Hard probes
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 aS della QCD è piccola (libertà asintotica) per
processi ad alto momento (Q2) trasferito
Alto momento trasferito  Piccole distanze  Scale di tempi brevi (tform ≈
1/Q2)
Sono essenzialmente:
Adroni ad alto pT  Jets
Mesoni e barioni open heavy flavour (charm e beauty)
Quarkonia (J/Y, Y’, , ’, ”)
In collisioni di ioni, gli adroni ad alto pT e gli open heavy flavour sono il
prodotto della frammentazione di partoni a pT 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
2
Processi hard (2)
Negli spettri in pT, 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 pT > 4 GeV sono
meno dello 0.1%
Spettro tipo legge di
potenza (~1/pT4)
3
Fattorizzazione in pp (1)
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:
 hhHx  PDF ( xa , Q ) PDF ( xb , Q )   abqq  DqH (zq , Q )
2
sezione d’urto
in collisioni
adroniche
2
Parton Distribution Functions
xa , xb= frazione di momento dei
partoni a, b negli adroni
xa
s /2
sezione d’urto
partonica
-
s /2
xb
2
q
Q2
q
Frammentazione
del quark q
nell’adrone H
Jet
H
4
Fattorizzazione in pp (2)
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:
 hhHx  PDF ( xa , Q ) PDF ( xb , Q )   abqq  DqH (zq , Q )
2
sezione d’urto
in collisioni
adroniche
2
Parton Distribution Functions
xa , xb= frazione di momento dei
partoni a, b negli adroni
2
sezione d’urto
partonica
Frammentazione
del quark q
nell’adrone H
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
5
Parton Distribution Functions (1)
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 F1 e F2 del protone
dalle relazioni:
2 F1 ( x, Q 2 ) 

i
zi2 f i ( x, Q 2 )
F2 ( x, Q 2 ) 

zi2 x f i (Q 2 , x)
i
la sommatoria è fatta sui diversi tipi di partoni di carica zi
fi sono le PDF per il partone di tipo i
da queste si ricava la relazione di Gross-Callan F2(x,Q2)=2xF1(x,Q2)
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 Q2 (Bjorken scaling)
6
Parton Distribution Functions (2)
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 Q2.
La violazione dello scaling è
dovuta al fatto che i quark
irradiano gluoni che si possono
“materializzano” come coppie
qqbar (quark del mare)
Al crescere di Q2 aumenta la
risoluzione della probe
(~ħ/Q2) e quindi aumenta il
numero di partoni che sono
“visti” portare una frazione x
del momento del protone 7
Parton Distribution Functions (3)
La radiazione dei gluoni produce quindi l’evoluzione delle funzioni di
struttura e delle PDF con Q2
Le PDF dipendono dalla scala m = Q2 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 Q02
La pQCD permette di calcolare con le equazioni DGLAP come le PDF evolvono
dalla scala Q02 a un’altra scala Q2
up m=1 GeV
up m=2.5 GeV
up m=10 GeV
gluon m=1 GeV
gluon m=2.5 GeV
gluon m=10 GeV
8
Parton Distribution Functions (4)
Basso x,
dominano i
quark del
mare e i gluoni
Alto x,
dominano i
quark di
valenza
9
Fragmentation function
La funzione di frammentazione DqH(z,Q2) rappresenta la
probabilità che il quark q dia origine a un adrone H con una
frazione z del momento del quark (pH = zpq)
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 Q2
Vengono misurate a una certa scala Q02 e fatte evolvere con le
equazioni DGLAP
10
String fragmentation model
Lo “string fragmentation model” è usato per descrivere la
frammentazione nei Monte Carlo, e.g. PYTHIA
Le coppie qqbar sono tenute insieme da una
stringa (tubo di flusso di colore)
Man mano che il q e il qbar si allontanano,
l’energia viene immagazzinata nella
stringa. Per un certa distanza r si ha:
V (r )  
A(r )
 r
r
  1 GeV/fm
Al di sopra di una certa distanza, è
energeticamente favorevole rompere la
stringa creando una nuova coppia qqbar (di
quark leggeri) piuttosto che continuare ad
aumentare la distanza
La stringa si rompe e si forma una coppia
di adroni
11
Produzione di quark pesanti
Sezione d’urto partonica
Diagrammi LO per la produzione di heavy flavours
q
Q
g
Q
q
Q
g
Q
g
Q
g
Q
g
Q
g
Q
gluon fusion
q-qbar annihilation
Diagrammi NLO per la produzione di heavy flavours
Q
Q
Q
Q
Q
Q
higher order terms in
pair creation
flavour excitation
gluon splitting
13
Produzione di una coppia QQbar (1)
I quadri-impulsi dei due partoni collidenti (assunti con m=0) sono dati
da:
s
~
p1  ( x1 ,0,0, x1 )
2
s
~
p2  ( x2 ,0,0, x2 )
2
 x1 e x2 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 QQbar con un processo al
leading order (es. gluon fusion ggQQbar ) si ha:
 Massa invariante
M
2
QQ
 Q  E1  E2 
2
2
  2
2 s
2 s
 ( p1  p2 )  ( x1  x2 )  ( x1  x2 )  sx1 x2
4
4
 Rapidità
yQQ
1  E  p z  1  ( x1  x2 ) s 2  ( x1  x2 ) s 2  1  x1 
  ln 
 ln 
  ln  
2  E  p z  2  ( x1  x2 ) s 2  ( x1  x2 ) s 2  2  x214
Produzione di una coppia QQbar (2)
Risolvendo il sistema di equazioni:
 M Q2Q  sx1 x2

x1

 yQQ  ln x
2

Si ricava:

M Q2Q
 x1 
x2 s

 
M QQ
y

 e QQ
x s
 2

M Q2Q
 x1 
x2 s

 
 x1  e yQQ
 x2

x1 
M QQ
e
x2 
yQQ
s
M QQ
e

M Q2Q
 x1 

x2 s
 
M
 x  QQ e  yQQ
 2
s
 yQQ
s
 A midrapidity (yQQ=0) si ha:
y 0
1
x
y 0
2
x

M QQ
s
15
Produzione di una coppia QQbar (3)
Nel caso di produzione alla soglia di una coppia ccbar
(MQQ=2mc ≈ 2.4 GeV/c2) o bbbar (MQQ=2mb ≈ 9 GeV/c2) a
midrapidity si ricava:
SPS
RHIC
LHC
PbPb
LHC pp
s
(GeV)
17.2
200
5500
14000
xcc
(y=0)
≈1.4·10-1
≈1·10-2
≈4·10-4
≈2·10-4
xbb
(y=0)
≈5·10-1
≈5·10-2
≈2·10-3
≈6·10-4
 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
16
Heavy quark fragmentation
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:
Peterson
DD / c ( z ) 
1
z[1  1 / z  e /(1  z )]2
Peterson (e = 0.015)
Colangelo-Nason
(a = 0.9, b=6.4)
Colangelo-Nason
DD / c ( z )  (1  z )a z b
I valori dei paramteri a, b e e sono
estratti da fit alle misure di produzione
di mesoni D a LEP
17
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/Y e+e-)
18
pQCD vs. dati sperimentali (charm)
I dati sperimentali sui mesoni charmati a Tevatron
risultano stare sui limiti superiori delle previsioni
della pQCD fattorizzata
19
Hard Probes in collisioni
nucleo-nucleo
Collisioni nucleo-nucleo
La produzione di particelle hard in collisioni nucleonucleo è prevista scalare con il numero di collisioni
elementari nucleone-nucleone che si realizzano nella
collisione nucleo-nucleo
hard
p AB
(b)  1  1   hardTAB (b)AB  1  1  AB hardTAB (b) 
  hard ABT AB (b)   hard N coll
Quindi ci si aspetta che gli spettri in pT misurati in
collisioni nucleo-nucleo si possano ottenere da quelli in
pp con la semplice legge di scaling (binary scaling)
dN AA / dpT  N coll  dN pp / dpT
21
Nuclear modification factor RAA
Si definisce il rapporto:
RAA ( pT ) 
1 dN AA / dpT
N coll dN pp / dpT
RAA
In caso non ci siano effetti nucleari:
RAA<1 nel regime di fisica soft (basso pT)
RAA=1 ad alto pT dove dominano i processi hard
RAA = 1
RAA < 1
Per collisioni AuAu centrali a
RHIC
Npart ≈ 400
Ncoll ≈ 1200
(Npart/2)/Ncoll ≈ 1/6
22
Rottura dello scaling binario
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
23
Effetti di stato iniziale
Cronin Effect (1)
Cronin
enhancement
RpA
Scoperto negli anni ’70 in
collisioni protone-nucleo
a Fermilab
Per valori di pT >≈ 2
GeV/c il rapporto RpA
(equivalente di RAA per
collisioni pA) ha valori
maggiori di 1
RpA > 1
RpA = 1
25
Cronin Effect (2)
Ad alti momenti trasversi, lo spettro in pT degli adroni
prodotti in collisioni pA è:
Traslato verso l’alto per un fattore di normalizzazione Ncoll (≈A)
come deve essere per un processo hard
Traslato orizzontalmente verso valori più alti di pT
il che a un certo pT fissato si manifesta come un RpA > 1 dato l’andamento
decrescente dello spettro
dN
dpT
pp spectrum
pA spectrum
normalized
to Ncoll ≈ A
pT
26
Cronin Effect (3)
La traslazione orizzontale a pT 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 pT, hanno già subito alcune collisioni elastiche con
altri nucleoni del nucleo bersaglio
In questo modo i partoni del proiettile acquisiscono un momento
trasverso kT che cresce con la radice quadrata del numero delle
collisioni elastiche (random walk)
kT
27
Cronin Effect (4)
Quando avviene il processo hard il partone proiettile
possiede un “initial kT” e dà un “extra kT kick” al partone
prodotto
Al crescere del pT della particella prodotta, questo “extra kT
RpA
kick” diventa una frazione sempre più piccola del pT osservato,
quindi il Cronin enhancement dovrebbe sparire per pT→∞.
Al crescere di pT, RAA deve quindi raggiungere il valore 1, ma non
dal basso come ci si aspetta dal soft scaling a basso pT, ma
dall’alto a causa del Cronin enhancement ad alto pT
RpA > 1
RpA = 1
28
PDF nei nuclei (1)
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
anti-shadowing
shadowing
Fermi motion
EMC effect
29
PDF nei nuclei (2)
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)
30
Effetti di stato finale
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 pT )
perde energia mentre esce dalla
regione di interazione
 Viene quindi rallentato (=il suo pT
E - DE
Spectrum in pp
Quenched spectrum
diminuisce mentre attraversa il
mezzo)
 Lo spettro ad alto pT viene soppresso
(quenching)
Ad alte energie il meccanismo
dominante è quello radiativo
32
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”
DE  a s CR qˆ L2
perdita di energia
Distanza percorsa nel mezzo
fattore di Casimir
Transport coefficient
aS = costante di accoppiamento di QCD (running)
CR = 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
33
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”
DE  a s CR qˆ L2
perdita di energia
Distanza percorsa nel mezzo
fattore di Casimir
Transport coefficient
La dipendenza da L2 è dovuta al fatto che i gluoni irradiati sono colorati
e possono interagire anche loro con il mezzo
34
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”
DE  a s CR qˆ L2
perdita di energia
Distanza percorsa nel mezzo
fattore di Casimir
Transport coefficient
Per quark pesanti ci si aspetta un minore energy loss per effetto di:
 Fattore di Casimir
 Gli adroni leggeri ad alto pT 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 q < MQ/EQ
35
Transport coefficient
Il transport coefficient è
legato alla densità di gluoni
e quindi alla densità di
energia del mezzo
QGP
qˆ  e 3 / 4
Dalla perdita di energia
misurata si può quindi
ottenere una misura
indiretta della densità di
energia del sistema
Pion gas
Cold nuclear matter
36
Perdita di energia radiativa e RAA (1)
Al crescere del trasport
coefficient q^
 Aumenta l’energy loss
 Diminuisce RAA
Effetto della massa del
quark charm
 Minore energy loss (dead cone)
37
Perdita di energia radiativa e RAA (2)
Effetto della massa del
Effetto della massa del
quark charm
quark beauty
 Minore energy loss (dead cone)  mb > mc, dead cone effect più
grande
38
Quanta energia si perde ?
Formula BDMPS:
1
le
DE  a s C R qˆ L2 analisi
dimensiona


4
DE 
a s C R qˆ L2
4c
Valori numerici
 q^ = 5 GeV2/fm  valore tipico per fittare i dati di RHIC
 aS = 0.2  valore per processo con virtualità Q2 = 10 GeV
 CR = 4/3
 L = 5 fm
Da cui:
4
0.2   5  25
5  25
3
DE 

 40 GeV
4  0.197
3
 valore enorme! Solo partoni con energia > 40 GeV/c possono
attraversare 5 fm di fireball e uscire con alto pT
39
Perdita di energia e adronizzazione
Un partone ad alto pT 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)
Jet
Hadronization in
medium
 Modifica della funzione di frammentazione
 Possibile adronizzazione per
coalescenza/ricombinazione
40
Frammentazione vs. coalescenza
Due meccanismi di adronizzazione:
 Frammentazione: un partone ad alto pT frammenta in adroni a pT
più basso
d
d
d
p-
p
u
u
+
d
 Ricombinazione/coalescenza: partoni a basso pT si combinano per
formare un adrone con pT più alto
41
Frammentazione vs. coalescenza
Due meccanismi di adronizzazione:
 Frammentazione: un partone ad alto pT frammenta in adroni a pT
più basso
 Ricombinazione/coalescenza: partoni a basso pT si combinano per
formare un adrone con pT più alto
fragmenting parton:
ph = z·pq with z<1
recombining partons:
ph = pq1+pq2
42
Ricapitolando …
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
43
Risultati a RHIC
RAA per adroni carichi e p0
RAA ( pT ) 
1 dN AA / dpT
N coll dN pp / dpT
Soppressione di un fattore ≈5 per pT>4 GeV
I valori di RAA ad alto pT sono quelli che ci si aspetta
nel caso di scaling con Npart (Npart/Ncoll ≈0.2)
PHENIX p0 (0-10%)
45
Effetti di stato finale o iniziale (1)
Misura di RAA (indicato
con RdAu) 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
46
Effetti di stato finale o iniziale (2)
I fotoni diretti ( ottenuti sottraendo i decadimenti di p0 e h
sono una “medium-blind probe” ( non hanno interazioni forti)
e scalano con Ncoll come atteso per processi hard
Il quenching osservato per gli adroni è un effetto di
stato finale
figure by D. d’Enterria
47
Interpretazione geometrica
Il rapporto tra scaling
con i partecipanti e con
le collisioni è dato da:
/3
N part  V fireball
N coll  N 4part

N part
N coll
1/ 3  V 1/ 3 
 N part
fireball
1
R fireball
 cioè un rapporto
superficie/volume
La produzione di adroni ad alto pT in collisioni Au-Au
centrali è compatibile con la semplice ipotesi che gli adroni
ad alto pT sono emessi solo dalla superficie (corona) e non
dalle regioni interne della fireball (Surface Emission)
48
Surface emission
Per le coppie qqbar prodotte all’interno della fireball
 i partoni prodotti sono rallentati nella loro uscita dalla fireball e
adronizzano in adroni a basso pT
Per le coppie qqbar prodotte sulla superficie della fireball
(corona)
 il partone con momento diretto verso l’esterno adronizza in un
adrone ad alto pT (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 pT
Questo spiega lo scaling con Npart
Lo studio delle correlazioni di angolo
azimutale tra due particelle ad alto pT
può fornire una ulteriore evidenza
sperimentale a favore di questa ipotesi
49
Correlazioni angolari (1)
In ogni evento, si considera l’adrone con il più alto valore di pT
(trigger particle, con pT > di una certa soglia ad es. pTtrig>4 GeV)
Si costruisce una distribuzione azimutale delle altre particelle ad alto
pT dell’evento (es. con pTassoc > 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 D tra la trigger particle e le altre particelle ad alto pT
ha dei valori preferenziali (picchi) intorno a 0° e a 180°
Near-side
peak
Away-side
peak
D
Trigger particle
50
Correlazioni angolari (2)
In collisioni pp e in collisioni Au-Au periferiche la
distribuzione angolare delle particelle ad alto pT 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
51
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
52
Heavy flavour: tecniche
sperimentali e risultati a RHIC
Stati di open charm e beauty
Hadron
D  (cd )
Mass (MeV)
1869
ct (µm)
312
D 0 (cu )
Ds (cs )
1865
1968
123
147
 (udc)
 (usc )
2285
2466
60
132
 (dsc )
 ( ssc )
2472
2698
34
21

c

c
0
c
0
c
Hadron
B  (ub )
Mass (MeV)
5279
ct (µm)
501
B 0 ( db )
5279
460
Bs0 ( sb )
5370
438
Bc0 (cb )
 6400
100  200
0b (udb)
5624
368
Vite medie ≈ 0.5-2 ps (decadimenti deboli)
 Gli heavy quarks sono prodotti nei primi istanti della collisione
e vivono per tutta l’evoluzione della fireball
ct dell’ordine di 100-500 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
54
Tecniche sperimentali (1)
Non-photonic electrons
 Si costruiscono gli spettri in pT 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 g  e+e Decadimenti Dalitz: p0  e+e-g , h  e+e-g
 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)
55
Tecniche sperimentali (2/1)
Ricostruzione esclusiva di mesoni e barioni charmati dai
decadimenti adronici
Meson
Final state
# charged
bodies
Branching Ratio
K-p
2
3.8%
D0
K-ppp
D+
K-pp
4
3
Total
7.48%
Non resonant
1.74%
D0 K-pr0  K-ppp
6.2%
Total
9.2%
Non resonant
8.8%
D+ Kbar0*(1430)p  K-pp 2.33%
Ds+
K+K-p
3
Total
4.3%
Ds+ K+Kbar0*K+K-p
2.0%
Ds+ fpK+K-p
1.8%56
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 …
57
Spettro in pT dei non-photonic
electrons RHIC
Discrepanza di un fattore 2 tra STAR e PHENIX
 Le cause di questa discrepanza al momento non sono capite
58
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
59
RAA a RHIC (non-photonic electrons)
I valori di RAA mostrano invece un buon accordo tra
STAR e PHENIX
 La differenza di normalizzazione si cancella nel rapporto
AuAu/pp
60
RAA a RHIC – modelli teorici (1)
non ph. el. soppressi ≈
come gli adroni leggeri
L’uso di alte densità ( q^ ),
l’introduzione della perdita
di energia elastica (in
addizione a quella
radiativa) non è sufficente
^ e no elettroni
valori alti di q
dal beauty riproducono
meglio i dati
61
RAA 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
62
Conclusioni ?
I risultati delle misure di adroni ad alto pT a RHIC
 RAA 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
63
Prospettive per LHC
ALICE setup
Time Of Flight (TOF)
Transition Radiation Detector (TRD)
Time Projection
Chamber (TPC)
Inner Tracking
System (ITS)
Muon arm
L3 magnet
65
Heavy-flavours ad ALICE
Sezioni d’urto per produzione di heavy flavours molto
maggiori che a RHIC
cc
cc
 LHC
 10   RHIC
bb
bb
 LHC
 100   RHIC
Canali studiati in ALICE
 elettronico (|h|<0.9)
 muonico (-4<h<-2.5)
 adronico (|h|<0.9)
Accettanza:
 basso pT
 regioni di rapidità centrale
e in avanti
pT of Q-hadron [GeV]
1 year pp 14 TeV @ nominal lumin.
100
ATLAS/CMS
(b)
LHCb
(b)
10
ALICE
(b)
(c)
1
-2
0
ALICE
(c/b)
2
4
h of Q-hadron
6
66
Inner Tracking System
Rivelatore di vertice
usato per identificare i
prodotti di
decadimento di mesoni
D (ct≈100-300 mm) e B
(ct≈500 mm)
6 strati cilindrici di
rivelatori al silicio
Layer Technology
Radius
(cm)
±z
(cm)
Spatial
resolution
(mm)
rf
z
1
Pixel
4.0
14.1
12
100
2
Pixel
7.2
14.1
12
100
3
Drift
15.0
22.2
38
28
4
Drift
23.9
29.7
38
28
5
Strip
38.5
43.2
20
830
6
Strip
43.6
48.9
20
830
Silicon Pixel Detectors (2D)
Silicon Drift Detectors (2D)
Silicon Strip Detectors (1D)
L= 97.6 cm
R= 43.6 cm
67