Исследование структуры адронов и каналирования частиц с помощью прецизионных дрейфовых камер тема автореферата и диссертации по физике, 01.04.16 ВАК РФ

РГб од

/ 6 СЕН иш

ОБЪЕДИНЕННЫЙ ИНСТИТУТ ЯДЕРНЫХ ИССЛЕДОВАНИЙ

На правах рукописи 1-93-270

ВОДОПЬЯНОВ Александр Сергеевич

УДК 539.1.074 539.126.343

ИССЛЕДОВАНИЕ СТРУКТУРЫ АДРОНОВ И КАНАЛИРОВАНИЯ ЧАСТИЦ С ПОМОЩЬЮ ПРЕЦИЗИОННЫХ ДРЕЙФОВЫХ КАМЕР

Специальность: 01.04.16 — физика ядра и элементарных частиц

Диссертация на соискание ученой степени доктора физико-математических наук в форме научного доклада

Дубна 1993

Работа выполнена в Лаборатории высоких энергий Объединенного института ядерных исследований.

Официальные оппоненты:

доктор физико-математических наук, АКИМОВ

профессор Юрий Константинович

доктор физико-математических наук, профессор

ГОВОРКОВ Борис Борисович

доктор физико-математических наук, профессор

ХАЧАТУРЯН Марлен Нарибеевич

Ведущее научно-исследовательское учреждение: Институт физики высоких энергий, г.Протвино

Защита диссертации состоится «Г6 1993 года

в "_" часов на заседании специализированного совета

Д-047.01.02. при Лаборатории высоких энергий Объединенного института ядерных исследований, г.Дубна, Московской области.

С диссертацией можно ознакомиться в библиотеке ОИЯИ.

Диссертация разослана " М 1993 г.

Ученый секретарь . /

Специализированного совета Му'^Сял^Ф'

М.Ф.Лихачев

ОГЛАВЛЕНИЕ

ВВЕДЕНИЕ

I. ПРЕЦИЗИОННЫЕ ДРЕЙФОВЫЕ КАМЕРЫ

1.1. Конструкция дрейфовых камер

1.2. Иссследование характеристик дрейфовых камер с

4

радиоактивным источником 1.3. Исследование характеристик дрейфовых камер на

в

пучках заряженных частиц 1.4. Реконструкция треков в дрейфовой камере

1и

2. ИСПОЛЬЗОВАНИЕ ДРЕЙФОВЫХ КАМЕР В ЭКСПЕРИМЕНТАХ ПО ИССЛЕДОВАНИЮ СТРУКТУРУ АДРОНОВ И КАНАЛИРОВАНИЮ ЧАСТИЦ

2.1. Эксперимент по исследованию электромагнитной

структуры пиона и каона 13

2.2. Каналирование частиц высоких энергий

в монокристаллах 15

2.3. Эксперимент по каналированию протонов в прямых и изогнутых монокристаллах 17

2.4. Исследование излучения, возникающего при каналировании электронов и позитронов в монокристаллах 18

3. ИССЛЕДОВАНИЕ ЭЛЕКТРОМАГНИТНОЙ СТРУКТУРЫ ПИОНОВ И КАОНОВ

3.1. Общие положения 1Э

3.2. Эксперимент по упругому %-е - рассеянию при

энергии 100 ГэВ 21

3.3. Эксперимента по упругому К-е - и %-е - рассеянию

при энергии 250 ГэВ 28

3.4. Обсуждение экспериментальных результатов 38

ЗАКЛЮЧЕНИЕ 41

ЛИТЕРАТУРА 46

ВВЕДЕНИЕ

Физика элементарных частиц высоких энергий занимается изучением строения материи. Экспериментальные исследования проводятся на гигантских ускорителях заряженных частиц при помощи сложных установок. Необходимость ускорения частиц до высоких энергий следует из принципа неопределенности: изучение взаимодействий на микроскопических расстояниях требует использования излучения большой энергии. В свою очередь, исследование процессов с малыми сечениями налагает особые требования на экспериментальную методику, стимулирует разработку и создание новых типов детекторов частиц.

К настоящему моменту определены основные контуры теории, описывающей взаимодействия частиц. Ясно, что такая теория должна объединять все основные типы взаимодействий. Это хорошо подтверждается рядом экспериментов, доказавших, что слабое и электромагнитное взаимодействия объединяются в одно - электрослабое. Что касается теории сильных взаимодействий, то, хотя уже есть понимание, какой должна быть эта теория, здесь еще далеко до завершения.

Актуальной задачей физики адронов является экспериментальное исследование их электромагнитной структуры [1-4]. Для описания зарядовой структуры адронов разрабатываются различные подходы на основе квантовой хромодинамики и кварковых моделей. В этих моделях вводятся различные механизмы взаимодействия между кварками. Мезоны являются простейшими кварковыми системами, поэтому изучение их электромагнитной структуры имеет огромное значение для проверки различных моделей.

В отличие от экспериментов по изучению зарядовой структуры протона, когда исследуется рассеяние электронов на протонах, невозможно создать мишень состоящую из нестабильных адронов. В экспериментах по е+е~- аннигиляции и электророждению адронов требуется привлечение дополнительных теоретических предположений для извлечения информации о зарядовом радиусе адронов. В связи с этим, наиболее перспективным направлением в исследовании электромагнитной структуры нестабильных адронов (мезонов, гиперонов) являются эксперименты по рассеянию нестабильных адронов на атомных электронах. До настоящего времени этим методом выполнен ряд экспериментов по исследованию зарядовой структуры пионов и каонов.

Эти опыты выполнялись с помощью сложных магнитных спектрометров с высоким угловым и импульсным разрешением, необходимым для полного восстановления кинематики процесса упругого рассеяния. Хорошего углового и импульсного разрешения можно добиться только при условии применения в установках координатных детекторов с высоким пространственным разрешением. Координатным детектором адекватным решению подобного рода задач является газовый проволочный детектор - дрейфовая камера.

Другой бурно развивающейся областью, физики элементарных частиц, где также требуется использование детекторов с высоким пространственным разрешением, является исследование процессов каналирования заряженных частиц [5] через монокристаллы. При каналировании в монокристалле заряженные частицы движутся вдоль каналов, образованных кристаллическими плоскостями или осями, практически не испытывая неупругих взаимодействий. Условием захвата частицы в процесс каналирования является необходимость ее входа в канал под углом меньшим критического угла для данной кристаллической плоскости или оси. Например, для протонов с энергией 8,4 ГэВ при каналировании по оси <П0> монокристалла кремния, ориентированной параллельно пучку, критический угол составляет 160 мкрад, а при каналировании плоскостью /III/ - 60 мкрад. При каналировании позитронов с энергией 10 ГэВ плоскостью /110/ монокристалла кремния критический угол составляет 65 мкрад. Таким образом, для выделения каналирувдих частиц необходимо с высокой точностью измерять углы входа в кристалл и углы выхода из кристалла.

Целью настоящей работы являлось создание прецизионных координатных детекторов - дрейфовых камер - для экспериментов по физике элементарных частиц высоких энергий (исследование структуры нестабильных адронов и каналирования частиц) и проведение цикла экспериментальных исследований электромагнитной структуры пиона и каона.

Глава I. ПРЕЦИЗИОННЫЕ ДРЕЙФОВЫЕ КАМЕРЫ

1.1. Конструкция дрейфовых камер [6-8].

Для экспериментов по исследованию структуры адронов были разработаны и изготовлены прецизионные дрейфовые камеры двух размеров: с рабочей областью 125 х 125 мм2 и 250 х 250 мм2. Отдельные плоскости скомпанованы в модули по 8 плоскостей (4Х- и 4У-плоскости) в одном газовом объеме. Модули являются разборными. Каждый модуль имеет подставку, обеспечивающую его юстировку. Конструкция одной плоскости схематически показана на рис.1. Детали конструкции (рамки) изготовлены способом эпоксидного литья с армированием стеклом. В каждой рамке имеются 4 латунные втулки для сборки плоскостей в модули. Расстояния между центрами отверстий для каждой рамки в процессе изготовления выдерживались с точностью ± 2 мкм. Эта технология обеспечила высокую идентичность размеров деталей.

В основу электрической конструкции камер положен принцип формирования электрического поля в дрейфовом промежутке с помощью проволочных электродов [9]. На рис.2 показана принципиальная электрическая схема дрейфовой камеры. Данная электрическая конструкция обеспечивает постоянную напряженность электрического поля в дрейфовом промежутке.

Шаг намотки сигнальных (анодных) проволок составляет 42 мм, так что максимальная длина дрейфа - 21 мм. Для устранения лево-правой неоднозначности сигнальные проволоки соседних плоскостей сдвинуты друг относительно друга на 21 мм. Анодные электрода намотаны из вольфрамовой позолоченной проволоки диаметром 25 мкм. Потенциальные проволоки, электрически разделяющие область работы двух соседних сигнальных проволок, имеют диаметр 80 мкм. Электроды, формирующие электрическое поле в дрейфовом промежутке, изготовлены из бериллиево-бронзовой проволоки диаметром 100 мкм. Шаг намотки формирующих электродов - 2,00 ± 0,015 мм. Расстояние между плоскостями формирующих электродов и плоскостью сигнальных проволок

Рис.1. Схематический чертеж одной плоскости дрейфовых камер: I-уплотнитель, 2-прокладка, 3-катодные проволоки, 4-сигнальные проволоки.

одинаковую амплитуду сигнала в пределах 15-20 %. На рис.3 представлена амплитуда импульса в зависимости от анодного напряжения. В линейной области амплитуда сигнала увеличивается вдвое при увеличении анодного потенциала примерно на 80 В. На рис.4 приведено типичное плато, полученное для одной плоскости при работе с электронами. Использовался коллимированннй р - источник Ни*06. Частицы детектировались телескопом из сцинтилляционных счетчиков. Разброс плато для различных плоскостей незначителен (20-30 В) и вызван, главным образом, различием в порогах усилителей. Типичная величина шумов, т.е. одиночных отсчетов без радиоактивного источника, не превышала 10 отсчетов в секунду.

1.3. Исследование характеристик дрейфовых камер на пучках

заряженных частиц [13-15].

Исследование характеристик дрейфовых камер производилось на пучках заряженных частиц с импульсом 150 и 250 ГэВ/с в ФНАЛ (Батавия, США). Пучок имел размеры около 20 мм (FWHU) в Х- и У-плоскос-тях, угловая расходимость была меньше 0,06 мрад. Длительность растяжки пучка - 0,9 с. Запуск осуществлялся с помощью сцинтилляционных счетчиков. Для проверки всех каналов электроники, подстройки порогов усилителей и калибровки время-цифровых преобразователей (ВЦП) на каждом усилителе сущест-

юо

12 13 14

15 16 17 18 13 20 HV2,kv

o-Z

o--Z.

Рис.5. Средняя эффективность в зависимости от анодного напряжения при испытаниях на пучке пионов с импульсом 150 ГэВ/с.

Рис.6. Схема расположения сигнальных проволок, использовавшаяся при определении координатного разрешения.

вешали тестовые входы. Преобразователи типа Т0811 фирмы ОНТЕС были специально модифицированы, чтобы их рабочий диапазон составлял 500 не. Цена одного отсчета составляла 0,25 не. Интегральная нелинейность характеристики ВЦП в рабочем диапазоне не превышала одного отсчета. Все каналы ВЦП калибровались с помощью одного эталонного блока задержки. Для этого использовался сигнал от генератора. Качество регистрируемых данных контролировалось с помощью системы "он-лайн" программ.

В процессе испытаний камер на пучке было показано, что дрейфовые камеры совместно с электроникой являются надежным прибором и просты в работе. На рис.5 представлена зависимость средней эф^к-тивности дрейфовых камер от анодного напряжения. Кривая I, полученная при интенсивности пучка 6*10 частиц/цикл, практически повторяет данные измерений с радиоактивным источником. Видно, что да-

с

же при интенсивности 0,5*10 частиц/цикл можно добиться высокой эффективности камер (98,2 %), увеличивая газовое усиление повышением анодного напряжения и используя низкие пороги усилителя-формирователя.

Координатная точность камер определялась по информации о траектории частицы, зарегистрированной тремя плоскостями (рис.6). При этом предполагалось, что координатное разрешение всех сигнальных проволок одинаково. Среднеквадратичное значение величины

д = - сг3- г1) х - 11)/а3 - (I)

связано с координатной точностью одной проволоки о следующим соотношением:

о = е * 7 / У2 * П - + (2)

Здесь - времена дрейфа, Ъ^ЛоЛ^ ~ 2-позиции анодных про-

волок, Ч - скорость дрейфа, ). Величина е опреде-

лялась при фитировании распределения Д с помощью гауссовской функции. На рис.7 представлена зависимость величины о от длины дрейфа. Эти данные аппроксимировались функцией вида:

а = Уп / 10 * з1п(ага8(п/10 * X)) + В * Х1/2 + С (3)

В этом выражении первый член описывает дисперсию, связанную с флуктуациями времени прихода к анодной проволоке п-го электрона.

160

140

120

сг. 100

80

60

40

20

0

вызывающего срабатывание усилителя. 10 - плотность кластеров первичной ионизации на единицу длины трека. Второй член описывает диффузию электронов в газе камеры, третий член введен для описания флуктуаций, связанных с работой электроники. Первый член выражения (3) дает основной вклад в координатную ошибку на малых расстояниях, а второй член - на больших расстояниях от проволоки. Были проведены исследования зависимости пространственной точности от анодного напряжения (рис.7). Зависимость средней координатной точности дрейфовой камеры от анодного напряжения представлена на рис.8. При уменьшении напряжения уменьшается отношение амплитуды сигнала к порогу срабатывания усилителя. Поэтому временной разброс выходного сигнала увеличивается вследствие конечной длительности переднего фронта импульса («5 не) в совокупности с амплитудным разбросом

10 Э.тт

20

Рис.7. Пространственное разрешение дрейфовой камеры при разном анодном напряжении.

с,

140

20" 0

100 ц т

80

60 40 20

I чи '--»и /и I ьи ц\/

1 Ку

Рис.8. Средняя координатная точность дрейфовой камеры в зависимости от анодного напряжения.

6 хю5

1Лес

Рис.9. Средняя координатная точность дрейфовой камеры при разной интенсивности пучка.

сигналов и наличием собственного временного разброса усилителя.

Исследовалась также зависимость координатной точности дрейфовой камеры от интенсивности падающего пучка (рис.9). Видно, что при повышении интенсивности пучка до 0,5*10^ частиц/цикл средняя точность падает до 85 мкм, что приблизительно эквивалентно снижению анодного напряжения на 200 В.

1.4. Реконструкция треков в дрейфовых камерах 115-17].

Правильное определение координат частицы, прошедшей через дрейфовую камеру, требует правильного преобразования временных отсчетов в координату. Для того, чтобы добиться высокой координатной точности в дрейфовой камере, необходимо корректно учесть все "внутренние" присущие дрейфовой камере эффекты, влияющие на точность восстановления координаты частицы в камере. Нелинейные эффекты в дрейфовой камере хорошо видны на рис.10, где показана зависимость величины Т = + + от положения трека. Здесь - времена прихода сигналов на анодные проволоки в трех последовательных плоскостях. В идеальном случае величина Т должна

быть константой. Кроме физических нелинейных эффектов в дрейфовой камере, необходимо принимать во внимание медленное изменение параметров электроники считывания и камеры с течением времени. Одной из наиболее сложных проблем является определение минимального временного отсчета ВЦП и0) для каждой анодной проволоки. Для определения параметров, влияющих на правильное восстановление координат, использовался следующий метод. Координата частицы в дрейфовой камере определялась из выражения

х = х0 ± (г - г0)*ы

где Х0 - координата анодной проволоки в системе координат камеры, I - измеренное время дрейфа, tQ - минимальное время ВЦП, ш - скорость дрейфа. Поскольку существует лево-правая неоднозначность ко-

412 410 -408 406 404

"О 2 4 Ь 8 Ю 12 И Л ¡в 20 Х,тт

Рис.10. Величина Т в зависимости от положения трека. Нелинейность около ±2 не хорошо видна.

ординаты, для каждой частицы вычислялись две координаты. Затем проводился трек и величины Х0 и перевычислялись

Х0 = (ог + Бг)/2 г0 = о>г - ог)/(2*ш; + д ,

где и Вг - средние отклонения от реконструированного трека для левой и правой координаты. Величина Д определялась минимизацией "прерывистости" в угловом распределении частиц вблизи анодной проволоки, возникающей в случае использования неправильной величины Небольшие отклонения в величине ш для разных анодных проволок вычислялись исходя из условия, что разница между измеренной и полученной в результате фитирования величиной координаты частицы X не должна зависеть от порядка величины X. Программа подбора указанных параметров работала итерационным методом по данным, полученным в тестовом сеансе. На рис.11 показана сходимость средней величины для двух разных модулей дрейфовых камер. На рис.12

Рис.11. Изменение среднего от числа обработанных триггеров для двух разных модулей дрейфовых камер.

Ь ' Х,ст

Рис.12. Угловое распределение частиц пучка в зависимости от положения трека: а - исходный набор величин Ь - окончательный набор величин

видно, как правильный подбор величины "сглаживает" угловое распределение реконструированных треков. На рис.13 показано, что исходное значение параметра лежит в пределах ±3,5Ж от окончательно подобранной величины. Обратная величина скорости дрейфа в этом случае равна 18,7 нс/мм. На рис.14 представлена эффективность реконструкции треков в зависимости от числа обработанных тригге-

Рис.13. Изменение величины сред- Рис.14. Эффективность восстанов-ней скорости дрейфа в зависимое- ления треков в процессе работы ти от числа обработанных событий, программы подбора параметров от

числа обработанных событий.

В результате проведенных исследований было показано, что в нашем случае связь времени дрейфа и координаты хорошо описывается выражением

Г = А*Х2 + В*Х + Т0 ,

где X - координата, Т - время дрейфа, А,В - некоторые коэффициенты, Т0 - минимальное время ВЦП. Программа перевода временных отсчетов в координаты учитывала коэффициенты и Т0 для каждой анодной проволоки.

Для устранения "зеркальных" координат при проведении треков в каждом модуле дрейфовых камер выделялись тройки или четверки координат, лежащих на одной прямой. "Зеркальные" координаты по отношению к координатам, образовавшим такой мини-трек, уничтожались.

Глава 2. ИСПОЛЬЗОВАНИЕ ДРЕЙФОВЫХ КАМЕР В ЭКСПЕРИМЕНТАХ ПО ИССЛЕДОВАНИЮ СТРУКТУРЫ АДРОНОВ И КАНАЛИРОВАНИЮ ЧАСТИЦ.

Прецизионные дрейфовые камеры, разработанные и изготовленные в Лаборатории высоких энергий ОИЯИ, в течение нескольких лет использовались в четырех экспериментах:

1. Исследование электромагнитной структуры пиона и каона (ФНАЛ, Батавия, США).

2. Каналирование частиц высоких энергий в монокристаллах (ФНАЛ, Батавия, США).

3. Каналирование протонов в прямых и изогнутых монокристаллах (ЛВЭ ОИЯИ, Дубна).

4. Исследование излучения, возникающего при каналировании электронов и позитронов в монокристаллах (ИФВЭ, Протвино).

Во всех указанных экспериментах описанные в диссертации дрейфовые камеры являлись основным координатам детектором, обеспечившим получение надежных физических результатов. Высокие параметры и характеристики дрейфовых камер были подтверждены при проведении всех экспериментов.

2.1. Эксперимент по исследованию электромагнитной структуры пиона

и каона [181.

Этот эксперимент был первым из серии экспериментов, в которых использовались прецизионные дрейфовые камеры. В этом эксперименте были решены все вопросы методического характера и обработки информации с дрейфовых камер, что было в полной мере использовано при проведении последующих экспериментов. В эксперименте изучалось упругое рассеяние ir-мезонов и Я-мезонов с энергией 250 ГэВ на атомных электронах. Экспериментальная установка (рис.27) подробно описана в следующей главе, специально посвященной циклу экспериментов по исследованию структуры адронов. Здесь мы остановимся на особенностях работы дрейфовых камер в эксперименте.

В экспериментальной установке использовалось 4 модуля дрейфовых камер: 3 модуля размером 125><125 мм2 и один модуль размером 250«250 мм2. В дрейфовых камерах было задействовано в сумме 120 сигнальных проволок. Для защиты от внешних электрических полей дрейфовые камеры были помещены в экранированные домики, температура в которых с помощью системы термостатирования поддерживалась на

уровне 25±1°С. В связи с тем, что в двух дрейфовых камерах были сигнальные проволоки, расположенные у самого края диэлектрической несущей рамки камеры, в условиях ионизирующего излучения происходила зарядка поверхности диэлектрика ионным током, нарушающая нормальную работу этих сигнальных проволок. Для устранения этого эффекта параллельно сигнальным проволокам к рамке камеры были приклеены электроды, на которые подавался положительный потенциал до

150-200 В.

Поскольку с двух модулей дрейфовых камер предусматривалась регистрация двух сигналов с каждой анодной проволоки, то в эксперименте использовалось 200 каналов ВЦП типа 2228Е фирмы ЬЕИЮУ. Разрешающая способность этих ВЦП составляла 0,25 нс/отсчет. Кон-Рис. 15. Координатная точность троль работы дрейфовых камер в дрейфовой камеры (а = 55 мкм). эксперименте осуществлялся с помощью ЭВМ. На дисплей и печать выводились распределения времени дрейфа для проволок, находящихся в области пучка, число сработавших проволок в Х- и У-плоскости каждого модуля, количество срабатываний каждой проволоки за определенное число запусков установки, разности времен между первым и вторым сигналом для проволок, регистрировавших две частицы, и т.д. Периодически в течение набора статистики проводилась калибровка всех каналов ВЦП. Это позволяло быстро выявлять и устранять неисправность усилителя или другого элемента канала электроники.

Интенсивность первичного пучка доходила до 1*10 частиц/сек. В эксперименте был проведен специальный сеанс с низкой загрузкой 5*104 частиц/сек для определения координатной точности дрейфовых камер. На рис.15 представлена координатная точность дрейфовой камеры в зависимости от расстояния от сигнальной проволоки, полученная по данным этого сеанса. Средняя координатная точность составляет 55 мкм, что является лучшим мировым достижением для дрейфовых камер. Таким образом, изготовление дрейфовых камер с высокой точностью, тщательная разработка их электрической конструкции и детальный учет всех параметров позволил получить высокое пространственное разрешение дрейфовых камер в этом и последующих экспериментах. При рабочей интенсивности пучка координатная точность дрейфо-

вых камер была 70-100 мкм для разных плоскостей.

Другой важной характеристикой в этом эксперименте было двух-трековое разрешение, т.е. возможность разделения двух частиц, прошедших через один дрейфовый промежуток. На рис.16 представлена эффективность регистрации второго сигнала с одной сигнальной проволоки в зависимости от расстояния между первым и вторым треком. Практически двухтрековое разрешение определяется шириной сигнала с проволоки и в нашем случае составляет 2,2 мм. Использование дрей-

Рис.16. Эффективность регистра- Рис.17. Разбаланс поперечного ции второго сигнала с одной импульса для событий упругого анодной проволоки в зависимое- %-е рассеяния, та от расстояния между треками.

2.2. Каналирование частиц высоких энергий в монокристаллах [19,201.

При прохождении заряженных частиц вдоль кристаллографических осей и плоскостей монокристалла имеет место сильная корреляция между последовательными соударениями частицы с атомной структурой кристалла. Это явление получило название каналирования. Оно интенсивно изучается в последние тридцать лет.

В данном эксперименте впервые исследовалось каналирование пионов и протонов в монокристалле германия до энергий в несколько

сот ГзВ. Экспериментальная установка представлена на рис.18. Для целей этого эксперимента была модифицирована установка, использовавшаяся в эксперименте по исследованию структуры адронов. Основой установки служили три модуля дрейфовых камер. Для уменьшения многократного рассеяния все неисгользовавшиеся детекторы были убраны с оси пучка. Между модулями камер был установлен вакуумопровод. В основном, статистика набиралась при импульсе частиц пучка 250 ГзВ/с, однако, были проведены сеансы на частицах с импульсом 35 и 100 ГэВ/с. Гониометр служил для ориентации кристалла. Кристалл одновременно являлся полупроводниковым детектором, сигнал с которого использовался для правильной ориентации кристалла.

Идентификация частиц производилась дифференциальным черен-ковским счетчиком. Угловая расходимость пучка была 35-275 мкрад. При импульсе 250 ГэВ/с в пучке было 92-95 % протонов, а при импульсе 35 ГэВ/с более 85 % пучка составляли х-мезоны обеих полярностей. Интенсивность пучка была несколько миллионов частиц/сек.

Критический угол каналирования для оси <П0> монокристалла германия составляет 40 мкрад для энергии частиц 250 ГэВ и около 70 мкрад для частиц с энергией 100 ГэВ.

Траектории частиц до кристалла и после него измерялись дрейфовыми камерами. Средняя координатная точность камер была около 90 мкм. При этом угловая точность установки составила 10 мкрад, что позволило выделить частицы, захваченные в процесс каналирования.

В этом эксперименте впервые было зарегистрировано каналирова-ние заряженных частиц при энергиях в несколько сот ГэВ.

Пучок

30т

18т

Вакуумопробой

71

Ьа!

Рис.18. Экспериментальная установка для изучения каналирования протонов и пионов высоких энергий в монокристалле германия: Т1,Т2,А - сцинтилляционные счетчики, 0С1,0С2,ПСЗ - дрейфовые камеры, СИ - монокристалл и гониометр.

2.3. Эксперимент по каналированию протонов в прямых и изогнутых

монокристаллах [211.

Данный эксперимент был выполнен на пучке протонов с энергией 8,4 ГэВ синхрофазотрона ЛВЭ ОИЯИ. Экспериментальная установка показана на рис.19. Схема опыта в значительной степени повторяла описанную в предыдущем разделе.

Интенсивность пучка была 10^ частиц/цикл. Время растяжки пучка составляло 0,3-0,4 сек. Угловая расходимость пучка была ±0,3 мрад. Размер пучка в месте расположения кристалла составлял 2 см. Счетчики ,Б2,53,34 производили отбор частиц, попадающих в область монокристалла и запускали систему дрейфовых камер. Координаты частиц измерялись 20 плоскостями дрейфовых камер. Гониометр, применявшийся в предыдущем эксперименте, служил для ориентации монокристалла. Углы входа частиц в монокристалл определялись по информации с ЕС1 и 1X72, а углы выхода частиц из кристалла по информации с ВС2 и ВСЗ. Камеры, как и в предыдущих экспериментах, были расположены в экранированных домиках, в которых поддерживалась постоянная температура с точностью ±0,5°С. Координаты частиц регистрировались с точностью около 100 мкм. При этом угловое разрешение спектрометра было для входных углов 76 мкрад и 63 мкрад в Х- и У-плоскостях соответственно и определялось, в основном, многократным рассеянием во втором модуле дрейфовых камер, который состоял только из четырех плоскостей (7,8*10~4 рад.ед.). Угловое разрешение установки для выходных углов было около 10 мкрад. Критический угол каналирования для протонов с энергией 8,4 ГэВ в случае плоскостного каналирования в кристалле кремния составляет 60 мкрад, а в случае осевого каналирования -160 мкрад. Таким образом, дрейфовые камеры обеспечили необходимое в эксперименте угловое разрешение ус-

Гониометр

0С1 ИонопробоЗ 0С2

эг,"---У- - -"У-

£

Протоны [Т

оа

ИонопроБоЗ х У

| БЗ

чь

3

СР!

Рис.19. Экспериментальная установка для исследования каналирования протонов в монокристаллах: Б1,Б2,БЗ,34 - сцинтилляционные счетчики, БС1,ПС2,1/С3 - дрейфовые камеры, А0 - антисовпадательный сцинтилляционный счетчик, СП - монокристалл и гониометр.

тановки. Это позволило провести изучение каналирования протонов в прямых и изогнутых монокристаллах и экспериментально оонаружить отклонение заряженных частиц изогнутым монокристаллом [22,23].

2.4. Исследование излучения, возникающего при каналирования

электронов и позитронов в монокристаллах [24].

В этом эксперименте было проведено детальное изучение 7- излучения, возникающего при каналировании электронов и позитронов в монокристалле кремния, ориентированном плоскостью (110) и осью <Ш> [5]. Измерения проводились на пучках электронов и позитронов с энергией 10 ГэВ. Интенсивность пучков была около Ю5 част./цикл.

Схема экспериментальной установки приведена на рис.20. Дрейфовые камеры ДК1, ДКЗ и ДК4 использовались в предыдущем эксперименте. Особенности этого эксперимента заключались в том, что необходимо оыло регистрировать 7-кванты, испускаемые в процессе каналирования. В связи с этим следовало минимизировать количество вещества в установке. С этой целью после кристалла была установлена специально разработанная дрейфовая камера ДК2 [25], в которой за счет тонких окон, отсутствия проволок в рабочей области, пониженного давления газовой смеси количество вещества было существенно сокращено. Дрейфовые камеры ДК1, ДК2 и ДКЗ использовались для проведения траекторий частиц до и после кристалла. Суммарная точность модуля обычных дрейфовых камер составляла 50 мкм, а суммарная точность модуля камер низкого давления - около 90 мкм. Это обеспечило измерение углов входа в кристалл с точностьв 6 мкрад, а углов выхода из кристалла - 30 мкрад. Модуль дрейфовых камер ДК4 использовался для измерения импульса частиц прошедших через кристалл.

Рис.20. Схема экспериментальной установки: ,Б2,33,А1-АВ - сцин-тшшщионные счетчики, ДК1-ДК5 - модули дрейфовых камер, ЧСШ -черенковский счетчик полного поглощения с радиатором из свинцового стекла, Сз1 - 7-спектрометр на основе монокристалла Сз1, С1,С2 -коллиматоры, 11,111,¡12,ИЗ - отклонящие магниты.

Точность измерения импульса составила ±1%. Модуль дрейфовых камер ДК5 [26] имел встроенный конвертор. Он обеспечивал измерение углов вылета у-квантов из кристалла по восстановленной координате вершины электронно-позитронной пары. Модули дрейфовых камер ДК2, ДКЗ и ДК5 совместно обеспечили измерение углов вылета 7-квантов в /-проекции с точностью около 4 мкрад.

Глава 3. ИССЛЕДОВАНИЕ ЭЛЕКТРОМАГНИТНОМ СТРУКТУРЫ ПИОНОВ И КАОНОВ.

ЭЛ. Общие положения.

Концепция протяженной структуры элементарных частиц была сформулирована, исходя из экспериментов по измерению отклонения дифференциального сечения при рассеянии электронов на ядрах водорода от сечения для точечного объекта [271. Угловое рассеяние электронов не соответствовало ожидаемому для точечного протона. В 1957 году для объяснения электромагнитной структуры нуклона Намбу [28] постулировал существование двухпионного состояния (р-мезона), которое осуществляет связь между фотоном и нуклоном. Позднее Фрезер и Фулко [29] развили эти представления и предсказали существование других мезонов, являющихся двух- и трехпионными резонансными состояниями. После открытия р-, ш- и ф-мезонов Сакураи [30] предложил модель векторной доминантности. В этой модели предполагается, что механизм обмена векторными мезонами р, ш, ф играет доминирующую роль при взаимодействии адронов с электромагнитным полем. Однако, модель векторной доминантности сталкивается с трудностями при описании зарядового радиуса протона и не предсказывает наблюдаемую зависимость нуклонного формфактора от передаваемого импульса.

Исследование электромагнитной структуры нестабильных адронов имеет большое значение для проверки различных кварковых моделей и механизмов взаимодействия между кварками [2]. Рассеяние электрона со спином 1/2 и зарядом I на бесспиновой частице-мишени было рассмотрено Моттом [31]. При исследовании эффектов зарядового распределения при рассеянии быстрых электронов на ядрах Гут [32] и Роуз [33] показали, что сечение рассеяния в случае сферически-симметричного зарядового распределения в ядре p(rj отличается от моттов-ского сечения на фактор

da/Ε = (WdnjyxIFfq2)!2 ,

который связан с распределением заряда р(г; где предполагается, что 1'р(т)сРг = I.

о

При с}г<<1 в предположении, что ) - плавно менящаяся функция, существует связь между форм$актором и среднеквадратичным зарядовым радиусом ядра г2[33]:

= 1-1/6 +________(4)

Здесь <г> = /р(т)г2сРг .

Формфактор зависит только от квадрата переданного импульса и не зависит от энергии налетащей частицы. Из выражения (4) находим:

<г2> = -6(йР((?)/&?)\ д2=0 •

Таким образом, изучая электрон-адронное (или адрон-электронное) рассеяние, можно сделать заключение о пространственном распределении заряда в адроне.

Анализ упругого рассеяния электронов в терминах электромагнитных формфакторов базируется на двух положениях: применимости квантовой электродинамики для лептонов и справедливости однофотон-ного приближения. Применимость квантовой электродинамики была проверена во многих экспериментах. Приближение однофотонного обмена основывается на малости постоянной тонкой структуры (а=Ш37). Это также хорошо подтверждено экспериментальными данными [33].

Поскольку заряженные %- и Я-мезоны не обладают спином, то они характеризуются только одним электромагнитным формфактором. До наших измерений был выполнен ряд экспериментов [18] по определению зарядового радиуса чс-мэзона: пион-альфа рассеяние, электророждение пионов, обратное электророждение пионов, электрон-позитронная аннигиляция, упругое пион-электронное рассеяние.

Во всех опытах, кроме упругого %-е - рассеяния, требовалось привлечение различных теоретических предположений для извлечения информации о зарядовом радиусе пиона. Среди опытов по упругому %-е - рассеянию только в эксперименте при энергии налетающих пионов 50

ГэВ [34] удалось получить значение для зарядового радиуса и;-мезона (0,78±0,10 фм).

Опыты по исследованию зарядового радиуса Я-мезона оказались еще более трудными. Попытки измерить электромагнитный радиус каона в экспериментах по электророздению каонов и электрон-позитронной аннигиляции оказались неудачными [18]. Наш эксперимент был первым опытом, где был измерен электромагнитный радиус заряженного каона.

3.2. Эксперимент по упругому %-е - рассеянию при энергии 100 ГэВ.

Исследование электромагнитного формфактора иГ-мезона в упругом %-е - рассеянии при энергии 100 ГэВ было выполнено на протонном сихротроне ФНАЛ (Батавия, США) [35-37].

Процесс %-е - рассеяния изучался в области переданных импуль-

р о

сов 0,03^ $0,07 (Гэв/с)". Максимальный угол раскрытия рассеянных частиц не превышал 8 мрад в данной области д2.

Экспериментальная установка (рис.21) состояла из искровых и пропорциональных камер, жидководородной мишени, двух анализирующих магнитов, мюонного детектора, сцинтилляционных счетчиков, порогового черенковского счетчика и черенковского спектрометра полного поглощения. Спектрометр работал на линии с ЭВМ НР2100. В спектрометре использовалось 24 плоскости пропорциональных камер, объединенных в модули по 4 плоскости, и шесть магнитострикционных искровых камер размером 1,5x0,5 м. Траектории первичной и рассеянных частиц после мишени измерялись с помощью пропорциональных камер, а траектории частиц после отклонения в магнитах измерялись двухкоор-динатными искровыми камерами. Жидководородаая мишень длиной 50 и диаметром 10 см имела вакуумные рукава длиной I м с каждого из торцов, способствовавшие надежному разделению вершин событий из мишени от событий из окружающего материала. В спектрометре использовалось два анализирующих магнита типа ВМ1С9. Полный интеграл поля составлял 70 кГсхм, что соответствовало отклонению пучковой частицы с импульсом 100 ГэВ/с на угол 21 мрад. Поле каждого из магнитов было тщательно измерено и в процессе эксперимента контролировалось методом ядерного магнитного резонанса. Разрешение спектрометра по импульсу для рассеянных частиц изменялось от 0,8% для 30 ГэВ/с до 0,3% для 100 ГэВ/с.

Триггерный годоскоп (ТГ) состоял из четырех сцинтилляционных счетчиков: ЗЕ,ЗР,Би,Б0. Счетчики ЗЕ и ЗР регистрировали рассеянные электрон и х-мезон соответственно. Их размеры были выбраны, исходя

из кинематики и конкретной геометрии эксперимента. Счетчики SU и SD перекрывали щель между счетчиками SE и SP, что способствовало улучшению геометрической эффективности спектрометра.

Электроны идентифицировались с помощью системы из 10 ливневых черенковских счетчиков из свинцового стекла. Восемь блоков свинцового стекла имели размеры 20x20x40 см и два блока - размеры 12,5х 12,5x40 см. Длина блоков составляла 14 радиационных единиц. Счетчики были расположены горизонтально в два ряда по пять штук. Среднеквадратичная погрешность в определении энергии электрона, найденная по событиям упругого %-е - рассеяния, составила ±6%. Поскольку ливневые счетчики использовались как для определения энергии, так и для формирования триггерного импульса, они были объединены в группы по четыре блока и их сигналы суммировались. Для каждого из счетчиков был установлен определенный порог срабатывания, соответствующий минимальной энергии электрона, регистрируемого данным счетчиком. Для каждой группы счетчиков также был установлен определенный порог срабатывания. Результирующий сигнал от черенковского ливневого спектрометра преставлял собой логическую сумму сигналов от четырех групп счетчиков.

Для идентификации мюон-злектронных событий в эксперименте ис-

Рис.21. Одноплечевой магнитный спектрометр для эксперимента по упругому %-е - рассеянию при энергии 100 ГэВ: ШС1-ШС6 - пропорциональные камеры, SC1-SC6 - искровые камеры, (R) - повернутые камеры, Bq,B^,B2 - мониторные сцинтилляционные счетчики, С^ - пороговый черенковский счетчик, Н2 - жидководородная мишень, АН,А5 -антисовпадательные сцинтилляционные счетчики, BU1CO - анализирующие магниты, ТГ - триггерный годоскоп, LG - черенковский спектрометр полного поглощения, Fe - железный поглотитель, М1-4 - мюонные сцинтилляционные счетчики.

Блок!— -БлокZ—i ^БлокЗ

ТГ

M1-Í*

пользовался мюонный детектор, состоящий из железного поглотителя длиной 3,75 м по пучку и четырех сцинтилляционных счетчиков.

Типичная интенсивность первичного пучка в этом эксперименте была (2-4)хЮ^ частиц/сек. Для выделения пучковой частицы требовалось совпадение сигналов от сцинтилляционных счетчиков В0, В^, В2, порогового сцинтилляционного счетчика С^ и отсутствие сигнала от счетчика АН (антисовпадательный счетчик с отверстием диаметром 5 см). Кроме того, в логику пучкового монитора были включены пропорциональные камеры первого блока спектрометра: во-первых, требовалось срабатывание трех из четырех плоскостей в каждом модуле, во-вторых, двойное срабатывание любых двух плоскостей в каждом из модулей запрещало формирование пучкового импульса. В дополнение к этим требованиям с помощью быстрой логики было осуществлено условие "нулевой интенсивности пучка" для уменьшения количества фоновых треков в пропорциональных и искровых камерах. Для этого сигнал от счетчика BQ использовался для формирования "вето" в случае, если какая-либо частица прошла через установку в течение I миллисекунды перед рабочей частицей. Для того, чтобы подавить события с двумя пучковыми частицами в одном банче (0,3 не), сигнал от счетчика Bp вырабатывал запрет, если амплитуда импульса в нем в полтора раза превышала уровень амплитуды для минимальной ионизации. События, в которых в течение I мке после рабочей частицы какая-либо фоновая частица прошла через установку, маркировались. Только около одной трети всех пучковых частиц удовлетворяло вышеперечисленным требованиям.

Для формирования сигнала запуска установки было необходимо наличие сигналов от пучкового монитора, черенковского спектрометра полного поглощения, триггерного годоскопа, двухчастичного сигнала от пропорциональных камер второго блока и отсутствие сигнала от счетчика А5 (антисовпадательный счетчик с отверстием диаметром 10 см). Двухчастичный сигнал вырабатывался по срабатываниям пропорциональных камер ШС5 и ШС6. При этом требовалось, чтобы хотя бы одна горизонтальная и одна вертикальная плоскость в каждом модуле зарегистрировали более одной частицы.

Для выделения событий упругого %-е - рассеяния была разработана высокоэффективная программа геометрической реконструкции событий BEST. Она декодировала координаты частиц, зарегистрированных пропорциональными и искровыми камерами, производила поиск треков в трех блоках спектрометра, находила комбинацию треков, наи-

лучшим образом соответствующих кандидату в упругое событие, и записывала ОЗТ.

Кинематическое фитирование событий упругого рассеяния проводилось с учетом ограничений, накладываемых законом сохранения энергии-импульса. При анализе допускалось, что электрон может испустить 7-квант при прохождении через вещество спектрометра, при этом предполагалось, что 7-квант вылетает по направлению движения электрона и его энергия определялась процедурой аппроксимации. С помощью распределения х2 находился набор параметров события, включая энергию излученного фотона. В качестве заданных параметров использовались направления и импульсы вторичных частиц, измеренные в эксперименте. Импульс первичного пучка определялся для каждого рабочего сеанса по результатам обработки специально проводившихся соответствующих пучковых сеансов с запуском установки от пучкового монитора. Для анализа событий нужно было знать матрицу ошибок для измеренных параметров. Эти погрешности вычислялись, исходя из характеристик экспериментальной установки. Распределение кинемати-2 для отобранных событий упругого %-е - рассеяния предс-

ческого % г ооо

N

1000

Рис.22. Распределение % Для кинематического фитирования событий %-е - рассеяния в опыте при энергии 100 ГэВ.

тавлено на рис.22. Длинный хвост распределения может быть обусловлен как адронным фоном, так и событиями упругого рассеяния. События упругого рассеяния могут иметь большой в случае ядерного рассеяния пионов в мишени или веществе спектрометра, распада пионов в спектрометре, из-за эффектов внутреннего излучения фотонов в акте рассеяния, негауссовой формы распределения для многократного рассеяния частиц и возможных погрешностей при геометрической реконструкции события. Эти эффекты приводят к негауссовым погрешностям измерений и поэтому их трудно учесть в процессе анализа событий. На них были введены соответствующие поправки при вычислении дифференциального сечения.

Событие отбрасывалось, если %2>12. Спектр энергий излученных 7-квантов, полученный при кинематическом анализе событий, показан на рис.23. Видно, что максимум распределения находится около нуля. Ширина распределения в основном определяется импульсным разбросом первичного пучка. События отбрасывались, если энергия фотона была больше 4,0 ГэВ.

На рис.24 показано распределение ¿-координаты восстановленной вершины взаимодействия. Распределение находится в границах мишени. Видно, что события из мишени и события из других источников хорошо разделяются. Небольшое количество событий в области мишени и распределении для отепленной мишени соответствует ожидаемому числу событий рассеяния на парах водорода в объеме мишени. Еще одним критерием отбора упругих событий была нормализованная на энергию электрона амплитуда импульса от черенковского спектрометра полного поглощения (рис.25). Событие отбрасывалось, если амплиту-

2000

N

3000 N

2000

1000 -

1600

1200

800 -

-ОД5 -0,5 0 0,5 1.0_

Еу.ГэВ

-1.0

1,0 2,0 Еу.ГэВ

3,0 АР

400 -

Рис.23. Спектр энергий излученных 7-квантов, полученный в результате кинематического анализа событий. Стрелкой указана граница обрезания. В правом верхнем углу представлено распределение вблизи 0.

Рис.24. Распределение 2-коорди-наты восстановленной вершины взаимодействия в мишени относительно центра. Стрелками указаны границы водорода и границы обрезаний (вверху). Такое же распределение получено для отепленной мишени (внизу).

Таблица I. Экспериментальные поправки к дифференциальному сечению в опыте по %-е - рассеянию при энергии 100 ГэВ.

Эффект Поправка,% Погрешность,%

2

Поправки, не зависящие от q

Неэффективность поиска событий 0,91 0,54

Неэффективность триггера 0,12 0,45

Плотность электронов в мишени 0,00 0,27

Содержание в пучке е-, К~, р 0,40 0,20

Пучковые частицы за пределами кинема- 2,70 0,12 тичоских обрезаний по полному импульсу

Поглощение вторичных пибнов 4,71 0,10

Поглощение и распад пучковых пионов 3,06 0,07

б-электроны в счетчике А5 0,39 0,04

р

Область изменения поправок, зависящих от q

Излучение в веществе мишени и 17,4-26,8 0,5 спектрометра

Радиационная поправка [80] 7,3-8,8 0,4

Фон сильных взаимодействий 0,1-0,9 0,4

Примесь ц-е событий 0,0-0,5 0,2

Геометрическая неэффективность 0,6-4,7 0,1

Распад вторичных пионов 0,4-1,1 0,1

да била меньше 0,5 ожидаемого значения для электрона.

Описанные выше критерии отбор позволили значительно уменьшить адронпый фон в упругих событиях. Геометрическая эффективность в этом эксперименте близка к 100% почти во всей области q2 (рис. 26). Поскольку поиск и восстановление упругих событий представляет собой непростую задачу, было уделено значительное внимание определению эффективности поиска событий. С этой целью экспериментальные данные обрабатывались двумя независимыми программами геометрической реконструкции событий BEST, разработанной нами, и VAL, разработанной в Калифорнийском университете. Эффективность нахождения событий определялась по событиям, сгенерированным методом Монте-Карло. Было показано, что программа BEST находит больше событий, чем программа VAL. Детальный анализ дополнительно найденных событий показал, что они относятся к событиям упругого рассеяния.

Таблица 2. Квадрат формфактора пиона, измеренный в эксперименте по %-е - рассеянию при энергии 100 ГэВ.

Номер точки ц 2,(ГэВ/с) 2 IV!2 Полная погрешность

I 0,0317 0,903 0,026

2 0,0337 0,910 0,027

3 0,0358 0,927 0,030

4 0,0378 0,988 0,033

5 0,0399 0,911 0,034

6 0,0419 0,930 0,038

7 0,0439 0,879 0,039

8 0,0460 0,881 0,040

9 0,0480 0,880 0,043

10 0,0501 0,927 0,047

II 0,0521 0,971 0,052

12 0,0542 0,915 0,054

13 0,0562 0,735 0,053

14 0,0583 0,779 0,059

15 0,0603 0,853 0,065

16 0,0623 0,870 0,071

17 0,0644 0,818 0,075

18 0,0664 0,813 0,081

19 0,0685 0,790 0,087

20 0,0705 0,768 0,095

Таблица 3. Значение 2 <г'>, полученное при использовании различных

видов аппроксимации.

Вид аппроксимации 2 <г%->Лм-

Однополюсная р О -9 0,31±0,04

Дипольная (1+1/12<Г%2>Ч2)~1 0,31±0,04

Линейная (1 -1/6<г%2>Я2) 2 0,ЗОЮ,04

В результате была определена неэффективность спектрометра и прог-

раммы поиска событий. Все использовавшиеся при анализе экспериментальных данных поправки приведены в табл.1.

Полученные значения квадрата формфактора пиона приведены в табл.2. Данные аппроксимировались однополюсным выражением. В результате получено для зарядового радиуса пиона

<г%2>1/2= (0,56 ± 0,04) фм .

N 600 -

Рис.25. Распределение нормализованных амплитуд импульсов от ливневых черенковских счетчиков в эксперименте при энергии 100 ГэВ.

Для проверки чувствительности результата к виду аппроксимации данные аппроксимировались также дипольной и линейной зависимостями. Результаты приведены в табл.3. Видно, что значение радиуса нечувствительно к виду аппроксимации.

сил оде (ГэВ/с)1

Рис.26. Геометрическая эффективность для событий упругого %-е - рассеяния в эксперименте при энергии 100 ГэВ.

3.3. Эксперименты по упругому К-е - и %-е - рассеянию при энергии 250 ГэВ [38-41,551.

Эксперименты по изучению электромагнитных формфакторов каона и пиона в опытах по упругому К-е и %-е - рассеянию при энергии 250

ГэВ были предложены на основе и в развитие предыдущего эксперимента по %-е - рассеянию при энергии 100 ГэВ. Экспериментальная установка представлена на рис.27. В эксперименте использовался пучок каонов и пионов с импульсом 250 ГэВ/с и разбросом ДР/Р = ±0,2%. Пучок был сфокусирован на триггерном годоскопе для лучшей геометрической эффективности в пятно размером около I см2. Этот размер, в основном, определялся многократным рассеянием в канале. Для выделения каонов в пионном пучке использовался газовый дифференциальный черенковский счетчик длиной 30 м, заполненный гелием при давлении около 88,26 кПа (0,9 кГс/см2). Содержание каонов в пучке составляло около 2%. При интенсивности примерно Ю6 частиц/цикл через установку проходило около 20000 каонов. Поскольку из предыдущих экспериментов была ясна необходимость существенного улучшения пространственного и углового разрешения, в спектрометре использовались прецизионные дрейфовые камеры для измерения траекторий первичной частицы и вторичных частиц после мишени. Траектории частиц после отклонения в магните измерялись большими пропорциональными камерами. Дрейфовые камеры были также включены в триггер.

В реальных условиях эксперимента координатная точность дрей-

ВМ 109

О 10 20 30 М |

годоскоп

Рис.27. Экспериментальная установка для исследования упругого К-е - и %-е - рассеяния при энергии 250 ГэВ: В0,В^,В2 - мониторные сцинтилляционные счетчики, С0 - дифференциальный черенковский счетчик, ШС1-РЯС6 - пропорциональные камеры, 1/С1-1)С6 - дрейфовые камеры, (И) - повернутые камеры, Е2 ~ жидководородна я мишень, АН,А5 ~ антисовпадательные сцинтилляционные счетчики, ВН109 -анализирующие магниты, ГОДОСКОП - триггерный годоскоп (Т), 1С -черенковский спектрометр полного поглощения, Ре - железный поглотитель, И1-4 - мюонные сцинтилляционные счетчики.

фовых камер была не хуже 100 мкм, а угловая точность второго блока спектрометра составила 10 мкрад. В связи с тем, что максимальный угол разлета вторичных частиц был не более 5 мрад, обе частицы могли попасть в один дрейфовый промежуток. Поэтому в системе считывания была реализована регистрация двух сигналов с одной сигнальной проволоки во втором блоке спектрометра. Двухтрековое разрешение составило. 2,2 мм.Использование прецизионных дрейфовых камер позволило существенно улучшить разрешение спектрометра по поперечному импульсу. Средний разбаланс поперечного импульса для событий упругого %-е - рассеяния составил 8 МэВ/с. Этот разбаланс определяется, в основном, радиационными потерями вторичного электрона. Следует отметить, что эти потери практически не вызывают разбаланса компланарности, где эффект использования дрейфовых камер сказывается поэтому сильнее. По сравнению с предыдущим экспериментом, введение дрейфовых камер позволило существенно улучшить точность восстановления вершины события и

, -1-1-г

N1,

200 -

100

30 31 32 33

г(м)

Рис.28. Распределение 2-коорди-наты восстановленной вершины для событий К-е - рассеяния.

о 10 20 30 40

г

X

Рис.29. Распределение кинема-?

тического % для отобранных событий К-е - рассеяния.

сократить вклад фоновых процессов от сильных взаимодействий в 5-Ю раз. Координатная информация с дрейфовых камер (8 координат на трек) позволила свести к минимуму восстановление ложных треков. В исследовавшихся реакциях К-е - и %-е - рассеяния при энергии 250 ГэВ существенным условием было требование регистрации узких пар вторичных частиц (около I мрад в проекции i или Y). Геометрия со сдвинутыми сигнальными проволоками в дрейфовых камерах совместно с регистрацией двух сигналов с одной проволоки обеспечила разделение двух треков, начиная с расстояния между ними 0,3-0,5 мм, что примерно на порядок лучше, чем в случае пропорциональных камер.

Для идентификации электронов была создана система ливневых черенковских счетчиков. Она состояла из 12 блоков свинцового стекла марки SP2 и SP5 размером 20x20x40 см и трех блоков свинцового стекла SP2 размером 12,5x20x40 см. Блоки были расположены по три вдоль направления пучка и горизонтально представляли собой пяти-секционный годоскоп. Каждый блок просматривался фотоумножителем с верхнего торца. Общая длина трех блоков по направлению пучка составляла 20 рад.ед. Для улучшения разделения адронов и электронов перед первым рядом стекол был расположен дополнительный свинцовый радиатор толщиной I рад.ед. Счетчики калибровались на пучке электронов с энергией 35, 70 и 97 ГэВ. При этом было найдено, что энергетическое разрешение хорошо описывается выражением: a=±15/YE, %, где Е - энергия электрона в ГэВ. Для формирования триггерного сигнала счетчики были скомбинированы в четыре группы по две соседних секции. Превышение сигнала от какой-либо группы счетчиков над уровнем дискриминации свидетельствовало о прохождении частицы, потерявшей значительную долю своей энергии на образование ливня.

Логика отбора пучковых частиц и система запуска установки, в основном, были организованы так же, как и в предыдущем эксперименте по %-е - рассеянию при энергии 100 ГэВ. Интересной особенностью эксперимента был автоматический режим запуска установки от пучкового монитора в течение набора статистики с целью непрерывного контроля параметров пучка. Запуск установки производился как от ¡-е - , так и от %-е - событий. При этом только каждый четвертый пион, прошедиий через установку, рассматривался на предмет формирования %-е - запуска. В системе триггера было представлено по два набора электронной логики для i-e - и %-е - запусков.

В этом эксперименте был впервые измерен электромагнитный радиус К~- мвзона. В эксперименте было зарегистрировано около 2000

Таблица 4. Экспериментальные поправки к дифференциальному сечению в опыте по К-е - рассеянию при энергии 250 ГэВ.

Эффект

Поправка,% Погрешность,%

Поправки, не зависящие от q

Неэффективность триггера 0,2

Плотность электронов в мишени 0,0

Содержание в пучке е-, К~, р 0,1

Пучковые частицы за пределами кинема- 0,5 тических обрезаний по полному импульсу

Поглощение вторичных каонов 4,1

Поглощение пучковых каонов 2,9

Распад пучковых каонов 1,5

б-электроны в счетчике А5 0,4

0,2

0,3 0,2 0,1

0,1 0,1 0,1 од

Область изменения поправок, зависящих от q

Излучение в веществе мишени и 13,9-25,6 0,2-0,3 спектрометра

Радиационная поправка [80] 4,1-10,5 0,2-0,3

Фон сильных взаимодействий 0,0-1,7 0,0-1,2

Геометрическая неэффективность 0,0-13,1 0,0-0,4

Распад вторичных каонов 1,4-2,1 0,1-0,1

Неэффективность поиска событий 2,7-4,0 0,5-0,6

событий упругого К-е - рассеяния. При отборе событий использовалась уже описанная выше процедура поиска и кинематического анализа событий. В связи с большим объемом первичной информации была дополнительно разработана программа РЕЕСит, которая производила предварительную отбраковку данных. Качество геометрической реконструкции событий иллюстрируется распределением восстановленной I-координаты вершины взаимодействия в мишени (рис.28). Месторасположение и длина мишени хорошо воспроизведены. Дополнительные пики соответствуют рассеянию каонов на вакуумных окнах мишени и стенках пропорциональных камер, близко расположенных от торцов мишени. 1 Распределение событий, прошедших кинематическое фитирование, по показано на рис.29. Хвост распределения обусловлен в значительной степени событиями упругого рассеяния, в которых вторичный 00

Таблица 5. Квадрат формфактора Я -мезона, измеренный в эксперименте по Х-е - рассеянию при энергии 250 ГэВ.

Номер точки д2,(ГэВ/с)2 IV!2 Полная погрешность

I 0,0409 0,93 0,03

2 0,0491 0,90 0,04

3 0,0572 0,89 0,05

4 0,0654 0,85 0,06

5 0,0736 0,79 0,07

6 0,0818 0,90 0,09

7 0,0899 0,67 0,10

8 0,0981 0,77 0,13

9 0,1063 0,76 0,16

10 0,1145 0,90 0,23

Таблица 6. Квадрат формфактора пиона, измеренный в эксперименте по %-е - рассеянию при энергии 250 ГэВ.

Номер точки д2,(ГэВ/с)2 IV!2 Полная погрешность

I 0,0388 0,857 0,019

2 0,0429 0,865 0,021

3 0,0470 0,821 0,022

4 0,0511 0,840 0,024

5 0,0522 0,831 0,025

6 0,0593 0,767 0,027

7 0,0634 0,838 0,029

8 0,0675 0,757 0,032

9 0,0715 0,791 0,035

10 0,0756 0,762 0,038

II 0,0797 0,765 0,041

12 0,0838 0,802 0,045

13 0,0879 0,720 0,047

14 0,0920 0,728 0,050

каон распался или испытал ядерное рассеяние в мишени или спектрометре. Распределение энергии ^-квантов, полученное при кинемати-

гоо

Рис.30. Распределение энергии фотонов, полученное в результате кинематического анализа событий К-е - рассеяния.

юо

Рис.31. Распределение нормализованных на энергию электрона амплитуд импульсов от ливневых че-ренковских счетчиков для событий упругого К-е - рассеяния.

ческом фитировании, приведено на рис.30. Нормированное на энергию электрона распределение амплитуд импульсов с черенковских ливневых счетчиков представлено на рис.31. Хвост распределения в сторону больших амплитуд обусловлен каонами, попадающими в тот же блок свинцового стекла, что и электрон. Отобранные события должны были иметь Ъ- координату вершины взаимодействия в пределах 84 см от центра мишени, %2 меньше 30, энергию фотона меньше 12 ГэВ и нормированную амплитуду более 0,8.

Экспериментальные поправки к данным, использовавшиеся для определения дифференциального сечения К-е - рассеяния, приведены в табл.4. Измеренные значения квадрата формфактора Х~-мезона представлены в табл.5. Данные аппроксимировались однополюсным выражением (рис.32). Электромагнитный радиус й~-мезона оказался

равным

<гЛ1/2 = (0,53 ± 0,05) фм.

Погрешность в этом результате определяется, в основном, статистикой. Значения квадрата форм-фактора , полученные в результате аппроксимации, показаны сплошной кривой на рис.32. При аппроксимации формфактора без нормализации (штриховая кривая) значение зарядового радиуса каона получается равным (0,65+0,15) $м, а =

(1,07±0.09) при д2=0. Это говорит о внутренней согласованности результата. При утроении систематической неопределенности в данных электромагнитный радиус каона получается равным (0,54±0,07) фм. Таким образом, результат нечувствителен к систематической погрешности в данных.

В эксперименте при энергии 250 ГэВ было также зарегистрировано около 15000 событий упругого %-е - рассеяния. Результаты по измеренному форм$актору х--мезона приведены в табл.6. Данные аппроксимировались однополюсным выражением. В результате для электромагнитного радиуса и_-мезона получено значение

<г%2>1/2 = (0,663 ± 0,023) фм.

При аппроксимации данных без нормализации было получено <г2>^/2 = (0,62±0,09) фя и \Р%\2 = (0,974±0,039) при ^=0.

Одновременное измерение упругого рассеяния каонов и пионов на электронах в одном эксперименте при энергии 250 ГэВ позволяет провести прямое экспериментальное сравнение их электромагнитных форм-факторов в области переданных импульсов 0,037<д <0,094 (ГэВ/с)2. Подобное сравнение позволяет устранить возможные неучтенные систематические погрешности, которые могут присутствовать в индивидуальных результатах. В этом эксперименте условия регистрации событий К-е и %-е - рассеяния были почти полностью идентичны. При анализе данных на оба типа событий накладывались одинаковые критерии

Рис.32. Квадрат формфактора й~-мезона.

Таблица 7. Результаты аппроксимации электромагнитных форм^кторов, измеренных в трех экспериментах по упругому %-е - рассеянию при энергиях 50 (Е50), 100 (EI00) и 250 (Е250) ГэВ.

Эксперимент Число \Р%\2^=0 = 1 | F% \ - свободный

точек параметр

pop р

<г^> Х~ <г%а> Нормали- X

зация

E50+EI00+E250 56 0,405±0,024 51,0 0,454±0,067 1,021±0,027 50,3

Е50+Е100 42 0,339±0,040 37,2 0,420±0,П8 1,029±0,040 36,6

Е50+Е250 36 0,447±0,029 20,8 0,421+0,076 0,988±0,032 20,6

EI00+E250 34 0,399±0,024 39,2 0,453±0,073 1,024±0,030 38,5

Е50 22 0,6Ю±0,150 9,6 1,024+0,348 I,106±0,080 7,7

EI00 20 0,315±0,041 23,5 0,418±0,145 1,039±0,052 22 у 3

Е250 14 0,439±0,030 9,8 0,384+0,088 0,974±0,039 9,3

отбора. Основные поправки к дифференциальным сечениям, такие, как учет поглощения первичных частиц, радиационное излучение электронов, эффективность поиска событий, радиационная поправка, неэффективность запуска, мало отличаются для двух типов событий и в отношении форм^кторов, в основном, взаимно компенсируются. По нашей оценке общая систематическая неопределенность в отношении сечений не может превышать 1%.

Отношение квадратов формфакторов каона и пиона аппроксимировалось выражением вида

\РК\2/\Р%\2 = 1 + Я2(<г%2> - <г/>Ш *■ - 3<гк2>)/12]/3

При этом член выражения (<г%2>-з<г^2>), дающий небольшой вклад, фиксировался с учетом данных, полученных в эксперименте при энергии 250 ГэВ для радиуса пиона <г%2> = 0,439 фм" и радиуса каона <т"к2> = 0,28 {м2. В результате было получено:

<г%2> - <гк2> = (0,16 ± 0,06) фл?

р

при х = 3,5 для шести степеней свободы.

Мы провели совместный анализ данных по электромагнитному

1.2

0,6 -

0,4 -

0,02

0,06 2

0,06

q (ГЭВ/С)

формфактору -лГ-мезона, подученные в трех разных экспериментах по упругому %-е - рассеянию при энергиях 50 [34], 100 и 250 ГэВ. Они аппроксимировались совместно и в различных комбинациях (табл.7). Совместная аппроксимация данных трех экспериментов (рис.33) дает значение радиуса пиона

<г%2>1/2 = (0,636 ± 0,024) фм

010 ПРИ X = 51дая 55 степеней свободы. Полученное в результате аппроксимации значение

Рис.33. Квадрат формфактора пиона, квадрата формфактора показано измеренный в экспериментах по упругому %-е - рассеянию: (+) -Серпухов, 50 ГэВ, (■) - Батавия, 100 ГэВ, (•) - Батавия, 250 ГэВ.

сплошной кривой на рис.33. При аппроксимации данных без нормализации (штриховая кривая)

=(0,67+0,07) фм и \F%\2=1,021±0,027 при q2=0.

В табл.7 приведено значение % Для аппроксимации данных в разных комбинациях и раздельно. Видно, что данные трех экспериментов хорошо аппроксимируются совместно. Однако индивидуальные результаты экспериментов указывают на возможное наличие некоторых систематических погрешностей в данных. Так, квадрат радиуса пиона, полученный в эксперименте EI00, на 2,1 стандартного отклонения меньше результата, полученного при совместной аппроксимации, а квадрат радиуса пиона из экспериментов Е50 и Е250 соответственно на 1,4 и 1,2 стандартных отклонения больше. Эти расхождения побуждают использовать при вычислении погрешности объединенного результата трех экспериментов фактор вида ))1/2, где о{- нормированное отклонение результата каждого эксперимента от среднего значения и п=3 - число экспериментов. Этот метод принят в Particle Data Group. Скорректировав таким образом погрешность, получаем для зарядового радиуса пиона при совместной аппроксимации трех экспериментов значение:

<г2>1/2 = (0,636 ± 0,037; фм.

3.4. Обсуждение экспериментальных результатов.

В табл.8 приведены приведены теоретические предсказания для электромагнитного радиуса й~-мезона. Полученное в эксперименте значение зарядового радиуса каона (0,53+0,05) фм хорошо согласуется с предсказаниями геометрической модели рассеяния адронов Чу -Янга [45] (0,54±0,14) фм, модели релятивистских кварковых диаграмм [46] (0,53 фм), партонной модели [49] (0,52 фм), а также модели векторной доминантности (0,58 фм).

В работах Герасимова [51] и Гринберга и др.[52] в нерелятивистской кварковой модели выводится неравенство, которое связывает отношение масс странного (т3) и обычного {ти) кварков с отношением электромагнитных радиусов нейтрального и заряженного каонов:

г2о / г2- = - (и/ - ши2)/(2т/ + ш^).

Электромагнитный радиус нейтрального каона был измерен в эксперименте по регенерации каонов [53]:

<г |о> = - (0,054 ± 0,026; фМ2.

Таблица 8. Теоретические предсказания для зарядового радиуса каона

,г 2-У2 фм Литература <г/>'/2, фм Литература

0,58 Крол и др. [42] 0,520 - 0, ,770 Таррак [47]

0,62 Зовко [43] 0,61 Волков и др.[48]

0,620 ± 0, ,037 Блатник и др.[44] 0,52 Волконский [49]

0,540 ± 0, ,130 Чу [45] 0,56 Феличетти и

0,530 - 0, ,630 Герасимов [46] Шривастава [50]

Взяв отношение радиусов нейтрального и заряженного каонов, получаем для отношения масс кварков

тз/ти ~ 1,39 г °'28 • Можно сравнить экспериментально измеренное значение радиуса

каона с тем, которое получается из разности квадратов радиусов пиона и каона. Если взять квадрат радиуса пиона (0,47±0,02) фм2 из работы [54], в которой электромагнитный формфактор пиона аппроксимировался в области д2 от -9,77 до 9,61 (ГэВ/с)2, то <г^2>=(0,31 ± 0,06) фх£. Взяв для квадрата радиуса пиона значение >=0,43 фз£ полученное при аппроксимации экспериментальных данных [54] без

учета экспериментов по электророждению, получаем = (ü,27 ±

0,06) ф*2. Если же использовать объединенный результат трех'экспериментов по упругому %-е - рассеянию {<г%2>-0,405 флР), то квадрат зарядового радиуса каона получается равным (0,24±0,06) ф«2. Видно, что во всех отмеченных случаях наблюдается хорошее согласие с экспериментально измеренным радиусом каона <г^>={0,28 ± 0,05) фи2.

Согласно модели векторной доминантности, отношение разности квадратов радиусов заряженных пиона и каона к квадрату радиуса нейтрального каона:

R = (<r 2-> - <г g->) / <г gO> = -1,0 . Если принять во внимание значение радиуса нейтрального каона 153], то R = -3,0 ±1,8 ,

что входит в некоторое противоречие с моделью векторной доминантности. В работе [55] показано, однако, что в этой модели при наличии нарушения Sü(3), связанного с разницей масс кварков, R = -2,5, что уже лучше согласуется с нашими экспериментальными результатами.

В работе [56] в борновском приближении КХД проведен расчет оддеронной амплитуды KN - рассеяния. При вычислении двухкваркового форм$актора Z-мезона использовалось полученное нами значение квадрата зарядового радиуса ¿"-мезона (0,28 фи2). Полученное в этих расчетах предсказание для зарядового радиуса Я°-мезона хорошо согласуется с его экспериментальным значением [53].

Экспериментальное измерение электромагнитного радиуса Я~-ме-зона было также выполнено через несколько лет после нас группой в ЦЕРН [57] в упругом %-е - рассеянии при энергии 250 ГэВ:

<гх2> = 0,34 ± 0,05 фя 2.

Этот результат примерно на одно стандартное отклонение превышает наше значение. В этом эксперименте также измерено отношение квадратов форм£акторов каона и пиона и для разности квадратов зарядовых радиусов получено:

<гх2> - <гк2> = 0,10 ± 0,045 фя2.

Этот результат отличается от нашего также примерно на одно стандартное отклонение.

Измеренный нами электромагнитный радиус яГ-мезона согласуется со многими теоретическими предсказаниями (табл.Э). В двух работах для вычисления зарядового радиуса пиона использовалась геомет-

Таблица 9. Теоретические предсказания для электромагнитного радиуса -мезона.

<г%2>1/2, фм Литература <г фм Литература

0,58-0,69 Чу и Сакураи [58] 0,63 Хеллер и

Пиетаринен [69]

n f-q+0,01 • -0,02 Хаммер и др.[59] 0,7 Роос [70]

0,24-0,78 Бонно и Мартин [60] 0,71±0,01 Део и Парида[71]

0,66-0,69 Буднев и др. [61] 0,695 Дженсини [73]

0,69 Феличетти и 0,68±0,01 Дубничка и

Шривастава [62] Мещеряков [72]

<2,1 Гешкенбейн [63] 0,70±0,15 Балуни [74]

<0,67 Фам и Райт [64] 0,65 Зовко [43]

0,49-0,74 Разиллер и Шмидт [65] 0,56±0,01 Чу [45]

0,68±0,06 Киельман и Шмидт [66] 0,66+0,01 Чу [45]

0,65 Волков и Первушин[67] n gn+0,06 Ломбард и

Уилкин [75]

0,58±0,03 Белланди и др.[77] 0,67±0,03 Ковач и Ло [76]

0,68±0,02 Хэйн и Лэнг [54] 0,58-0,65 Таррак Í47]

0,655±0,005 Эркал и Олссон [68] 0,605 Мишра,Мисра(79]

рическая модель Чу-Янга для адрон-адронного рассеяния, исходя из данных по упругому тс-р - рассеянию. В работе 145] использовалась экспоненциальная параметризация для дифференциального сечения в области малых t. В этом случае результат зависел от величины радиуса протона. Если радиус протона определялся из е-р - рассеяния, то г%=0,56+0,01 фм, если же радиус протона определялся из р-р -рассеяния, то г%=0,66±0,01 фм. В работе [77] экспериментальные данные по %-р - рассеянию при 50, 100 и 200 ГэВ/с Цитировались в предположении, что амплитуда упругого рассеяния выражается суммой экспонент для вычисления непрозрачности. В этом случае среднеквадратичный зарядовый радиус пиона равен 0,58±0,03 фм, что по мнению авторов данной работы находится в хорошем согласии с нашим экспериментальным результатом.

В работе [54] была предпринята попытка аппроксимировать форм-фактор пиона одновременно в пространственно- и времениподобной об-

ластях переданных импульсов (-9,77 ^^9,61 (ГэВ/с)2) методом слабо зависящим от теоретических моделей. Зарядовый радиус пиона получился равным (0,69±0,02) фм. Этот результат несколько отличается от объединенного результата трех экспериментов по упругому %-е -рассеянию, полученного нами. Однако, если из глобального набора данных [54] исключить данные экспериментов по электророждению пионов, то зарядовый радиус пиона получается равным {0,66±0,02) фм, что хорошо согласуется с нашими результатами.

Результат измерения электромагнитного радиуса пиона в упругом %-е - рассеянии при энергии 300 ГэВ, полученный позже нас группой в ЦЕРН [78],

<г%2>1/2 = 0,657 * 0,012 фм ,

также находится в хорошем согласии с нашим измерением.

ЗАКЛЮЧЕНИЕ

Основные выводы диссертации заключаются в следующем: I. Исследование структуры адронов в опытах по упругому рассеянию и каналирования частиц требует создания установок, обладающих высоким угловым и координатным разрешением. С этой целью были разработаны и созданы прецизионные дрейфовые камеры с размерами рабочей области 125 х 125 мм2 и 250 х 250 мм2.

1.1. Разработана и отлажена конструкция и технология изготовления дрейфовых камер.

1.2. Разработана электрическая конструкция дрейфовых камер.

1.3. Проведены детальные исследования характеристик дрейфовых камер с радиоактивным источником.

1.4. Проведен комплекс испытаний дрейфовых камер на пучках заряженных частиц. Выло получено пространственное разрешение дрейфовых камер 55 мкм, которое до настоящего времени является рекордным.

1.5. Разработана методика подстройки параметров и определения координат частиц в дрейфовых камерах.

2. В результате проведенных исследований было предложено и осуществлено использование дрейфовых камер в качестве основных координатных детекторов в следующих экспериментах:

2.1. В экспериментах по исследованию электромагнитных размеров заряженных каонов и пионов при энергии 250 ГэВ (ФНАЛ, Батавия, США). При интенсивности первичного пучка I06 частиц/сек была получена координатная точность 70-100 мкм. Впервые в дрейфовых камерах регистрировался сигнал от двух частиц с одной сигнальной проволочки и получено двухтрековое разрешение 2,2 мм.

2.2. В эксперименте по исследованию каналирования пионов и протонов с энергией 35, 100 и 250 ГэВ (ФНАЛ, Батавия, США) в монокристалле германия было получено координатное разрешение дрейфовых камер 90 мкм и угловое разрешение установки 10 мкрад. Дрейфовые камеры работали в пучках с интенсивностью несколько миллионов частиц в секунду. Впервые был наблюден эффект каналирования заряженных частиц с энергией в несколько сот ГэВ.

2.3. В эксперименте по исследованию каналирования протонов с энергией 8,4 ГэВ (ЛВЭ ОИЯИ, Дубна) в прямом и изогнутом монокристалле кремния было получено координатное разрешение дрейфовых камер 100 мкм и угловое разрешение спектрометра 10 мкрад.

2.4. В экспериментах по изучению каналирования электронов и позитронов с энергией 10 ГэВ (ИФВЭ, Протвино) в монокристаллах кремния использование дрейфовых камер позволило провести исследование излучения возникающего при каналировании электронов и позитронов высоких энергий.

3. Впервые предложен и выполнен эксперимент по исследованию электромагнитных размеров тс-мезона в опыте по упругому тс-е -рассеянию при энергии 100 ГэВ. Получено значение зарядового радиуса пиона

г%- = 0,56 ± 0,04 фм.

4. Впервые предложен, рассчитан и поставлен эксперимент по исследованию электромагнитной структуры заряженных пионов и каонов в опытах по упругому тс-е и К-в - рассеянию при энергии 250 ГэВ.

5. Создана экспериментальная установка из пропорциональных и дрейфовых камер, сцинтилляционных и черенковских счетчиков для экспериментов по упругому тс-е и й-е -рассеянию при энергии 250 ГэВ.

6. Созданы высокоэффективные программы обработки данных для экспериментов по исследованию упругого %-е и К-е - рассеяния при энергиях 100 и 250 ГэВ. Проведена статистическая обработка данных, полученных в этих экспериментах.

7. Создан комплекс программ и проведен расчет экспериментальных

поправок к данным для экспериментов по упругому %-е и К-е

- рассеянию при энергиях 100 и 250 ГэВ.

8. Впервые измерен электромагнитный радиус К~- мезона:

тк- = 0,53 ± 0,05 фм .

9. В эксперименте по %-е - рассеянию при энергии 250 ГэВ измерен электромагнитный радиус %~- мезона:

г^- = 0,663 ± 0,023 фм

10. Проведен совместный анализ данных экспериментов по упругому тс-е - рассеянию при энергиях 50, 100 и 250 ГэВ. Получено значение электромагнитного радиуса иГ-мезона:

= 0,636 ± 0,037 фм

11. Впервые в эксперименте по упругому %-е и К-е - рассеянию при энергии 250 ГэВ измерено отношение квадратов электромагнитных формфакторов пиона и каона. При этом возможные неучтенные систематические погрешности эксперимента сводятся к минимуму. Получена разность квадратов зарядовых радиусов пиона и каона:

г\ - Т2К = 0,16 ± 0,06 фм

12. Результаты по исследованию структуры адронов, впервые полученные модельно независимым способом в опытах по упругому %-е и К-е - рассеянию, были подтверждены в более поздних экспериментах в ЦЕРН.

В результате проведенных исследований и экспериментов:

- Существенное развитие получила методика дрейфовых камер. Была достигнута рекордная координатная точность дрейфовых камер и продемонстрирована надежная работа дрейфовых камер в экспериментах по физике элементарных частиц в течение длительного периода (несколько лет) в пучках частиц с интенсивностью до нескольких миллионов частиц в секунду.

- Получены новые экспериментальные данные в области исследований структуры адронов (пионов и каонов), являющейся актуальным

направлением в физике элементарных частиц. Впервые модельно независимым методом выполнен цикл исследований электромагнитных формфакторов и-мезона и Я-мезона в широком диапазоне пространственно-подобной области переданных импульсов. В частности, впервые измерен электромагнитный радиус Я-мезона, выполнены исследования электромагнитного формфактора it-мезона и определен зарядовый радиус ic-мезона с точностью существенно превышающей предыдущие измерения, впервые проведено прямое сравнение электромагнитных форм£акторов пиона и каона по данным, зарегистрированным в одном эксперименте.

В заключение считаю своим приятным долгом выразить глубокую благодарность академику А.М.Балдину за постоянную поддержу и интерес к работе. Выражаю благодарность профессору Э.Н.Цыганову за ценные научные советы и участие в совместных работах. Выражаю благодарность участникам совместных работ из институтов, лабораторий и университетов России, Украины, Узбекистана, США и Швейцарии.

Основные результаты диссертации опубликованы в следующих работах:

1. А.С.Водопьянов, Т.С.Нигманов, В.П.Пугачевич и др. Конструкция и технология изготовления многоканальной системы дрейфовых камер. Международное совещание по методике проволочных камер. Д13-9164, Дубна (1975), стр.28-30.

2. С.Г.Басиладзе, А.С.Водопьянов, Т.С.Нигманов и др. Характерис-

р

тики дрейфовых камер размерами 130 х 130 мм . Международное совещание по методике проволочных камер. Д13-9164, Дубна (1975), стр.31-33.

3. А.С.Водопьянов, Т.С.Нигманов, В.П.Пугачевич и др. Конструкция многоканальной . системы дрейфовых камер для экспериментов по упругому рассеянию пионов и каонов на электронах. Сообщение ОИЯИ, PI3-935I, Дубна (1975).

4. T.S.Nlgmanov, V.P.Pugachevich.....A.S.Vodoplanov et al. Drift

chamber system îor Я-е scattering experiment at Permllab accelerator. Permllab report, FERMILAB-76/26-EXP, Batavia (1976).

5. А.С.Водопьянов, Т.С.Нигманов, В.П.Пугачевич и др. Конструкция многоканальной системы дрейфовых камер для экспериментов по упругому рассеянию пионов и каонов на электронах. ПТЭ, 1976, Т.5, 43.

6. N.A.Fllatova, T.S.Nlgnanov.....A.S.Vodoplanov et al. Study оГ

irift chamber system for a K-e scattering experiment at Fermi National Accelerator Laboratory. ?ermllab report, PERMILAB-Pub-76/97-EXP, Batavia (1976).

7. E.Dally, J.Hauptman____A.Vodoplanov. Measurement of the plon

formfactor. Proc. 18th Int.Conf. High Energy Physics, Tblll/il, 1976, p.A7-8.

8. N.A.Fllatova, I.S.Nlgmanov____A.S.Vodoplanov et al. Study of

irift chamber system for a K-e scattering experiment at the Heiml National Accelerator Laboratory., Nucl. Instr. & Meth. 143 (1977) 17-28.

9. E.B.Dally, D.J.Drlckey...A.S.Vodoplanov. Direct measurement of the % form factor. Phys. Rev. Lett., 1977, V.39, No.19, p.1176.

10. R.A.Carrlgan, Jr., B.L.Chrlsman----A.S.Vodoplanov et al.

iodulatlon of nuclear Interactions using channeling at nultl-hundred GeV energies. Fermilab report, FEHMILAB-79/43-EXP, Batavia (1979).

11. A.Beretvas, E.Dally____A.Vodoplanov et al. Direct deter-

nlnatlon of the kaon form factor. JINR Communication, E1 -12357, )ubna (1979).

12. А.С.Водопьянов, H.H.Говорун, В.М.Головаттак и др. Спектрометр %ля исследования каналирования протонов с Е=8,4 ГлВ в юнокристаллах. Препринт ОИЯИ, PI3-80-225, Дубна (1980).

[3. Е.В.Dally, J.M.Hauptman____A.S.Vodoplanov et al. Direct

neasurement of the negatlve-kaon form factor. Phys. Rev. Lett., 980, V.45, No.4, p.232-235.

4. E.B.Dally, J.M.Hauptman____A.S.Vodoplanov et al. Elastic scat-

;erlng determination of the negative plon form factor. Contributed зарег 964: XX Int.Conf. High Energy Physics, Madison (1980).

5. E.B.Dally, J.M.Hauptman____A.S.Vodoplanov et al. Direct

comparison of the and K~ form factors. Contributed paper 965: (X Int. Conf. High Energy Physics, Madison (1980).

6. R.A.Carrlgan Jr., B.L.Chrlsman____A.S.Vodoplanov et al.

Iodulatlon of nuclear Interactions using channeling at lulti-hundred GeV energies. Nucl. Phys. B163 (1980) 1-20.

7. E.B.Dally, D.J.Drlckey____A.S.Vodoplanov. Measurement of the

Г form factor. Phys. Rev. D 24, No.6, p.1718-1735 (1981).

8. E.B.Dally, J.M.Hauptman____A.S.Vodoplanov et al. Elastic-

¡cattering measurement of the negative-plon radius. Phys. Rev. ,ett., V.48, No.6, p.375-378 (1982).

19. Л.С.Водопьянов, И.Войтковска, В.М.Головатюк и др. Спектрометр для исследования спонтанного излучения, возникающего при прохождении позитронов и электронов высоких энергий через монокристаллы. Препринт ОИЯИ, PI3-82-547, Дубна (1982).

20. Л.С.Водопьянов, Т.С.Нигманов, В.Д.Рябцов, Э.Н.Цыганов. Определение время-координатной зависимости дрейфовых камер в эксперименте по %-е и й-е рассеянию при р=250 ГэВ/с. Сообщение ОИЯИ, PI-83-12, Дубна (1983).

21. Л.С.Водопьянов, Т.С.Нигманов, В.Д.Рябцов, Э.Н.Цыганов. Определение пространственного разрешения дрейфовых камер в эксперименте по %-е и й-е рассеянию при импульсе частиц 250 ГэВ/с. ПТЭ, 1984, Т.З, 37.

22. Л.С.Водопьянов, Э.Н.Цыганов. Экспериментальное исследование электромагнитных размеров пиона и каона в опытах по упругому %-е и К-и рассеянию. ЭЧАЯ, 1984, Т.15, B.I, стр.5-52.

23. Л.S.Voclop'yanov and E.N.Tsyganov. Experimental Investigation or the electromagnetic sizes of the pion and kaon in %e and йе elastic-scattering experiments. Sov.J.Part.Nucl. 15 (1), 1984.

ЛИТЕРАТУРА

1. Hendry A.W., Lichtenberg D.B. - Z.Phys., 1985, v.33, p.139.

2. Романов В.А., Трубников C.B. - Проблемы ядерной физики и косш ческих лучей. Харьков: Вища школа, 1988, Вып.30, с.II.

3. Горячев Б.И., Линькова Н.В. - ЯФ, 1991, т.54, в.6, с.1663.

4. M.Buenerd - CERN/PPE 92-16, 1992, Geneva.

5. Цыганов Э.Н. - ЭЧАЯ, 1989, т.20, в.1, С.5-50.

6. Водопьянов A.C. и др. - Международное совещание по методике проволочных детекторов., PI3-9I64, Дубна (1975), с.28-30.

7. Водопьянов A.C. и др. - Сообщение ОИЯИ, PI3-935I, Дубна, 1975

8. Водопьянов A.C. и др. - ПТЭ, 1976, т.5, с.43.

9. Charpak G. et al. - NIM, 1968, v.62, р.262.

10. Василадзе С.Г. - Сообщение ОИЯИ, 13-8911, Дубна, 1975.

11. Gusik Z. - Fermilab report, FN-301, Batavia, 1976.

12. Басиладзе С.Г. и др. - Международное совещание по методике проволочных детекторов., PI3-9I64, Дубна (1975), с.31-33.

13. Nigmanov T.S. et al. - Permllab report, PERMILAB-76/26-EXP, Batavia, 1976.

14. Pilatova N.A. et al. - Permllab report, PERMILAB-Pub-76/97--EXP, Batavia, 1976.

15. Fllatova N.A. et al. - NIM, 1977, v.143, p.17.

16. Водопьянов А.С. и др. - Препринт ОИЯИ, PI-83-12, Дубна, 1983.

17. Водопьянов А.С. и др. - ПТЭ, 1984, т.З, с.37-40.

18. Водопьянов А.С., Цыганов Э.Н. - ЭЧАЯ, 1984, т.15, в.1, с.5-52.

19. Carrlgan R.A.,Jr. et al. - Permllab report, FERMILAE-79/43--EXP, Batavia, 1979.

20. Carrlgan R.A.,Jr. et al. - Nucl. Phys. B, 1980, v.163, p.1-20.

21. Водопьянов А.С. и др. - Препринт ОИЯИ, PI3-80-225, Дубна, 1980.

22. Водопьянов А.С. и др. - Препринт ОИЯИ, Д1-12716, Дубна, 1979.

23. Булгаков Н.К. и др. - Сообщение ОИЯИ, I-83-726, Дубна, 1983.

24. Водопьянов А.С. и др. - Препринт ОИЯИ, PI3-82-547, Дубна, 1983.

25. Войтковска И. и др. - Препринт ОИЯИ, PI3-82-542, Дубна, 1982.

26. Pilatova N.A. et al. - NIM, 1983, v.206, p.379.

27. Holstadter R., McAllister R.W. - Phys. Rev., 1955, v.98, p.217.

28. Nambu Y. - Ibid., 1957, v.106, p.1366.

29. Frazer W., Pulco Z. - Phys. Rev. Lett., 1959, v.2, p.365.

30. Sakural J.J. - Ann. Phys., 1960, v.11, p.1.

31. Mott N.P. - Proc. Roy. Soc. A. (London), 1929, v.124, p.425.

32. Дрелл С.Д., Захариазен Ф. Электромагнитная структура нуклонов: Пер. с анг. М.: Изд-во иностр. лит., 1962.

33. Gourdln М. - Phys. Rep., 1974, v.11, p.29.

34. Adylov G.T. et al. - Nucl. Phys. B, 1977, v.128, p.461.

35. Dally E. et al. - Proc. 18th Int. Conf. High Energy Physics, Tbilisi, 1976, p.A7-8.

36. Dally E.B. et al. - Phys. Rev Lett., 1977, v.39, p.1176.

37. Dally E.B. et al. - Phys. Rev. D, 1981, v.24, p.1718.

38. Beretvas A. et al. - JINR, E1-12357, Dubna, 1979.

39. Dally E.B. et al. - Phys. Rev. Lett., 1980, v.45, p.232.

40. Dally E.B. et al. - Contributed paper 964: XX Int. Conf. High Energy Physics, Madison, 1980.

41. Dally E.B. et al. - Contributed paper 965: XX Int. Conf. High Energy Physics, Madison, 1980.

42. Kroll N.M. et al. - Phys. Rev., 1967, v.157, p.1376.

43. Zovko N. - Phys. Lett. B, 1975, v.51, p.54.

44. Blatnlk S. et al. - Lett. Nuovo Clm., 1979, v.24, p.39.

45. Chou т.Т. - Phys. Rev. D, 1979, v.19, p.3327.

46. Герасимов С.Б. - ЯФ, 1979, т.29, с.513.

47. Таггаск R. - Z.Physik С, 1979, v.2, р.221.

48. Волков М.К. и др. - Препринт ОИЯИ, Р2-8659, Дубна, 1975.

49. Волконский Н.Ю. - ЯФ, 1979, т.30, с.510.

50. Fellcetti P., Srivastava Y. - Phys. Lett. В, 1981, v.107, p.227.

51. Герасимов С.Б. - ЮТФ, 1966, т.50, с.1559.

52. Greenberg O.W. et al. - Phys. Lett. В, 1977, v.70, p.465.

53. Molzon W.R. et al. - Phys. Rev. Lett., 1978, v.41, p.1213.

54. Heyn M.F., Lang C.B. - Z.Physik C, 1981, v.7, p.169.

55. Dally E.B. et al. - Phys. Rev. Lett., 1982, v.48, p.375.

56. Захаров Б.Г. - ЯФ, 1989, т.50, с.771.

57. Amendolla S.R. et al. - Phys. Lett. В, 1986, v.178, p.435.

58. Cho C.F., Sakurali J.J. - Lett. Nuovo Clm., 1971, v.2, p.7.

59. Hammer C.L. et al. - Phys. Rev. D, 1977, v.15, p.696.

60. Bonneau G., Martin P. - Nucl. Phys. B, 1975, v.97, p.269.

61. Budnev N.M. et al. - Phys. Lett. B, 1976, v.64, p.307.

62. Fellcettl F., Srivastava Y. - Phys. Lett. B, 1979, v.83, p.109.

63. Гешкенбейн Б.В. - ЯФ, 1969, т.9, с.1232.

64. Pham X.Y., Wright A.C.D. - Phys. Rev. D, 1975, v.11, p.1806.

65. Rasziller I., Schmidt W. - Nucl. Phys. B, 1973, v.55, p.106.

66. Klehlmann H.D., Schmidt W. - Ibid., 1975, v.94, p.67.

67. Volkov M.K., Pervushin V.N. - Preprint JINR, E2-7283, Dubna, 1973.

68. Erkal C., Olsson M.G. - Preprint MAD/PH/188, Madison, 1984.

69. Hohler G., Pletarlnen E. - Phys. Lett. B, 1975, v.53, p.471.

70. Roos M. - Preprint Univ. or Helsinki, Helsinki, 1973.

71. Deo B.B., Parida M.K. - Phys. Rev. D, 1976, v.13, p.1927.

72. Dubnicka S., Meshcheryakov V.A. - Preprint JINR, E2-7982, Dubna, 1974.

73. Genslni P.M. - Phys. Rev. D, 1978, v.17, p.1368.

74. Balunl V.A. - Phys. Lett. B, 1972, v.38, p.535.

75. Lombard R.J., Wilkin C. - J.Phys. G, 1977, v.3, p.15.

76. Kovacs Т., Lo S.-Y. - Phys. Rev. D, 1971, v.16, p.2251.

77. Bellandl F.J. et al. - Hadr. J., 1986, v.9, p.311.

78. Amendolla S.R. et al. - Phys. Lett. B, 1984, v.146, p.116.

79. Mishra A., Mlsra S.P. - Zeltschrllt Phys. C, V.58, 1993, p.325.

80. Bardln D.Yu., Micelmakher G.V., Shumeiko N.M. - Preprint JINR, E2-6235, Dubna, 1972.

Рукопись поступила в издательский отдел 16 июля 1993 года.