Hard probes Processi hard 1 I processi hard

Hard probes

Processi hard (1) I processi hard sono i processi ad alto momento trasferito che sono calcolabili con tecniche di QCD perturbativa c. La costante di accoppiamento a. S della QCD è piccola (libertà asintotica) per processi ad alto momento (Q 2) trasferito c. Alto momento trasferito Piccole distanze Scale di tempi brevi (tform ≈ 1/Q 2) Sono essenzialmente: c. Adroni ad alto p. T Jets c. Mesoni e barioni open heavy flavour (charm e beauty) c. Quarkonia (J/Y, Y’, , ’, ”) 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: csono stati prodotti su scale di tempi molto brevi channo 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 p. T, il passaggio dalla produzione “soft” a quella “hard” si manifesta con un cambio di pendenza c. Dall’andamento esponenziale si passa a quello tipo legge di potenza Alle energie di RHIC, le particelle con p. T > 4 Ge. V sono meno dello 0. 1% Spettro tipo legge di potenza (~1/p. T 4) 3

Fattorizzazione in pp (1) I processi hard in collisioni pp sono calcolabili con tecniche di p. QCD utilizzando i teoremi di fattorizzazione La sezione d’urto per la produzione di una particella hard in collisioni adroniche è data da: sezione d’urto in collisioni adroniche Parton Distribution Functions xa , xb= frazione di momento dei partoni a, b negli adroni s /2 sezione d’urto partonica - xa xb Q 2 q 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 p. QCD utilizzando i teoremi di fattorizzazione La sezione d’urto per la produzione di una particella hard in collisioni adroniche è data da: sezione d’urto in collisioni adroniche Parton Distribution Functions xa , xb= frazione di momento dei partoni a, b negli adroni sezione d’urto partonica Frammentazione del quark q nell’adrone H c. La sezione d’urto partonica sab cd è calcolabile con la p. QCD c. Le PDF e la funzione di frammentazione sono invece processi non perturbativi (lunghe distanze, lunghe scale di tempi) üNon sono calcolabili con tecniche di p. QCD 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 F 1 e F 2 del protone dalle relazioni: cla sommatoria è fatta sui diversi tipi di partoni di carica zi cfi sono le PDF per il partone di tipo i cda queste si ricava la relazione di Gross-Callan F 2(x, Q 2)=2 x. F 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) 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 Q 2. 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 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 7

Parton Distribution Functions (3) La radiazione dei gluoni produce quindi l’evoluzione delle funzioni di struttura e delle PDF con Q 2 c. Le PDF dipendono dalla scala m = Q 2 di momento trasferito. La p. QCD non permette di calcolare la forma delle PDF, che vengono estratte da misure di Deep Inelastic Scattering a una certa scala Q 02 c. La p. QCD permette di calcolare con le equazioni DGLAP come le PDF evolvono dalla scala Q 02 a un’altra scala Q 2 up m=1 Ge. V up m=2. 5 Ge. V up m=10 Ge. V gluon m=1 Ge. V gluon m=2. 5 Ge. V gluon m=10 Ge. V 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, 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 = zpq) Le funzioni di frammentazione vengono estratte dai dati di collisioni e+ec. 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 c. Vengono misurate a una certa scala Q 02 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 c. Le coppie qqbar sono tenute insieme da una stringa (tubo di flusso di colore) c. Man mano che il qbar si allontanano, l’energia viene immagazzinata nella stringa. Per un certa distanza r si ha: c. 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 c. 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 gluon fusion q-qbar annihilation Diagrammi NLO per la produzione di heavy flavours 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: c 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 c 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: c Massa invariante c Rapidità 14

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

Produzione di una coppia QQbar (3) Nel caso di produzione alla soglia di una coppia ccbar (MQQ=2 mc ≈ 2. 4 Ge. V/c 2) o bbbar (MQQ=2 mb ≈ 9 Ge. V/c 2) a midrapidity si ricava: SPS RHIC LHC Pb. Pb LHC pp s (Ge. V) 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 c. 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 (e = 0. 015) Colangelo-Nason (a = 0. 9, b=6. 4) Colangelo-Nason c. I valori dei paramteri a, b e e sono estratti da fit alle misure di produzione di mesoni D a LEP 17

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

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

Hard Probes in collisioni nucleo-nucleo

Collisioni nucleo-nucleo La produzione di particelle hard in collisioni 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) 21

Nuclear modification factor RAA Si definisce il rapporto: RAA In caso non ci siano effetti nucleari: c. RAA<1 nel regime di fisica soft (basso p. T) c. RAA=1 ad alto p. T dove dominano i processi hard RAA = 1 RAA < 1 Per collisioni Au. Au centrali a RHIC c. Npart ≈ 400 c. Ncoll ≈ 1200 c(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 üPresenti in collisioni p. A e AA c. Cronin effect c. Modifiche delle PDF nei nuclei rispetto a quelle nei nucleoni c. 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 üPresenti solo in AA c. Energy loss / Jet quenching 23

Effetti di stato iniziale

Cronin Effect (1) Cronin enhancement Rp. A Scoperto negli anni ’ 70 in collisioni protone-nucleo a Fermilab Per valori di p. T >≈ 2 Ge. V/c il rapporto Rp. A (equivalente di RAA per collisioni p. A) ha valori maggiori di 1 Rp. A > 1 Rp. A = 1 25

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

Cronin Effect (3) 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 c. 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) k. T 27

Cronin Effect (4) Quando avviene il processo hard il partone proiettile possiede un “initial k. T” e dà un “extra k. T kick” al partone prodotto c. Al crescere del p. T della particella prodotta, questo “extra k. T kick” Rp. A diventa una frazione sempre più piccola del p. T osservato, quindi il Cronin enhancement dovrebbe sparire per p. T→∞. c. Al crescere di p. T, RAA 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 Rp. A > 1 Rp. A = 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 c. Rapporto tra le funzioni di struttura del Calcio e del deuterio anti-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 c. Rapporto delle PDF del Pb e del nucleone (parametrizzazione EKS 98) 30

Effetti di stato finale

Perdita di energia Un partone che attraversa un mezzo perde energia per effetto di due meccanismi c Scattering con i partoni del mezzo (collisional energy loss) c 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 c Viene quindi rallentato (=il suo p. T E - DE Spectrum in pp Quenched spectrum diminuisce mentre attraversa il mezzo) c Lo spettro ad alto p. T 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) c Approssimazione in cui il gluone si “de-coerentizza” dal partone che lo ha emesso attraverso “multiple soft scatterings” perdita di energia Distanza percorsa nel mezzo fattore di Casimir Transport coefficient a. S = costante di accoppiamento di QCD (running) CR = Fattore di accoppiamento di Casimir c Vale 4/3 per accoppiamento quark-gluone e 3 per accoppiamento gluone- ^ gluone q = trasport coefficient c legato alle caratteristiche (opacità) del mezzo c 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) c Approssimazione in cui il gluone si “de-coerentizza dal partone che lo ha emesso attraverso “multiple soft scatterings” perdita di energia Distanza percorsa nel mezzo fattore di Casimir Transport coefficient La dipendenza da L 2 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) c Approssimazione in cui il gluone si “de-coerentizza dal partone che lo ha emesso attraverso “multiple soft scatterings” 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: c. Fattore di Casimir ü Gli adroni leggeri ad alto p. T provengono prevalentemente da jets di gluoni, mentre gli adroni pesanti provengono da jets di quark pesanti c. Dead-cone effect ü 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 Dalla perdita di energia misurata si può quindi ottenere una misura indiretta della densità di energia del sistema QGP Pion gas Cold nuclear matter 36

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

Perdita di energia radiativa e RAA (2) Effetto della massa del quark charm quark beauty c. Minore energy loss (dead cone) cmb > mc, dead cone effect più grande 38

Quanta energia si perde ? Formula BDMPS: Valori numerici cq^ = 5 Ge. V 2/fm valore tipico per fittare i dati di RHIC ca. S = 0. 2 valore per processo con virtualità Q 2 = 10 Ge. V c. CR = 4/3 c. L = 5 fm Da cui: cvalore enorme! Solo partoni con energia > 40 Ge. V/c possono attraversare 5 fm di fireball e uscire con alto p. T 39

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

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

Frammentazione vs. coalescenza Due meccanismi di adronizzazione: c. Frammentazione: un partone ad alto p. T frammenta in adroni a p. T più basso c. Ricombinazione/coalescenza: partoni a basso p. T si combinano per formare un adrone con p. T più alto fragmenting parton: ph = z·pq with z<1 recombining partons: ph = pq 1+pq 2 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 üPresenti in collisioni p. A e AA c. Cronin effect c. Modifiche delle PDF nei nuclei rispetto a quelle nei nucleoni c. 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 üPresenti solo in AA c. Energy loss / Jet quenching üAdronizzazione nel mezzo – Frammentazione vs. coalescenza/ricombinazione 43

Risultati a RHIC

RAA per adroni carichi e p 0 Soppressione di un fattore ≈5 per p. T>4 Ge. V I valori di RAA ad alto p. T sono quelli che ci si aspetta nel caso di scaling con Npart (Npart/Ncoll ≈0. 2) PHENIX p 0 (0 -10%) 45

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

Effetti di stato finale o iniziale (2) I fotoni diretti ( ottenuti sottraendo i decadimenti di p 0 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: ccioè 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) 48

Surface emission Per le coppie qqbar prodotte all’interno della fireball ci partoni prodotti sono rallentati nella loro uscita dalla fireball e adronizzano in adroni a basso p. T Per le coppie qqbar prodotte sulla superficie della fireball (corona) cil partone con momento diretto verso l’esterno adronizza in un adrone ad alto p. T (in un jet) che viene rivelato cil 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 Npart 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 49

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. Ttrig>4 Ge. V) Si costruisce una distribuzione azimutale delle altre particelle ad alto p. T dell’evento (es. con p. Tassoc > 2 Ge. V) c 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 p. T 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 p. T mostra due picchi a 0° e 180° (emissione back-to-back) In collisioni Au. Au centrali, non si osserva l’away-side-peak c. 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 Vite medie ≈ 0. 5 -2 ps (decadimenti deboli) c. 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 c. 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 c. Si costruiscono gli spettri in p. T degli elettroni identificati ü e. g. con il d. E/dx (STAR) o con Calorimetri Elettromagnetici, con RICH (PHENIX) o con TRD (ALICE) c. Si sottraggono gli elettroni che non provengono dal decadimento di heavy flavour. c. La principale sorgente di elettroni di fondo è dai fotoni (“photonic electrons”) ü Conversioni g e+eü Decadimenti Dalitz: p 0 e+e-g , h e+e-g c. Vengono distinti adoperando: ü Simulazioni Monte Carlo (STAR) ü Prese dati con diversi spessori di materiale convertitore (PHENIX) ü 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% D 0 K-p+p+p- D+ K-p+p+ 4 3 Total 7. 48% Non resonant 1. 74% D 0 K-p+r 0 K-p+p+p- 6. 2% Total 9. 2% Non resonant 8. 8% D+ Kbar 0*(1430)p+ K-p+p+ 2. 33% Ds+ K+K-p+ 3 Total 4. 3% Ds+ K+Kbar 0* 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 c. 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 c. Enorme numero di combinazioni !!! c. Un sistema di identificazione di particelle (d. E/dx o TOF) può ridurre il combinatorio Ricostruzione del vertice (secondario) del gruppo di tracce “candidate” c. Selezione dei candidati sulla base di distanza primario-secondario … 57

Spettro in p. T dei non-photonic electrons RHIC Discrepanza di un fattore 2 tra STAR e PHENIX c. 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 c. I dati di PHENIX sono in accordo con l’estremo superiore dei calcoli di p. QCD (come a Tevatron) sia in pp che in d. Au e Au. Au c. I dati di STAR risultano essere ≈4 volte più grandi del valore centrale predetto dalla p. QCD 59

RAA a RHIC (non-photonic electrons) I valori di RAA mostrano invece un buon accordo tra STAR e PHENIX c. La differenza di normalizzazione si cancella nel rapporto Au. Au/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 p. T a RHIC c. RAA per i pioni c. 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 c. Dal punto di vista sperimentale queste misure hanno bisogno di essere migliorate perché: ü Sono principalmente misure indirette da non-photonic electrons ü 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) L 3 magnet Muon arm 65

Heavy-flavours ad ALICE Sezioni d’urto per produzione di heavy flavours molto maggiori che a RHIC Canali studiati in ALICE celettronico (|h|<0. 9) cmuonico (-4<h<-2. 5) cadronico (|h|<0. 9) Accettanza: cbasso p. T cregioni di rapidità centrale e in avanti 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 (2 D) Silicon Drift Detectors (2 D) Silicon Strip Detectors (1 D) L= 97. 6 cm R= 43. 6 cm 67