测量在√sNN = 7.7-200GeV时Au Au碰撞中净电荷多重分布的高阶累积量外文翻译资料

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测量在radic;sNN = 7.7-200GeV时Au Au碰撞中净电荷多重分布的高阶累积量

我们报告了，用PHENIX实验相对论重离子对撞机，在radic;SNN= 7.7-200 GeV时，以及快度（|eta;| lt;0.35）时，测量净荷电荷积累量（Cn，n = 1，...，4）在Au Au碰撞中的分布。净离子分布积累量的比例（例如，C1/C2,,，C3/C1），这与量的独立的易感性比率相关，现在作为中心性和能量的函数被研究。这些量对于了解量子色动力学相图是重要的，也是关键终点存在的一个可能的证据。测量值被用负二项分布非常好地描述。我们没有观察到任何非单调行为的累积量的比例碰撞能量的功能。C1 / C2和C3 / C1的测量值可以直接比较与格子量子色动力学计算，从而允许提取化学冻结温度和每个质量中心能量处的重子化学势。提取的重子化学势是与热统计分析模型非常一致的。

相对论重离子碰撞研究的主要目标之一是画出有限温度T和重子化学相图电位mu;B时量子色动力学（QCD）的相变图。虽然阶段的确切性质在有限重子密度下的过渡仍然没有很好的建立，几个模型表明，在大的mu;B和低T条件时，相位强子相位与夸克胶子等离子体（QGP）之间的相变是一阶[2,3]，而在高阶T和低mu;B时，从QGP到强相有一个简单的跃迁 [4-8]。 在T-mu;B平面中一阶相转变结束的点被称为QCD关键终点（CEP），这是相对论重离子对撞机（RHIC）的射束能量扫描程序的中心目标。几项计算也报告了可能在T-mu;B相图中存在CEP [6,7,9]。

布鲁克海文国家实验室的RHIC提供了一个来自在不同能量下的Au Au碰撞的大量数据，这给我们一个独特的机会扫描T-mu;B平面并调查CEP可能存在的证据和位置。在热力学极限中，相关长度xi;在CEP发散[1]。事件——事件的各种保守量的波动，如净重子数，净电荷和净差异被提出作为的CEP可能存在的特征[10-12]。它在格子QCD中显示出，随着下一个领先的泰勒级数消失化学势附近的扩展，电荷波动的累积量对于从强子到QGP相位的过渡的发生来说是敏感指标。通常，净重子，净电荷和净差异分布与作为sigma;2（= C2）=alpha;（delta;N）2 〜xi;2 的xi;成正比[9]，其中N是多重性，delta;N= N-mu;，并且mu;（= C1）是分布的平均值。

最近的计算显示，相当于使用二阶累积量sigma;2的早期测量值，高阶累积量波动对CEP的距离邻近度的敏感度更高 [12,15]。偏斜度S和峰度kappa;与第三和第四时刻S（= C3 / C3/22）=alpha;（delta;N）3pi;/sigma;3〜xi;4.5和kappa;（= C4 / C22）=alpha;（delta;N）4pi;/sigma;4-3〜xi;7时相关。各种比例累积量Cn和常规值（mu;，sigma;，S，和kappa;）可以相关如下：mu;/sigma;2 = C1/C2, Ssigma; =

C3/C2, kappa;sigma;2 = C4/C2, and Ssigma;3/mu; = C3/C1。因为xi;在CEP时的分歧，累积量Ssigma;和kappa;sigma;2的比例在接近CEP时应迅速上升[16,17]。从网格QCD计算得到净重子、净电荷和净差异的保存积累量[13,14,17]，还有强子共振气体（HRG）模型[18]与在mu;/sigma;2 sim;chi;(1)/chi;(2), Ssigma; sim; chi;(3)/chi;(2), Ssigma;3/mu; sim; chi;(3)/chi;(1), and kappa;sigma;2 sim;chi;(4)/chi;(2)情况下的保守量子数的n阶的广义敏感性有关。测量mu;/sigma;2, Ssigma;, Ssigma;3/mu;和kappa;sigma;2的优势是mu;、sigma;、S和kappa;在比例平衡时的量的独立性; 因此理论计算可以直接与实验测量相比较。这些累积比例也可用于提取消失参数和确定CEP的位置[14]。实验上，网电电荷波动比净重子数波动更容易直接测量，这些都可以部分通过净质子测量[19]。而在理论参量方面，净电荷波动并不像净重子波动那样敏感，两个测量应该充分理解为是理论上的。

我们在这里精确地报告了净电荷多重性(Nch = minus; 分布的高阶积累量的能量和中心独立性, 这是由RHIC的PHENIX实验中用= 7.7,19.6,27,39,62.4和200GeV 的条件在Au Au碰撞中测量的。这些测量量覆盖了QCD相图中的宽度范围mu;B。

PHENIX检测器由两个中央光谱仪臂，两个先进的介子臂和全球探测器组成[20]。在这篇分析中，我们使用中央臂光谱仪，这覆盖了

|eta;|0.35的快度范围。 两个臂中的每一个对应了pi;/ 2弧度，并设计以检测带电的强子，电子和光子。在2010年和2007年，数据被采用为radic;SNN= 62.4和200 GeV，用在束——束计数器（BBC）中的总电荷沉积来确定事件的中心位置，它们是也用于触发和顶点确定。 较低能量（radic;SNN= 39 GeV及以下）BBCs（3.0 lt;|eta;| lt;3.9）的可接受度是在分裂区域内，因此必须使用交替检测器。在2010年， 对于数据SNN= 39和7.7GeV时，中心性是由外环的平面警铃反应器（RXNP）决定，它覆盖1.0 lt;|eta;| lt;1.5 [21]。在2011年，数据被采用为radic;SNN= 19.6和27 GeV，RXNP是很好的，所以中心度是使用满能的电磁计（EMCal）集群来确定，以在相同的可接受度内，尽量减少迹的填充的相关性。 关于程序的更多细节被给出[22]。上述能量的分析事件是在| Zvertex |的碰撞顶点内。radic;SNN= 7.7,19.6,27,39,62.4和200 GeV条件下的 Au Au碰撞中，上述分析事件的数量分别为2M，6M，21M，154M，474M，1681M。

由按事件——事件基础测量的带正电的N 和带负电的N- 的粒子数量被用于计算每个碰撞的中心和能量的净电荷分布。带电粒子轨道被使用来自流动室和垫室（PC1和PC3）的信息重建。 一个重建流动室轨迹和在PC1中的匹配碰撞的组合用于确定动量和电荷粒子。 轨道横向动量在0.3和2.0 GeV/c之间的轨迹被选择应用于这个分析。环状成像的C erenkov检测器用于减少由转换光子产生的电子背景。 为了进一步减少背景，所选曲目需要位于2.5sigma;内轨道投影和PC3碰撞之间的匹配窗口，以及用于EMCal的3sigma;匹配窗口。

图1：未校正的净电荷Nch分布，对不同的能量来说在|eta;|0.35内，来自于Au Au碰撞，图（a）为中央（0％-5％）和（b）外围（55％-60％）中心度。 图（c）到图（f）是校正过的净电荷分布累积量的功效，作为来自在不同的碰撞能量时Au Au碰撞lt;Npartgt;作用。系统时刻的不确定性在中心（0％-5％）碰撞中被显示出来。

图1（a）和1（b）显示在不同碰撞能量下的中心（0％-5％）和外围（55％-60％）碰撞的Au Au碰撞中的Delta;Nch分布。这些Nch分布没有改正重建效率。与平均数相关的中心阶参与者，lt;Npartgt;，定义为每5％的中心仓。这些类是使用蒙特卡罗模拟来确定的,这个模拟是基于用BBC, RXNP的格劳伯模型计算器，EMCal探测器应该也被考虑范围内。

分布的特征是累积量和相关量，如mu;，sigma;，S和kappa;等，它们是从分布中计算出来的。 累积量的统计学不确定性使用引导方法计算 [24]。然后对重建效率进行修正，这是对使用HIJING1.37事件发生器的每个中心和能量 的估计[25]，然后通过处理使用PHENIX检测器设置的GEANT模拟。 对于所有碰撞能量，对于中心碰撞（0％-5％）和边缘碰撞（55％ - 60％）的事件，探测粒子的平均效率的可接受程度在65％-72％和76—85之间变化，能量的功能分别为4％-5％变化。对于重建效率来说，效率校正适用的累积量是基于二项分布 [26]。被作为Npar的函数的mu;，sigma;，S和kappa;纠正的效率被 显示在图1（c）-1（f）中。

净电荷分布的mu;和sigma;随着Npart的增加而增加。对于所有碰撞能量来说，然而而S和kappa;随着Npart的增加而减小。在给定Npart值，净电荷分布的u,S和kappa;随着碰撞能量的增加而减小。 然而，净电荷分布的宽度sigma;随着碰撞能量的增加而增加增加，标志着，系统在较高的radic;sNN时波动的增加。

系统的不确定性通过以下方式估计：（1）Zvertex的变化区间减小至小于plusmn;10厘米; （2）改变匹配PC3碰撞参数和EMCal集群的投影轨迹，来研究来自二次互动或来自幽灵轨道的背景轨迹的影响; （3）改变中心仓宽度，来研究由于中心仓的有限宽度，净电荷涨落的动力学分布 [27-29]; （4）改变下切。 对于所有的各种累积量的系统不确定性是：mu;为10％-24％，sigma;为5％-10％，S为25％-30％，kappa;为12％〜19％。 对于呈现的清晰度，系统的不确定性仅仅展现在0——5的中心碰撞。

图2. Npart 效率的依赖性纠正为（a）mu;/sigma;2，（b）Ssigma;，（c）kappa;sigma;2和（d）Ssigma;3/mu;，这是在不同能量下在Au Au碰撞中的净电荷分布。数据点显示了 统计误差，同时（0％-5％）碰撞显示系统的不确定性。

图2显示了mu;/sigma;2，Ssigma;，kappa;sigma;2和Ssigma;3/mu;[=（Ssigma;）/（mu;/sigma;2）]的Npart独立性。结果对于重建效率进行了更正。数据点显示了统计不确定性。在一个特别的能量下队友所有中心来说系统的不确定性是常小数误差; 因此他们仅提供中央（0％-5％）碰撞数据点。系统不确定性不同能量下的这些阶的系统不确定性变化如下：mu;/sigma;2为20％-30％，Ssigma;为15％-34％，kappa;sigma;2为12％-22％，Ssigma;3/mu;为17％-32％。 它是在图2中观察到，对于每个碰撞能量;来说，累积量的比例对于Npart的依赖性很弱。mu;/sigma;2和Ssigma;的值会随着从较低的碰撞能量到较高的碰撞能量而减小，在系统不确定性内，其中kappa;sigma;2和Ssigma;3/mu;值对于作为的函数来说是常数。

在Au Au碰撞中，中心碰撞（0％-5％）的净电荷分布的mu;/sigma;2，Ssigma;，kappa;sigma;2和Ssigma;3/mu;的碰撞能量依赖关系图3所示。数据显示了 统计和系统的不确定性。实验数据与负二项分布（NBD）预期进行比较，这是由电脑计算，经过校正的累积量的效率，分别用NBD测量N 和 N-的分布，也很好的描述了总电荷（N 和 N- ）分布[27,28]。来自NBD的净电荷的积累量的各阶（n = 1,2,3，和4）以公式Cn(Nch) = Cn(N ) (minus;1)nCn(Nminus;)，其中Cn（N ）和Cn（N- ）分别是N 和N-的积累量的分布[30,31]。

图3效率的能量依赖性被纠正为净电荷分布在Au Au的中心碰撞（0％-5％）的（a）mu;/sigma;2，（b）Ssigma;，（c）kappa;sigma;2和d（Ssigma;3/mu;）。条形误差是统计学误差，帽状是系统的不确定性。 三角形符号显示相应的效率校正的净电荷累积比例，它来自NBD适合独立的N 和N- 分布的NBD。

表1：: radic;sNN在27radic;sNN200 GeV范围内，Tf和mu;B对比。 “PHENIX Refs.” [14,36]的值来自Refs的晶格QCD计算的快速的交流[14,36]; “PHENIX Ref.[37]”的值是使用来自ref的连续有限计算 [37]。 “STAR Ref.[35]”的值是Ref中的mu;B值[35]，其中使用了STAR网络电荷累积量测量作为参考[32]。对于具有140MeVTf150MeV的mu;B，它是从STAR净质子测量获得的[33]。通过平均超过SNN= 27,39,62.4和200GeVSsigma;3radic;/mu;。

图中的mu;/sigma;2和Ssigma;值。如图3（a）和（b）所示，均随着增加而减少.NBD的预期与数据一致。图3（c）中的kappa;sigma;2值保持恒定和正数，在1.0 lt;kappa;sigma;2lt;2.0之间所有的碰撞能量在统计和系统中存在不确定性。然而，与kappa;sigma;2增加约25％的较高能量相比，能量较低的为SNN= 39 GeV，这在系统的不确定性内。这些数据与以前的测量一致[32]，但提供了更精确的更高的确定性累积比例，为了效率，通过NBD校正方法进行校正，这是所有累积量的简单和分析比率与标准二项式校正[26]。图3（d）中的Ssigma;3/mu;的值，在所有碰撞能量下保持恒定，这在不确定性之内，NBD的预期是很好的描述。从mu;/sigma;2， Ssigma;，kappa;sigma;2和Ssigma;3/mu;的能量依赖性，没有明显的非单调行为被观察到。虽然以前的测量都是由STAR协作[32,33]，它是使用快度范围 |eta;| 0.5，这是与目前|eta;|0.35测量跨越相比，这些测量都在中央快速区域内，并且预期对于与格子QCD计算进行比较是有效的，累积量的效率校正结果与统计学中的比率mu;/sigma;2，Ssigma;和kappa;sigma;2保持不变的。这是每个单臂的PHENIX中央光谱仪（方位孔径delta;phi;=pi;/ 2）或两个臂（delta;phi;=pi;）用过的。这是对测量不敏感性的明确验证累积量与体积效应之比。

mu;/sigma;2和Ssigma;3/mu;的精确测量在本研究中允许确定mu;B和Tf，与参考文献中之前的计算不同[35,37]，那是只能使用参考文献中的mu;/sigma;2测量[32]。对于格子计算不同的radic;sNN ，Ssigma;3/mu;的比较（来自Ref的图3（b） [14,36]}使我们能够提取化学临界温度Tf。此外，mu;B可以通过比较测量的mu;/sigma;2的比值来计算晶格中的R12 =mu;/sigma;2。提取的列于表I中。Tf和mu;B的值使用来自Ref的连续有限的晶格计算也在表I中描绘[37]。使用不同晶格结果的提取的冰冻参数符合的非常好。然而，提取的来自于ref的Tf比使用Tf的低2-4MeV [37]这在不确定性内，是很好的。详细的冻结参数在Ref中被给出来 [14,35,37]。这是直接的实验数据和晶格计算的组合来提取物理量。显示在图4中

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