CC BY
39
Сер. 4. 2008. Вып. 2
ВЕСТНИК САНКТ-ПЕТЕРБУРГСКОГО УНИВЕРСИТЕТА
ФИЗИКА
УДК 530.1
А. Асрян, Д. Деркач, Г. Феофилов
КОРЕЛЛЯЦИЯ (pt)Nch - Nch И КОЛЛЕКТИВНЫЕ ЭФФЕКТЫ
В рр И рр СТОЛКНОВЕНИЯХ
ПРИ ЭНЕРГИЯХ ОТ ISR ДО TEVATRON И LHC
Введение. Основной задачей данной работы является анализ особенностей имеющихся экспериментальных данных по корреляции среднего поперечного импульса и множественности заряженных частиц в рр и рр столкновениях в широком диапазоне энергий от ISR до Fermilab с целью поиска новых явлений при энергиях Большого Адронного Коллайдера (LHC) в ЦЕРНе. Доступные в настоящее время экспериментальные данные демонстрируют целый ряд закономерностей, в частности, переход от отрицательной корреляции (pt)Nch — наблюдаемой при энергиях столкновения ниже 31 ГэВ, к положительной при энергиях выше 63 ГэВ, общий рост средних значений поперечного импульса с множественностью заряженных частиц в событии, тенденцию к «насыщению», т.е. к выходу средних значений pt на «плато» для самых больших значений множественности. Важность изучения этих корреляций была отмечена еще в 1980-х гг. [1], как один из указателей на возможный переход в новое состояние вещества, кварк-глюонную плазму.
Основным подходом к анализу корреляции {pt)Nch — Nch в данной работе является развитие модификации модели мультипомеронного обмена (модель Редже-Грибова). При этом эффективно включаются процессы множественного обмена померонами при высоких энергиях с использованием одного дополнительного параметра /3, учитывающего возможные коллективные явления взаимодействия струн. Подобный подход позволил рассчитать экспериментальные распределения наблюдаемых частиц, а также их средние величины и оценить распределения по числу померонов и дисперсиям в зависимости от энергии столкновения. Полученная гладкая зависимость параметра /3 модели во всем исследованном диапазоне энергий позволила сделать предсказания для эксперимента ALICE на LHC и использовать результаты для модифицированного анализа в рамках стандартного генератора событий PYTHIA.
PYTHIA является широко используемой программой для реализации моделирования методом Монте-Карло столкновений элементарных частиц при высоких энергиях. Она включает в себя множество процессов «мягких» и «жестких» взаимодействий, детальное рассмотрение начальных и конечных состояний, множественные взаимодействия, партонные распределения, образование и развал кварк-глюонных струн и т.д. Увеличение роли коллективных явлений, рассматриваемых в генераторе событий PYTHIA в виде дополнительных процессов цветовых обменов, позволило получить удовлетворительное описание данных по корреляции среднего поперечного импульса и множественности заряженных частиц в рр и рр столкновениях в широком диапазоне
© А. Асрян, Д. Деркач, Г. Феофилов, 2008
0,56 0,53 0,49 £ 0,46
m
^ 0,42
л ^ f 0,35 0,32 0,28 0,25 0,21
UA1 900 ГэВ |eta| < 2,5 SppS 549 ГэВ |y| < 2,5
0
\
h*i*H .
h*H i-»*hpM *
ни ьф^Г*н
h4d*
SppS 540 ГэВ |y| < 2,5
ir4
UA1 200 ГэВ |eta| < 2,5
ISR 63 ГэВ |y| < 2 NA5 19 ГэВ |y| < 1,5 ISR 31 ГэВ |y| < 2
NA49 17,3 ГэВ 1,1 < |y| < 2,6 0,15 ГэВ/c < |pt| < 1,5 ГэВ/c
10
20 30
40
I—
50
60
70
80 90
N,,,
Рис. 1. Экспериментальные даш1ые по корреляции «средний поперечный импульс множественность» для экспериментов по рр и рр столкновениям Отмочены значения энергий столкновения в СЦМ, интервалы (нсевдо-)быстрот и порогов поперечного импульса (см. компиляцию в [2]).
энергий от ISR до Femiilab с единым набором параметров, а также и экстраполировать результаты на область энергий LHC.
Экспериментальные данные и их анализ. Первые указания на ненулевые ((Р/)лгс/, — . )-коррсляции были получены в экспериментах с космическими лучами [1].
Далее эти результаты получили подтверждение в экспериментах на различных ускорителях. На рис. 1 приведены данные различных коллабораций для различных окон по (псевдо-)быстроте ([2]. ссылки там).
Обращают на себя внимание следующие особенности:
а) при больших множественностях и высоких энергиях зависимости выходят на «плато»:
б) наклон графиков растет с ростом энергии, пересекая 0 в районе 40 ГэВ:
в) все графики начинаются со ступеньки небольшого участка, на котором средний поперечный импульс ие зависит от множественности.
Особенностью также является то. что все экспериментальные данные делятся на две группы в зависимости от значения рт при Агс/, —^ 0. Примечательно, что к группе с (Р/.)л'о/, — Ncf,, стремящемся к 0.32 ГэВ при малой множественности, относятся как данные при низких (17 и 31 ГэВ) энергиях, так и при высоких (540 ГэВ). что дает основание предположить, что разница здесь заключается в методах обработки экспериментальных данных и. видимо, в наличии систематических погрешностей.
Классическая модель мультипомеронного обмена и ее модификация. Для описания протон-протонных и протои-антипротониых столкновений в «мягком» регионе передачи импульса (рт < 2 ГэВ/c) широко используется модель мультипоме-рониого обмена. Как известно, померон может быть представлен в виде двух струн [3].
Классическая модель рассматривает струны как протяженный в пространстве быстрот объект. Эти струны образуются в результате взаимодействия партонов двух систем [4]. В образовании струн могут участвовать валентные кварки и дикварки, а также
17 ГэВ pp
0,40
0,35
0,30 е 5
0,25
0,20
0
31 ГэВ pp
CQ
—
N
540 ГэВ pp 0,50
0,45
0,40 ^
0,35
■ S'
0,30
10 15 20 25
19 ГэВ pp 0,6
0,5
0,3
0 :
63 ГэВ pp 0,42
0,40
10 T 15 ' 20
0,38
-SS5"
5 10 15 20 25 30
900 ГэВ pp 0,65 т 0,60 0,55 0,50 0,45 0,40 0,35 0,30
22 ГэВ pp 0,50.
0,45
0,40
0,35
0,30-
0 5 10 15 20 25 30
200 ГэВ pp
0,6
0,5
0.4-
•...«да*'*9
0,3
0 10 20 30 40 50 60 70
1800 ГэВ pp 0,81
0,7
0,6
0,5
0,4
0,3
__________T' I
^■■b' o S s 2
a.:
20 40 60 80 100
Nh
50 100 150 200
Рис. 2. Результаты обработки экспериментальных данных по корреляции «средний поперечный импульс множественность»
Точки с погрешностями соответствующий эксперимент, черные точки приближение на основе ЕРЕМ [21.
морские кварки и антикварки. Длину струны можно оценить следующим образом:
Ay ~ In Е. (1)
Здесь А у длина струны в пространстве быстрот, Е энергия, необходимая для рождения одной струны.
При глубоко-неупругом столкновении при высоких энергиях доминирующую роль играет процесс обмена померонами виртуальными частицами, которые несут вакуумные квантовые числа. Идея о иомеронах впервые родилась при изучении зависимости сечения взаимодействия от энергии.
В теории Редже иомероны классифицируются как частицы с наклоном (slope) близким к единице. Померон может распасться на несколько частиц, образуя так называемые иомероиные ливии. Частицы, рождаемые в таких ливнях (или их вторичные частицы), регистрируются в детекторах.
Обычно в теоретических расчетах используется формула, описывающая распределение множественности частиц по поперечному импульсу, впервые выведенная в [5]:
dNch
dy d?pT
= ^2wnP(n,Nch)g(pt), (2)
V=о n
где wn — нормированное поперечное сечение одновременной продукции п гребенок иоме-ронов, Р(п; к) - вероятность распада п струн со средней множественностью к, д(рт, п) -распределение по поперечному импульсу частиц, вылетающих из одной струны.
При этом величина wn была сосчитана в той же работе
/„ч
Wn = ^---- , (3)
/ . От т
где соответствующее поперечное сечение
(lin I- (4)
ир поперечное сечение взаимодействия иартонов, которое мы приняли равным 3,3 мб [6, 7], величина z определяется как
= ClPsA
Щ + a1 In (s)' { }
Эта формула зависит от энергии центра масс ^/s. Все параметры мультипомеронной модели взяты в стандартной области [6, 7]. Таким образом, мы используем в расчетах следующие значения: А = 0,139 (наклон померона без единицы), С = 1,5 (параметр квазиэйконала), 7р = 1, 77 ГэВ-2 (померон-нуклонная вершина), а' = 0, 21 ГэВ-2 и Щ = 3,18 ГэВ-2 (параметры померона).
Второй множитель формулы (2) получается из предположения о том, что спектр однопомеронного ливня хорошо описывается распределением Пуассона. В результате свертки однопомеронных распределений получается:
Р(п, Nch) = е-2пкАУ (2У , (6)
где к — множественность заряженных частиц, Nch — средняя множественность частиц от одного померона.
Третий множитель формулы берется из формулы Швингера [8]:
( 71 (Pt + т2) \ g(pt) = exp (---, (7)
где то - масса рожденной частицы, pt - поперечный импульс, t - параметр для струнной модели, известный как натяжение струны.
С ростом энергии столкновения количество струн растет. В классической струнной модели считается, что струны, образованные в одном столкновении, не «знают» о существовании друг друга, каждая струна является независимым источником [4]. Это дает правильное описание экспериментальных данных без введения дополнительных предположений (таких как mini-jets [9]) при низких энергиях. Однако при рождении большего количества струн (что происходит при повышении энергии взаимодействия)
струнная модель начинает неправильно предсказывать наблюдаемые величины. В частности, эта модель не может предсказать правильно (р*) лгсЛ-корреляции. Позднее была высказана гипотеза о возможности взаимодействия струн [10, 11]. Согласно этой гипотезе, в результате взаимодействия перекрывающихся струн (при их большой плотности) может рождаться новая струна с измененными характеристиками.
В работе [2] было введено предположение о наличии коллективных эффектов уже в процессах протон-протонных столкновений. Для этого в стандартную формулу (7) вводится параметр /3, который контролирует коллективные эффекты. Таким образом, д(рт) в формуле (2) читается как
9(Pt) ->■ 9(n,pt) = exp у----------- ), (8)
а вся формула (2) выглядит следующим образом:
dNch
dycPpr
е-2 nkAy^nkAy)-
6 Nchl ехр
f(Nch,pt; z; к, /3, t). (9)
В этой формуле три параметра: £, к, /3, чьи зависимости от энергии можно выяснить, анализируя экспериментальные данные. Таким образом, мы получили возможность найти основные наблюдаемые величины и сравнить их значения с экспериментальными данными.
Результаты модели. Экспериментальные данные по корреляции были проанализированы с помощью пакета МШШТ 94.1 [12]. Подгонка велась по всем трем параметрам I, к, (3. Результаты представлены на рис. 2, 3.
Параметр /3 плавно зависит от энергии в системе центра масс. Легко видеть, что отрицательные значения параметра могут быть объяснены с точки зрения закона сохранения энергии-импульса. Энергии столкновения не хватает для того, чтобы рождалось достаточное количество струн для слияния. Для высоких энергий видно, что значение /3 перестает расти. Параметр к ответственен за «ступеньку» в экспериментальных данных (приведенных выше). Эта ступенька появляется при малых множественностях и связана с однопомеронным обменом. Значения параметра £ распадаются на две группы. Следует учесть, что этот параметр ответственен за значения рт при ЛГсд —^ 0. Значения £, лежащие в районе 0,4 ГэВ2, соответствуют энергиям, при которых экспериментальные данные приходят в точку 0,32 ГэВ (рис. 1).
Результаты обработки зависимости параметров от энергии показаны на рис. 3. Формулы, которые получены для параметров Ъ, к и (, приведены ниже:
/3 = ( — 1,0 ± 0,2) • (1п у/в — (0,14 ± 0,1))(-М±°.2) + (0,49 ± 0,02), к = (0,827 ±0,008), г = (0,568±0,001)СеУ2, (10)
Г = (0,406 ± 0,006)СеУ2.
В формуле (10) I соответствует принадлежность параметра к группе экспериментов с более высоким значением рт при —»■ 0, а соответствует группе с более низким
значением.
2,0 1,8 1,6 1,4 1,2 -* 1,0 0,8 0,6 0,4 0,2 0,0
* ■ ■ 1
п 1 * *
10 100 1000
Энергия в СЦМ, ГэВ
0,6
0,5
0,4
0,3
0,2
0,1
0,0
10
100 1000
Энергия в СЦМ, ГэВ
Энергия в СЦМ, ГэВ
Рис. 3. Зависимости параметров модели ЕРЕМ [2] от энергии столкновений в СЦМ Точки результат обработки. Сплошные линии приближение (см. формулу (10)).
Получив таким образом значения параметров, мы можем рассчитать также и другие наблюдаемые величины. Вопрос о поведении среднего поперечного импульса и средней множественности в зависимости от энергии является наиболее принципиальным при проверке той нлн иной модели. Результаты расчетов [2] приведены на рис. 4 (для множественности) и рис. 5 (для среднего поперечного импульса). При анализе графиков следует учитывать, что расчеты проводились для ограниченных центральных окон по (псевдо-) быстроте, что, видимо, должно енлыю влиять на величину множественности (и слабее на поперечный импульс).
Интересной особенностью модели является также н то, что количество померонов в ней растет с логарифмом энергии (рис. 6), что хорошо согласуется с предыдущими работами [10, 11].
Моделирование методом Монте-Карло. Для моделирования и анализа экспериментальных данных в данной работе использовались генераторы событий РУТША двух различных версий, 5.5 (1991 г., в составе партонно-струнной модели) и 6.325 (2006 г.).
РУТН1А V. 5.5 (в комбинации с ЛЕТБЕТ V. 7.3) используется в качестве базы для генератора событий РБМ, который является реализацией партонно-струнной модели [6,
7]. РБМ был разработан на основе РУТН1А для моделирования нуклон-ядерных и ядроядерных столковений. Также в РБМ включен модуль, реализующий модель слияния струн [3, 5, 10, 13, 14]: в нем принимается во внимание возможность взаимодействия струн и таким образом учитываются эффекты коллективности.
Корректное описание корреляций в элементарных процессах является важным элементом базового анализа более сложных явлений. Генератор событий РБМбыл настроен
Энергия в СЦМ, ГэВ
Рис. 4■ Зависимость плотности множественности заряженных частиц при // = 0 от энергии Черные квадраты экспериментальные данные [2]. Сплошная линия результаты модели с параметрами, полученными в уравнениях (10).
0,50
0,45
0,40
0,35
0,30
э Г 0,25
А. а, \Г 0,20
0,15
0,10
0,05
0,00
■ Р^Ь (Е735)
• 8Р8 А БррБ
Т Р^Ь(ОБР)
О ISR(NA5)
---- Вычисления для t = 0,568 ГэВ2
★ PSM-вычисления
---- Вычисления для t = 0,406 ГэВ
2
—I-------------------------1-Г-
-Г-Н— 100
■’“п—
1000
Энергия в СЦМ, ГэВ
Рис. 5. Средний поперечный импульс в зависимости от энергии в системе центра масс: эксперимент и паши вычисления в рамках моделей РБМ [13, 14] и ЕРЕМ [2]
для описания экспериментальных данных по среднему поперечному импульсу, средней множественности н их распределениям в широком спектре энергий сталкивающихся протонов и ядер от 17 ГэВ до 1.8 ТэВ [7. 13]. В качестве примера на рис. 5 звездочками представлена зависимость среднего поперечного импульса от энергии сталкивающихся протонов, рассчитанная в рамках РБМ. Для корректного описания энергетической зависимости средних поперечных импульсов в РБМ был вставлен пороговый эффект включения жестких процессов. Для этого искусственно увеличиваются значения поперечных импульсов кварков на концах струн. При этом генератор РУТША V. 5.5
3,0 -
со
о
X
о
2^2,5 -О С о
5
Ер 2,0 -
0)
0)
X
П
<и
6 1 с _ *
и 1,5
■
10------------1----1—1—1—1—1—1—1_|--------1-----1—1—1—1—1—1—гт-------1
10 100 1000 Энергия, ГэВ
Рис, 6. Зависимость среднего числа померопов от энергии (ЕРЕМ)
Рис. 7. Моделирование РЭМ (р[ — Аг,,/,)-корреляций для рр столкновений Одинаковое скачкообразное поведение для всех энергий, за исключением 17 ГэВ.
используется в самом простом варианте, без включения учета дополнительных процессов таких, как дифракция, рождение частиц с малым поперечным импульсом и пр.
На рис. 7, результаты моделирования ((р/.)л'о/, — Л7^ ^корреляции для столкновений рр и рр для различных энергий от 17 до 900 ГэВ в рамках РБМ на основе РУТН1А у. 5.5
Рис, 8. Моделирование РЭМ (р[ — Аг,,/г )-корреляций для рр столкновений при 900 ГэВ Закрашенные кружки с учетом жестких процессов, белые кружки без учета жестких процессов.
показывают, что при правильном описании средних величии РУТН1А V. 5.5 не в состоянии дать описания корреляционных явлений: вид рассчитанной корреляционных функций оказывается близким для всех энергий от 32 до 900 ГэВ, что отличается от экспериментальных данных рис. 1. Проблема с описанием корреляционных данных в рамках РБМ более подробно исследовалась в работах [15, 16].
На рис. 8 приводится пример расчета с учетом и без учета жестких процессов в РБМ на основе РУТН1А V. 5.5 для энергии рр столкновений 900 ГэВ. Очевидно, что скачок Р1 в области Агс/, от 10 до 20 частиц зависит от включения жестких процессов. Ранее для получения хороших результатов для величины среднего поперечного импульса жесткие процессы в рамках РБМ на основе РУТН1А V. 5.5 были настроены авторами так, чтобы описывать средние значения, при этом (р/. — Агс/, )-коррсляции совсем не рассматривались.
В данной работе были проведены также исследования ((р/.)л'о/, — Лгсл ^корреляций для столкновений рр при помощи более современной версии генератора событий РУТН1А V. 6.325. Было показано, что и РУТН1А V. 6.325 с настройками по умолчанию не дает правильного описания корреляционных функций (например, [17, 18], а также [15, 16]).
Было проведено исследование влияния эффектов коллективности, присутствующих в РУТН1А V. 6.325 на ((р/.)л'0,, — Агсл )-корреляции. Производился поиск такого набора значений параметров, который бы позволил описать корреляционные функции для как можно более широкой области энергий рр столкновений. Такой набор был найден, он выделен жирным шрифтом в таблице 1. В данном случае все исследуемые процессы включены, вероятности образования и слияния струн равны 90% и 95%, соответственно. На рис. 9, приведено сравнение результатов моделирования и экспериментальных
0 10 20 30 40 50 60
N...
N..
N..
Рис. 9. Экспериментальные результаты (белые кружки) и моделирование РУТН1А (закрашенные кружки) столкновений рр при 200, 540 и 900 ГэВ в центральной области быстрот // < |2. 5|
данных для столкновения рр при энергиях 200. 540 и 900 ГэВ. Было показано, что корректное описание (р1, — Лгс/, )-корреляции можно получить [16] путем настройки параметров РУТН1А и при использовании усиления роли коллективных эффектов в модели в виде цветовых корреляций глюонных струн [19]. включенных в РУТН1А V. 6.325.
Таблица 1
Параметры РУТША, используемые в данной работе
Рагаи^.еге Бе£аик 17 31 200 540 900 1800 ЕРЕМ 14 ТеУ
М8иВ(91) 0 0 0 1 1 1 1 1
М8иВ(92) 0 1 1 1 1 1 1 1
М8иВ(93) 0 1 1 1 1 1 1 1
М8иВ(94) 0 1 1 1 1 1 1 1
М8иВ(95) 1 0 0 1 1 1 1 1
М8иВ(96) 0 1 1 1 1 1 1 1
РАИР(85) 33% 90% 90% 90% 90% 90% 90% 90%
РАИР(86) 66°/с 95% 95% 95% 95% 95% 95% 95%
М8ИВ(91) упругое рассеяние. М8ИВ(92) и М8ИВ(93) дифракция одного из нуклонов. М8ИВ(94) двойная дифракция. М8иВ(9о) рождение частиц с низким р< и М8ИВ(96) соответствует цолужестким процессам КХД. Также представлены значения параметров 1>АК,1>(85) и 1>АК,1>(86). оиисаиных в тексте. Жирным шрифтом выделен финальный набор параметров.
Коллективные эффекты в данной новой версии РУТН1А V. 6.325 реализованы при помощи модели множественных взаимодействий (ММВ). В рамках данной модели, в одном событии рассматриваются п взаимодействий, для каждого из которых в отдельности рассчитывается поперечное сечение при р/.. выше заданного уровня (р/. )тт-
03
с
1,0
0,9
0,8
0,7
0,6
0,5
0,4
0,3
09
С
1,0
0,8
Л? 0,6
£
0,4
0
N ск
50
50
N ск
Рис. 10. Моделирование РУТНІА (рі — Аг,;/,)-корреляций для рр столкновений при энергии 1800 ГэВ в сравнении с экспериментальными данными (слева) и с результатами модели ЕРЕМ (справа). Измерения производились в центральном окне псевдобыстроты |//| < 3,25
Сумма сечений по всем п дает полное поперечное сечение столкновения. Однако в данной модели при (р/. )тіп —^ 0 число множественных взаимодействий должно быть бесконечным. н поэтому вводится минимальное значение порога поперечного импульса
, ч Ь 0.2 СеУ • /т .
{Р' )т'ш ~ ^ * 0.7/ш * °-3 &(* - Л(ЗГ°-
Тем ие меиее оказалось, что для описания экспериментальных данных значение р/.т!п следует увеличить до 2.0 ГэВ. Одно из предположений связано с существованием коллективных эффектов, т.е. утверждается, что множественные взаимодействия не являются полностью независимыми процессами [20].
Эти эффекты коллективности в РУТША управляются двумя параметрами. Одни нз них (РАТ1Р(86)) соответствует вероятности того, что дополнительное взаимодействие в рамках ММВ рождает глюонную пару, которая либо образует глюонную петлю, либо описывается вторым параметром (РАТ1Р(85)). Второй параметр (РАТ1Р(85)) есть вероятность того, что образованная в дополнительном взаимодействии глюонная пара не формирует отдельные струны, а попадает в состав уже существующей, ближайшей струны, что примерно соответствует механизму слияния струн. По умолчанию, значение РАТ1Р(86) равно 66%, а РАТ1Р(85) 33%. Таким образом, две трети взаимодействий
приводит к рождению струн, и треть струн соединяются между собой.
Для энергий ниже 200 и выше 900 ГэВ этот набор параметров не работает. В частности, для 1800 ГэВ наблюдается слишком резкий рост поперечного импульса по сравнению с экспериментальными данными (рис. 10, слева). Дополнительная настройка параметров по данным для энергии 1800 ГэВ также представлена в табл. 1, в столбце, отмеченном 1800 ЕРЕМ: результаты на рис. 10 (справа).
Влияние значения вероятности слияния струн (при фиксировании остальных параметров) для рр столкновений при энергии 900 ГэВ представлено на рис. 11. Это явление объясняется сильной чувствительностью ((р/.)лго/, — Лгсй )-корроляций к цветовым взаимодействиям [20]. Случай независимых струн соответствует отсутствию слияния. На рис. 11 это нижняя кривая зависимости — Агс/,. Наблюдается рост с увеличением количества заряженных частиц, а далее, в области множественности свыше 20 частиц, поперечный импульс остается неизменным и на графике образуется плато.
Nch
Рис. 11. Влияние значения РА11Р(85); соответствующего вероятности слияпия глюоппых струи, па вид (р/ —Аг,;/,)-корреляций
РУТН1А V. 6.325 моделирование, рр столкновения при энергии 900 ГэВ.
Nch
Рис. 12. Предсказаїшя ({pt)Nch — А^/^-корреляций для 5,5 ТэВ для окна |//| < 0, 9 в рамках ЕРЕМ и моделирование PYTHIA при энергии 14 ТэВ. в центральном окне псевдобыстроты |//| <2,5
С увеличением вероятности слияния струн сильнее проявляются эффекты коллективности [10, 14, 20].
Все сказанное выше дает основание экстраполировать предсказания теории ЕРЕМ [2] и генератора событий PYTHIA на протон-протонные столкновения при энергиях LHC-ALICE (5,5 ТэВ и 14 ТэВ). Полученные результаты для энергий 5,5 ТэВ и реалистичного окна по псевдобыстроте представлены на рис. 12. Здесь же по результатам
настройки генератора событий PYTHIA показаны предсказания для рр столкновений при энергиях 14 ТэВ (LHC).
Заключение. В статье освещена эффективная модель мультипомеронного обмена с учетом коллективности. Приведены основные результаты модели, соотнесенные с экспериментальными данными, найдены важные особенности ((Pt)Nch ~ -^е/О-корреляций. Параметры к и t не зависят от энергии, что было предсказано ранее. Для больших энергий зависимость {pt)pjch — Nch выходит на плато, что может быть объяснено в рамках модели сливающихся струн как насыщение слияния. С помощью модели сделаны предсказания для энергии LHC-ALICE (5,5 ТэВ).
Проведено сравнение экспериментальных данных с моделью мультипомеронного обмена. Показано, что эффекты коллективности играют важную роль в описании iipt)Nch — Лгс/1)-корреляций, и без учета взаимодействия струн невозможно получение полной картины протон-протонных столкновений. Проведены также моделирование и анализ экспериментальных данных в рамках генератора событий PYTHIA (версии 5.5 и 6.325), показана роль явления взаимодействия струн между собой, выполнена настройка параметров коллективных процессов и сделаны предсказания для энергии LHC.
Авторы благодарят за поддержку работы в виде грантов INTAS-CERN Ref.N 05-1125016 Фонда Династии и РНП.2.2.2.2 Л" 15 17 Министерства образования и науки РФ.
Summary
Asryan A., Derkach D., Feofilov G. Correlation (pt)Nch —Nch and collective effects in pp andpp collision at energy from ISR up to Tevatron and LHC.
In this work the analysis of available experimental data on pt-n correlations of charged particles in pp and anti-p collisions with energies from 17 to 1800 GeV was made. It was shown that experimental data has patterns and features, which could be explained by models such as effective multipomeron exchange model (Regge-Gribov model) and PYTHIA v. 6.325 Monte-Carlo event generator. Obtained results allow to make predictions for ALICE experiment at LHC.
Литература
1. Latters G. M. G., Fujimoto Y., Hasegawa S. Hadronic interactions of high energy cosmic-ray observed by emulsion chambers // Phys. Rep. 1980. V. 65. P. 151.
2. Armesto N., Derkach D., Feofilov G. p/T-multiplicity correlations in a Multi-Pomeron exchange model with string collective effects // ALICE-INT-NOTE-2006-031; Ядерная физика. 2008. JV® 11-12 (в печати).
3. Kaidalov A. В. The quark-gluon structure of the pomeron and the rise of inclusive spectra at high energies // Phys. Lett. B. 1982. V. 116. P. 225.
4. Capella A., Sukhatme TJ. P., Tan G.-I., Tran Thanh Van J. p/T hadronic collisions, universality of quark fragmentation, and rising rapidity plateaus // Phys. Lett. (B). 1979. V. 81. P. 68.
5. Kaidalov A. B., Ter-Martirosyan K. A. Pomeron as quark-gluon strings and multiple hadron production at SPS-collider energies // Phys. Lett. (B). 1982. V. 11. P. 247.
6. Amelin N. S., Armesto N., Pajares C., Sousa D. String Fusion Model: PSM-1.0 User’s Manual j j hep-ph/0103060.
7. Amelin N. S., Armesto N., Pajares C., Sousa D. Monte-Carlo-model for nuclear collisions from SPS to LHC energies // Eur. Phys. J. (C). 22. 2001. P. 149-163.
8. Schwinger J. On Gauge Invariance and Vacuum Polarization // Phys. Rev. 1951. V. 82. P. 664; Biro T. S., Nielsen H. B., Knoll J. Colour rope model for extreme relativistic heavy ion collisions // Nucl. Phys. (B). 1984. V. 245 P. 449.
9. Capella A., Sukhatme TJ. P., Tan C.-I., Tran Thanh Van J. Dual parton model // Phys. Rep. 1994. V. 236 P. 225.
10. Braun M. A., Pajares G. Particle production in nuclear collisions and string interactions // Phys. Lett. B. 1992. V. 287. P. 154.
11. Abramovskii V. A., Gribov V. N., Kancheli O. V. Character of inclusive spectra and fluctuations produced in inelastic processes by multi // Sov. J. Nucl. Phys. 1974. Vol. 18, N. 3. P. 308.
12. James F. MINUIT Reference Manual, Version 94.1, CERN.
13. Amelin N. S., Braun M. A., Pajares C. String fusion and particle production at high energies: Monte-Carlo string fusion model // Z. Phys. (C). 1994. V. 63. S. 507-516.
14. Amelin N. S., Braun M. A., Pajares C. Multiple production in the Monte Carlo string fusion model // Phys. Lett. (B). 1993. V. 306. P. 312; Armesto N., Braun M. A., Ferreiro E. G., Pajares G. Percolation Approach to Quark-Gluon Plasma and J^-suppression // Phys. Rev. Lett. 1996. V. 77. P. 3736.
15. Asryan A. PSM and PYTHIA Simulations for p-p and Heavy Ions Collisions, 14-th European School of High-Energy Physics 2006. Aronsborg, Sweden.
16. Asryan A., Feofilov G. Studies of pt-n correlation in proton collisions in the framework of PSM and PYTHIA generators, ALICE Week, Physics Forum. CERN, 2006.
17. Acosta D. et al. Soft and hard interactions in pap collisions at -Js = 1800 and 630 GeV // Phys. Rev. (D). 2002. V. 65. P. 072005.
18. Abe F. et al. Transverse-momentum distributions of charged particles produced in pap interactions at -Js = 630 and 1800 GeV// Phys. Rev. Lett. 1988. V. 61. P. 1819.
19. Sjostrand T., Lonnblad L., Mrenna S., Skands P. PYTHIA 6.3 Physics and Manual, hepph/0308153, LU TP 03038, August 2003.
20. Sjostrand T. Monte-Carlo-Generators // hep-ph/0611247, CERN-LCGAPP-2006-06, November 2006.
11pimhto k iiyf). mKamm 18 fleicafipa 2007 r.
