversare il mezzo deconfinato e viene rallentato  Puo’ eventualmente raggiungere l’equilibrio termico con il mezzo prima di adronizzare  Adronizza nel mezzo (e non nel vuoto) Modifica della funzione di frammentazione Possibile adronizzazione per coalescenza/ricombinazione Jet Hadronization in medium

41 41 Frammentazione vs. coalescenza Due meccanismi di adronizzazione:  Frammentazione: un partone ad alto p T frammenta in adroni a p T più basso  Ricombinazione/coalescenza: partoni a basso p T si combinano per formare un adrone con p T più alto dd du d u -- ++

42 42 Frammentazione vs. coalescenza Due meccanismi di adronizzazione:  Frammentazione: un partone ad alto p T frammenta in adroni a p T più basso  Ricombinazione/coalescenza: partoni a basso p T si combinano per formare un adrone con p T più alto recombining partons: p h = p q1 +p q2 fragmenting parton: p h = z·p q with z<1

43 43 Lo scaling binario in collisioni nucleo-nucleo è rotto per: Effetti di stato iniziale  dovuti a variazioni delle PDF e/o dei momenti dei partoni nello stato iniziale Presenti in collisioni pA e AA  Cronin effect  Modifiche delle PDF nei nuclei rispetto a quelle nei nucleoni  Formazione di uno stato di Color Glass Condensate (saturazione di gluoni a basso x) Effetti di stato finale  variazioni delle funzioni di frammentazione dovute alla presenza del mezzo prodotto nella collisione Presenti solo in AA  Energy loss / Jet quenching Adronizzazione nel mezzo – Frammentazione vs. coalescenza/ricombinazione Ricapitolando …

44 Risultati a RHIC

45 45 R AA per adroni carichi e  0 Soppressione di un fattore ≈5 per p T >4 GeV I valori di R AA ad alto p T sono quelli che ci si aspetta nel caso di scaling con N part (N part /N coll ≈0.2) PHENIX  0 (0-10%)

46 46 Effetti di stato finale o iniziale (1) Misura di R AA (indicato con R dAu ) in collisioni deutone-Au  In queste collisioni non si forma il mezzo e non ci sono effetti di stato finale  Gli effetti di stato iniziale sono invece presenti I risultati in dAu mostrano il previsto Cronin enhancement L’effetto visto in AuAu non è dovuto allo stato iniziale

47 47 Effetti di stato finale o iniziale (2) I fotoni diretti (  ottenuti sottraendo i decadimenti di  0 e   sono una “medium-blind probe” (  non hanno interazioni forti ) e scalano con N coll come atteso per processi hard Il quenching osservato per gli adroni è un effetto di stato finale figure by D. d’Enterria

48 48 Interpretazione geometrica Il rapporto tra scaling con i partecipanti e con le collisioni è dato da:  cioè un rapporto superficie/volume La produzione di adroni ad alto p T in collisioni Au-Au centrali è compatibile con la semplice ipotesi che gli adroni ad alto p T sono emessi solo dalla superficie (corona) e non dalle regioni interne della fireball (Surface Emission)

49 49 Surface emission Per le coppie qq bar prodotte all’interno della fireball  i partoni prodotti sono rallentati nella loro uscita dalla fireball e adronizzano in adroni a basso p T Per le coppie qq bar prodotte sulla superficie della fireball (corona)  il partone con momento diretto verso l’esterno adronizza in un adrone ad alto p T (in un jet) che viene rivelato  il partone emesso verso l’interno deve attraversare tutta la fireball, perde energia e adronizza in particelle a basso p T Questo spiega lo scaling con N part Lo studio delle correlazioni di angolo azimutale tra due particelle ad alto p T può fornire una ulteriore evidenza sperimentale a favore di questa ipotesi

50 50 Correlazioni angolari (1) In ogni evento, si considera l’adrone con il più alto valore di p T (trigger particle, con p T > di una certa soglia ad es. p T trig >4 GeV) Si costruisce una distribuzione azimutale delle altre particelle ad alto p T dell’evento (es. con p T assoc > 2 GeV)  La trigger particle definisce lo zero dell’angolo azimutale Per processi LO, gli adroni hard vengono da due jet back-to-back e quindi l’angolo  tra la trigger particle e le altre particelle ad alto p T ha dei valori preferenziali (picchi) intorno a 0° e a 180° Trigger particle Near-side peak Away-side peak 

51 51 Correlazioni angolari (2) In collisioni pp e in collisioni Au-Au periferiche la distribuzione angolare delle particelle ad alto p T mostra due picchi a 0° e 180° (emissione back-to-back) In collisioni AuAu centrali, non si osserva l’away-side-peak  Soppressione dell’emissione di jet back-to-back in collisioni Au-Au centrali

52 52 Correlazioni angolari (3) In collisioni d-Au si osserva la stessa struttura (con i due picchi back-to-back) delle collisioni pp La soppressione dell’away-side jet (cioè del picco a 180°) è un effetto di stato finale

53 Heavy flavour: tecniche sperimentali e risultati a RHIC

54 54 Stati di open charm e beauty Vite medie ≈ ps (decadimenti deboli)  Gli heavy quarks sono prodotti nei primi istanti della collisione e vivono per tutta l’evoluzione della fireball c  dell’ordine di micron  Vertici di decadimento (secondari) degli adroni open heavy flavour spostati di centinaia di micrometri dal vertice (primario) in cui è avvenuta l’interazione pp o AA

55 55 Tecniche sperimentali (1) Non-photonic electrons  Si costruiscono gli spettri in p T degli elettroni identificati e.g. con il dE/dx (STAR) o con Calorimetri Elettromagnetici, con RICH (PHENIX) o con TRD (ALICE)  Si sottraggono gli elettroni che non provengono dal decadimento di heavy flavour.  La principale sorgente di elettroni di fondo è dai fotoni (“photonic electrons”) Conversioni   e + e - Decadimenti Dalitz:  0  e + e - ,   e + e -   Vengono distinti adoperando: Simulazioni Monte Carlo (STAR) Prese dati con diversi spessori di materiale convertitore (PHENIX) Rivelatore di vertice che permetta di misurare la distanza di massimo avvicinamento delle tracce al vertice primario (ALICE e anche STAR e PHENIX dopo gli upgrade)

56 56 Tecniche sperimentali (2/1) Ricostruzione esclusiva di mesoni e barioni charmati dai decadimenti adronici MesonFinal state # charged bodies Branching Ratio D0D0 K-K- 23.8% K-K- 4 Total7.48% Non resonant1.74% D 0  K -      K -       6.2% D+D+ K-K- 3 Total9.2% Non resonant8.8% D +  Kbar 0* (1430)    K -     2.33% Ds+Ds+ K+K-K+K- 3 Total4.3% D s +  K + Kbar 0*  K + K -   2.0% D s +    K + K -   1.8%

57 57 Tecniche sperimentali (2/2) Ricostruzione esclusiva di mesoni e barioni charmati dai decadimenti adronici  Permette di ricostruire il momento dell’adrone open charm Si costruiscono tutte le coppie/triplette/quadruplette di tracce con la corretta combinazione di segni di carica  Enorme numero di combinazioni !!!  Un sistema di identificazione di particelle (dE/dx o TOF) può ridurre il combinatorio Ricostruzione del vertice (secondario) del gruppo di tracce “candidate”  Selezione dei candidati sulla base di distanza primario-secondario …

58 58 Spettro in p T dei non-photonic electrons RHIC Discrepanza di un fattore 2 tra STAR e PHENIX  Le cause di questa discrepanza al momento non sono capite

59 59 Sezione d’urto ccbar a RHIC Discrepanza di un fattore 2 tra STAR e PHENIX  I dati di PHENIX sono in accordo con l’estremo superiore dei calcoli di pQCD (come a Tevatron) sia in pp che in dAu e AuAu  I dati di STAR risultano essere ≈4 volte più grandi del valore centrale predetto dalla pQCD

60 60 R AA a RHIC (non-photonic electrons) I valori di R AA mostrano invece un buon accordo tra STAR e PHENIX  La differenza di normalizzazione si cancella nel rapporto AuAu/pp

61 61 R AA a RHIC – modelli teorici (1) valori alti di q e no elettroni dal beauty riproducono meglio i dati L’uso di alte densità ( q ), l’introduzione della perdita di energia elastica (in addizione a quella radiativa) non è sufficente non ph. el. soppressi ≈ come gli adroni leggeri ^ ^

62 62 R AA a RHIC – modelli teorici (2) Un recente modello alternativo basato sulla formazione di risonanze Qq (quark pesante e quark leggero) nel plasma spiega meglio i dati

63 63 Conclusioni ? I risultati delle misure di adroni ad alto p T a RHIC  R AA per i pioni  Correlazioni angolari di coppie di particelle sono spiegabili con una forte perdita di energia (radiativa) in un mezzo con alta densità di energia, maggiore dell’energia critica per la formazione del QGP. I risultati delle misure di open heavy flavour a RHIC sono al momento un problema aperto e si stanno sviluppando diversi modelli teorici per spiegarle  Dal punto di vista sperimentale queste misure hanno bisogno di essere migliorate perché: Sono principalmente misure indirette da non-photonic electrons Non si distingue tra charm e beauty

64 Prospettive per LHC

65 65 ALICE setup Inner Tracking System (ITS) Time Projection Chamber (TPC) Transition Radiation Detector (TRD) Time Of Flight (TOF) L3 magnet Muon arm

66 66 Heavy-flavours ad ALICE Sezioni d’urto per produzione di heavy flavours molto maggiori che a RHIC Canali studiati in ALICE  elettronico (|  |<0.9)  muonico (-4<  <-2.5)  adronico (|  |<0.9) Accettanza:  basso p T  regioni di rapidità centrale e in avanti

67 67 Inner Tracking System L= 97.6 cm Silicon Pixel Detectors (2D) Silicon Drift Detectors (2D) Silicon Strip Detectors (1D) R= 43.6 cm LayerTechnology Radius (cm) ±z (cm) Spatial resolution (  m) rr z 1Pixel Pixel Drift Drift Strip Strip Rivelatore di vertice usato per identificare i prodotti di decadimento di mesoni D (c  ≈  m) e B (c  ≈500  m) 6 strati cilindrici di rivelatori al silicio


Scaricare ppt "Hard probes. 2 Processi hard (1) I processi hard sono i processi ad alto momento trasferito che sono calcolabili con tecniche di QCD perturbativa  La."

Presentazioni simili


Annunci Google