Исследование взаимодействий релятивистских ядер на установке "Сфера" тема автореферата и диссертации по физике, 01.04.16 ВАК РФ

ОБЪЕДИНЕННЫЙ ИНСТИТУТ ЯДЕРНЫХ ИССЛЕДОВАНИЙ

На правах рукописи 1-94-2

МАЛАХОВ Александр Иванович

УДК 539.1.074 539.126.343

ИССЛЕДОВАНИЕ ВЗАИМОДЕЙСТВИЙ РЕЛЯТИВИСТСКИХ ЯДЕР НА УСТАНОВКЕ "СФЕРА"

Специальность: 01.04.16 — физика ядра и элементарных

частиц

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

Дубна 1994

Работа выполнена в Лаборатории высоких энергий Объединенного института ядерных исследований

Официальные оппоненты:

доктор физико-математических наук, ГРАМЕНИЦКИИ

профессор Игорь Михайлович

доктор физико-математических наук, ЛЕИКИН

профессор Евгений Моисеевич

доктор физико-математических наук, ГЛАГОЛЕВ

профессор Виктор Викторович

Ведущее научно-исгледовап'льское учреждение: Институт ядерных исследований АН РАН, г.Москва

Защита диссертации состоится Л^— 1994 года в "/О" 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 J 1994 г.

Ученый секретарь Специализированного совета

^Ыаи^ м.ф.Лихачев

Содержание

I ВВЕДЕНИЕ 3

II РАЗРАБОТКА И СОЗДАНИЕ СПЕКТРОМЕТРА "СФЕРА" ДЛЯ ИССЛЕДОВАНИЯ ВЗАИМОДЕЙСТВИЙ РЕЛЯТИВИСТСКИХ ЯДЕР В УСЛОВИЯХ 4тг-ГЕОМЕТРИИ 4

И.1 Общий вид спектрометра "СФЕРА"..........................................4

11.2 Физическое и методическое обоснование конструкции спектрометра "СФЕРА" ........................................................................4

11.3 Передний спектрометр установки "СФЕРА"................................6

П.3.1 Сцинтилляционные годоскопы........................................7

Н.3.2 Широкоапертурный пороговый газовый черенковский счетчик . . 9

И.З.З Электромагнитные калориметры........................................9

Н.4 Центральный детектор ........................................................10

11.5 Система сбора данных и триггер установки "СФЕРА" ....................12

11.6 Основные параметры установки................................................13

Н.6.1 Угловое разрешение....................................................13

И.6.2 Импульсное разрешение................................................13

Н.6.3 Геометрическая эффективность регистрации и разрешение по эффективной массе........................................................14

III МЕТОДИЧЕСКИЕ НАПРАВЛЕНИЯ, РАЗВИТЫЕ В ПРОЦЕССЕ СОЗДАНИЯ УСТАНОВКИ "СФЕРА" 16

Ш.1 Сцинтилляторы больших размеров............................................16

Ш.2 Быстрые сцинтилляционные счетчики для многоканальных систем измерения времени пролета..........................................................17

Ш.З Калориметрия....................................................................18

III.3.1 Электромагнитные калориметры со структурой типа сэндвич. . . 18 Ш.З.2 Исследование кристаллов ВаГ2 в пучках релятивистских ядер. . . 19

IV ИССЛЕДОВАНИЕ ВЗАИМОДЕЙСТВИЙ РЕЛЯТИВИСТСКИХ ЯДЕР НА ПЕРЕДНЕМ СПЕКТРОМЕТРЕ УСТАНОВКИ "СФЕРА" 21 IV. 1 ИССЛЕДОВАНИЕ РОЖДЕНИЯ КУМУЛЯТИВНЫХ МЮОННЫХ

ПАР.......................................22

IV. 1.1 Постановка эксперимента..............................................22

IV.1.2 Результаты моделирования эффективности регистрации мюопных

пар и вклада фоновых процессов......................................24

IV. 1.3 Анализ данных и идентификация событий ..........................25

IV. 1.4 Оценка сечения рождения мюонных пар в кумулятивной области

и интерпретация результата............................................26

IV.2 ЗАВИСИМОСТЬ ОТ АТОМНОГО НОМЕРА ЯДРА МИШЕНИ СЕЧЕНИЯ ФРАГМЕНТАЦИИ РЕЛЯТИВИСТСКИХ ДЕЙТРОНОВ В

КУМУЛЯТИВНЫЕ ПИОНЫ ..............................................28

IV.2.1 Постановка задачи и выбор геометрии эксперимента........28

IV.2.2 Алгоритм программы реконструкции треков и основные характеристики спектрометра..................................................29

1У.2.3 Анализ статистики и обсуждение результата........................31

1У.З ИССЛЕДОВАНИЕ ПОВЕДЕНИЯ СПЕКТРОВ КУМУЛЯТИВНЫХ ПИОНОВ В ЗАВИСИМОСТИ ОТ МНОЖЕСТВЕННОСТИ СОПРОВОЖДАЮЩИХ ЗАРЯЖЕННЫХ ЧАСТИЦ ............................32

1У.3.1 Постановка эксперимента..............................................33

1У.3.2 Фрагментация дейтронов....................................34

1У.З.З Фрагментация углерода................................35

1У.3.4 Обсуждения результатов................................................38

V ЗАКЛЮЧЕНИЕ 40

VI ЛИТЕРАТУРА 42

I ВВЕДЕНИЕ

В области релятивистской ядерной физики, основы которой были заложены в Лаборатории высоких энергий (ЛВЭ) ОИЯИ, в последние годы проводятся широкие исследования во многих научных центрах мира. Одной из первых установок, на которой проводились исследования в этой области, был спектрометр ДИСК ЛВЭ ОИЯИ.

Начиная с 70-х годов на этой установке изучалась предельная фрагментация ядер. Подробно были исследованы инклюзивные сечения образования заряженных тг~, К-мезонов, протонов, антипротонов, дейтронов и ядер трития на различных ядрах (от водорода до урана) под действием протонов, дейтронов, альфа-частиц и ядер углерода [1]. В этих экспериментах достигнута нижняя граница сечений

(1 /А)Е^<т/с1р1) = 5 • 10-36см2ГэВ_2ср-1.

Особое внимание было уделено области кинематики, запрещенной для однонуклонных столкновений (кумулятивный эффект). Систематические исследования инклюзивных спектров кумулятивных адронов в области фрагментации ядра мишени были предприняты на ускорителях ИТЭФ [4-6], ИФВЭ [7], ГКАЬ [8-10], ЬВЬ [11]. В ИТЭФ был выполнен цикл исследований по изучению двухчастичных корреляций кумулятивных нуклонов [12].

Исследования в этой области привели к обнаружению ряда важных свойств кварк-партонных структурных функций ядер. Интерес к этим работам обусловлен не только установлением естественного предела справедливости протонной модели ядра, но и несомненной связью обнаруженных явлений с квантовой хромодипамикой больших расстояний, построение которой составляет одну из центральных проблем современной физи,ки.

ЛВЭ ОИЯИ в настоящее время располагает широким набором ядерных пучков с импульсом 4,5 Гэв/с на нуклон. Создан новый сверхпроводящий ускоритель релятивистских ядер нуклотрон, который расширяет возможности исследований свойств ядерной материи [13-15].

Для проведения экспериментальных исследований на этом ускорителе разработана современная многоцелевая установка "СФЕРА", обладающая 47Г-геометрией. Первая очередь этой установки успешно работает на ядерных пучках синхрофазотрона начиная с 1990 г. Получен ряд интересных экспериментальных результатов, которые будут обсуждаться ниже. Вторую очередь установки СФЕРА планируется ввести в строй в 1996 г.

Физическая программа исследований на установке СФЕРА изложена в работах [16,61, 62].

Задачей экспериментальных исследований является изучение фрагментации покоящегося ядра-мишени (любые ядра) при бомбардировке любыми снарядами, вплоть до самых тяжелых, ускоренных на нуклотроне с интенсивностью более 107 ядер за цикл (для А снаряда >20).

С помощью установки "СФЕРА" предполагается провести исследования:

1. Реакций образования двух и более частиц, в которых особое внимание уделяется

— рождению векторных мезонов в кумулятивной области;

— обнаружению состояний кварковой экзотики;

— изучению двух- и, возможно трехчастичных кварк-партонных структурных функций.

2. Спиновых эффектов в реакциях с большими передачами импульсов, которые дают критические проверки теоретических моделей.

3. Лептонных пар, образующихся при столкновении релятивистских ядер с целью получения новой информации о распределении кварков в ядрах и адронного сопровождения лептонных пар.

Большинство перечисленных задач невозможно решить существующими средствами на других ускорителях мира.

Целью настоящей работы является создание современной установки для исследования релятивистских ядерных столкновений и проведение на ней цикла исследований для получения новых данных по кумулятивному рождению частиц и кварк-партонной структуре ядерной материи.

II РАЗРАБОТКА И СОЗДАНИЕ СПЕКТРОМЕТРА "СФЕРА" ДЛЯ ИССЛЕДОВАНИЯ ВЗАИМОДЕЙСТВИЙ РЕЛЯТИВИСТСКИХ ЯДЕР В УСЛОВИЯХ 4тг-ГЕОМЕТРИИ

11.1 Общий вид спектрометра "СФЕРА".

Большинство экспериментов при изучении кумулятивного рождения частиц было выполнено в инклюзивной или полуинклюзивной постановке, что не позволяет детально изучить механизм исследуемого процесса. В связи с этим в ЛВЭ ОИЯИ был предложен проект создания универсального магнитного спектрометра "СФЕРА". Схема спектрометра представлена на рис.1.

Условно спектрометр можно разделить на три основные части:

1. Центральный детектор, предназначенный для идентификации вторичных частиц в области фрагментации ядра-мишени.

2. Передний детектор, регистрирующий вторичные частицы в области фрагментации ядра-снаряда.

3. Мишень и поглотитель адронного ливня для проведения экспериментов с мюонами.

Передний детектор спектрометра "СФЕРА" в различных модификациях начиная с 1990 г. работает в ядерных пучках синхрофазотрона ЛВЭ ОИЯИ.

11.2 Физическое и методическое обоснование конструкции спектрометра " СФЕРА"

Как показано в работе [16] при толщине мишени 5 г/см2 для получения одного полезного отсчета при значении масштабной переменной (кумулятивное число) X = 2,8

СФЕРА

1~сйерхпройобящий соленоид с железный замыкателем

2-иен(пральная брейфо&ая камера

3-забняя бреифобая капера ^-перебняя пропорциональная капера 5-цилиндрический сцинтилляционный

гобоскоп

5-пюонныи сиинтилляционныи гобоскоп

7-иилинбрическии черенкойский гобоскоп

8-переднии и задний черенкобские гобоскопы

9-злектропогнишные колориметры

10-перебний и забний сиинтилляционные годоскопу

11-пропорциональныекаперы

12-сцинтилляиионные гобоскопы

13-газобый черенкойский счетчик

14-бипольный магнит

15-мишени

16-пучкобый поглотитель

17-мюонный фильтр

Рис. 1: Схема спектрометра "СФЕРА".

требуется интенсивность первичного пучка 1о = Ю10. Таким образом, например, экспериментальные исследования на 10 различных ядрах и статистике отсчетов 103 для кумулятивного числа X = 2,8 требуется 1014 адронов в первичном пучке. Именно это обстоятельство определяет структуру экспериментальной установки. Такая высокая интенсивность первичного пучка исключает использование обычных детекторов в первичном пучке. Идентификация событий должна осуществляться только по вторичным частицам.

Спектрометр "СФЕРА" ориентирован на высокие интенсивности ядер, ускоренных на синхрофазотроне и нуклогроне. При исследовании множественного кумулятивного рождения адронов интенсивность первичного пучка будет достигать величины 108 - 109 частиц в сек, а при исследовании рождения мюонных пар будет доходить до 1011 частиц в сек.

Кроме того для элкектронных установок, работающих в интенсивном первичном пучке важно иметь возможность выделять "двойной инклюзив" на фоне случайных совпадений "однократных инклюзивов" от разных первичных частиц, на что впервые указано в работах ИТЭФ [17].

Фон случайных совпадений от разных первичных частиц можно подавить за счет "распределения" мишени в пространстве ( в виде отстоящих друг от друга тонких пластин) [16] и восстановления с помощью координатных детекторов "вершины" взаимодействия. Если мишень имеет размеры Х0, У0) а точность восстановления "вершины" взаимодействия Д.Хо, ДУо, то случайные совпадения подавляются на фактор

^ АХрАГоАго

х0у0г0

Для ДХ0 = ДУ0 = Д20 = 5мм, Х0 ~ У0 ~ 50мм и 2й ~ 200мм

К = 2,5 ■ Ю-4

и, как показано в работе [16] фон случайных совпадений не превышает нескольких процентов от величины ожидаемого эффекта. Скорость набора статистики "двойного инклюзива" определяется суммарным кумулятивным числом наблюдаемых частиц. Конфигурация системы мишени и поглотителя адронного ливня для решения мюонных задач определяется с учетом противоречивых требований эксперимента [18]: малая длина, для того чтобы сохранить большой аксептанс к мюонным парам; сильное поглощение, чтобы уменьшить поток частиц через аппаратуру; наименьшее многократное кулоновское рассеяние, чтобы иметь достаточно хорошее разрешение димюонной массы.

Наибольшие "загрузки" испытывают детекторы окружения мишени из-за большой множественности вторичных адронов. Вводя порог регистрации (толщина мишени, вещество детекторов и дополнительные фильтры, не снижающие существенным образом точность восстановления "вершины" взаимодействия), можно снизить уровень интенсивности вторичных частиц примерно на порядок величины [16].

11.3 Передний спектрометр установки "СФЕРА"

Область фрагментации ядра-снаряда характеризуется значительной множественностью вторичных частиц, летящих в малом телесном угле, что предъявляет особо жесткие требования к быстродействию детекторов и триггера низкого уровня. С другой стороны, должна существовать возможность организовать достаточно сложный триггер, который

позволит эффективно фильтровать события для поиска редких процессов. Исходя из этих соображений было решено остановиться на схеме магнитного спектрометра, координатные измерения в котором выполняются с помощью набора тонких плоских годо-скопов из сцинтилляционных счетчиков НО, Н6-Н10 [19]. Определенные комбинации сработавших в годоскопах счетчиков составляют быстрый триггер спектрометра, на-

строенный на изучаемую геометрию разлета вторичных заряженных частиц, что позволяет эффективно "просеивать" первичную информацию.

Электронная система сбора данных и триггер переднего спектрометра описаны в работе [20].

Идентификация заряженных частиц осуществляется путем измерения импульса по отклонению в постоянном магнитном поле и определения скорости частиц с помощью времяпролетной методики (до 2-3 ГэВ/с) и газового порогового черенковского счетчика (свыше 3 ГэВ/с).

Общий вид переднего спектрометра представлен на рис.2.

И.3.1 Сцинтилляционные годоскопы

Плоские тонкие годоскопы сцинтилляционных счетчиков НО, Н6-Н10 предназначены для определения координат пролетающих сквозь них частиц и, ввиду своего высокого быстродействия, дают возможность включать эту информацию в триггер низкого уровня. Каждый из годоскопов Н6-Н10 содержит 3 координатные плоскости: Х-плоскость (счетчики располагаются вдоль вертикальной оси), У-плоскость (счетчики располагаются вдоль горизонтальной оси) и и-плоскость (счетчики повернуты на угол 20° к горизонтальной оси), предназначенную для определения соответствия отметок в Х- и У-плоскостях при регистрации нескольких частиц одновременно. В годоскопе НО и-плоскость повернута на угол 45° к горизонтальной оси. Кроме того в этот годоскоп

пучок

Рис. 2: Общий вид переднего спектрометра установки "СФЕРА".

входит четвертая У-плоскость, счетчики которой повернуты на угол 90° по отношению к счетчикам И-плоскости.

Годоскоп Н11 служит для выработки "Стоп" сигнала при проведении времяпролет-ных измерений, а также в качестве триггерной плоскости при проведении мюонных экспериментов (в этом случае годоскоп располагается за стальным поглотителем).

Геометрические характеристики годоскопов приведены в табл.1.

Таблица 1.

Годоскоп Рабочая Ширина Толщина Количес- Толщина

площадь, одного одного тво плос- годоскопа,см

м2 счетчика, счетчика костей (% рад.

см см длины)

НО 0,15 х 0,15 0,9 0,3 4 1,2 (2,8)

Н6-Н9 1,0 х 1,0 4,0 0,5 3 1,5 (3,5)

НЮ 2,0 х 2,0 4,0 0,5 3 1,5 (3,5)

Н11 2,0 х 2,0 10,0 1,0 1 1,0 (2,3)

Во всех годоскопах используется сцинтиллятор, изготовленный на базе полистиролла с растворенными в нем сцинтиллирующими добавкаими: 2% р-терфенил + 0,02% РОРОР (для счетчиков годоскопоа НО) или 1,5% р-терфенил + 0,01% РОРОР (для счетчиков остальных годоскопов). Сцинтилляторы для годоскопов НО, Н6-Н9 изготовлены путем механической обработки с последующей полировкой. Сцинтилляторы счетчиков для годоскопов НЮ и Н11 изготовлены методом экструдирования [21], что позволяет получить более прозрачный радиатор. В годоскопе НО используются фотоумножители ФЭУ-60. Для улучшения загрузочных характеристик счетчиков два последних динода ФЭУ подпитаны от сильноточных источников.

В каждом счетчике годоскопа НЮ два фотоумножителя ФЭУ-87 пристыковываются к обоим торцам сцинтиллятора без световодов на "сухом контакте".

Свет, выходящий из торца сцинтиллятора счетчика годоскопов Н6-Н9, с помощью световода из оргстекла собирается на фотокатод фотоумножителя ФЭУ-85. Световод приклеен к сцинтиллятору.

Для улучшения светосбора оба конца экструдированной полосы сцинтиллятора счетчика годоскопа НИ разогреваются до пластичного состояния и сжимаются для получения круглого сечения. Затем торцы полируются, и к ним присоединяются на "сухом контакте" два ФЭУ-30.

Сигналы с анодов фотоумножителей по 35-метровым кабелям подаются в домик с электроникой.

Измеренная на пучке релятивистских протонов эффективность счётчиков годоскопов Н6-Н9 при пороге формирователя 25-30 мВ оказалась 97-98%. Измрения со счетчиками годоскопов НЮ и НИ показали, что "дальняя" от ФЭУ минимально ионизирующая частица приводит к образованию 10 фотоэлектронов для счетчика НЮ и 20 фотоэлектронов для счетчика Н11, что позволяет регистрировать заряженные частицы с эффективностью, близкой к 100%.

Не менее важной характеристикой счетчиков является их способность работать в условиях больших "загрузок". Проведенные измерения показали, что все используемые

варианты фотоумножителей обеспечивают работу сцинтилляционных счетчиков вплоть до "загрузок" в несколько мегагерц, что отвечает требованиям переднего спектрометра установки "СФЕРА".

Времяпролетное разрешение, измеренное для счетчиков годоскопа НИ, составляет 500 пс, что надежно обеспечивает 7Г-К разделение вплоть до импульса 1,8 ГэВ/с и К-р разделение до импульса 3 ГэВ/с на базе пролета 14 метров.

11.3.2 Широкоапертурный пороговый газовый черенковский счетчик

Рис. 3: Пороговый газовый черенковский счетчик в разрезе.

Для разделения тг- и К-мезонов в интервале импульсов 3-10 ГэВ/с в системе идентификации частиц переднего спектрометра используется газовый черенковский счетчик С2 (Рис.2). В качестве радиатора выбран элегаз при атмосферном давлении, коэффициент преломления света которого обеспечивает необходимое разделение частиц.

Так как счетчик должен регистрировать многочастичные события, он сконструирован из 16 отдельных секций, аналогичных друг другу (рис.3). Сбор черенковского.света на фотокатод фотоумножителя ХР-2041С} обеспечивается стеклянным алюминизированным сферическим зеркалом. Экспериментальные результаты показали, что в области эффективной работы счетчика на фотокатоде рождается примерно 4,6 фотоэлектрона[19].

П.З.З Электромагнитные калориметры.

Для детектирования частиц электромагнитной природы в переднем детекторе установки "СФЕРА" используется система из 90 черенковских спектрометров полного поглощения из свинцового стекла [22,23]. Спектрометры (калориметр, рис.2) расположены за годо-скопом НЮ и перекрывают площадь около двух квадратных метров. Радиатор модуля спектрометра выполнен в виде шестигранной призмы из свинцовго стекла высокой прозрачности марки ТФ-1. Основание призмы имеет диаметр описанной окружности 20 см, высота призмы составляет 35 см (14 радиационных длин). Каждый радиатор просматривается фотоумножителем типа ФЭУ-49Б.

Среднее энергетическое разрешение модулей электромагнитного калориметра, измеренное на пучке электронов, составляет

<тЕ = 4/л/Я(ГэВ)% .

11.4 Центральный детектор

Центральный детектор установки "СФЕРА"[24] содержит сверхпроводящий соленоид длиной 2,6 м и диаметром 2 м, впешнее поле которого замыкается стальным сердечником (рис.4). Поле внутри магнита равно 1,5 Т с однородностью не хуже 1%. Некоторые

М-сверхцро водящий соленоид

с железным замыкателем СП-сверхпроводящая обмотка ДК1-центральвая дрейфовая камера ДКг-задняя дрейфовая камера ПК1-передняя пропорциональная камера

Н1.Н2.НЗ.Н4-сцинтилляционные годоскопы

Н5-моонныя сцинтилляциовныи

годоскоп С1-цилиндрический

черенковский годоскоп С2.СЗ-передний и задний

черенковские годоскопы К1.К2. КЗ-электромагнитные

калориметры Т- мииень

Рис. 4: Схема центрального детектора установки "СФЕРА".

характеристики центрального детектора приведены в таблице 2.

Распределенную ядерную мишень (Т) окружает трехслойный сцинтилляционный цилиндрический годоскоп (Н4), необходимый для формирования триггера установки и время-пролетных измерений. Траектории вторичных частиц, вылетающих в интервале углов по отношению к оси пучка 10° < 0 < 170°, определяются с помощью центрального трекового детектора, состоящего из цилиндрической (ДК1) и двух торцевых многослойных дрейфовых (ДК2) и пропорциональных (ПК1) камер. Шаг сигнальных нитей выбран с учетом необходимой точности восстановления импульсов вторичных частиц ((1Р/Р < 10%) и работы установки в пучках частиц с интенсивностями 108 — 109 в сек. При этом загрузки на проволочку составят ~ 105 частиц в секунду. Общее количество сигнальных нитей в центральном трековом детекторе составляет примерно 19,6 тыс.

Центральный трековый детектор со всех сторон окружают сцинтилляционные годоскопы: один цилиндрический (Н1) и два плоских (Н2, НЗ), служащие для выработки триггера, для ТОР - и с!Е/с1Х - измерений. За этими годоскопами следуют твердотельные черенковские годоскопы С1, С2, СЗ, служащие для отделения вторичных я-- и К-мезонов от протонов в области импульсов от 0,3 до 2 ГэВ/с.

Идентификация частиц вплоть до импульсов 2,0 ГэВ/с (ДI = 0,2 не) проводится по ТОГ - измерениям. В области импульсов до 1 ГэВ/с К- и тг-мезоны разделяются черенковскими годоскопами С1, С2 и СЗ.

Таблица 2.

Обозна- Кол-во Шаг или Кол-во Кол-во Кол-во Тип Размеры

чение сигн. ширина плос- элемен- ФЭУ ФЭУ детек-

детек- нитей, эле- костей тов тора,

тора тыс. мента м

мм

ДК1 5,86 25,53 24 - - - Б=0,3-1,8

Ь=1,5

ДК2 1,15 43,75 24 - - - Б=1,8

Ь=0,45

ПК1 12,6 2 12 - - Б=1,8

Ь=0,45

Н1 - 40 1 160 320 87 Б=2,

Ь=2,6

Н2 - 40 1 50 100 87 Б=2

НЗ - 40 1 50 100 87 Б=2

Н4 - 2 3 580 580 60 0=0,15

Ь=0,8

Н5 - 100 1 40 80 85 4x4

С1 _ 40 1 160 320 85 Б=2, Ь=2,6

С2 - 40 1 50 100 85 Б=2

СЗ - 40 1 50 100 85 Б=2

К1 100 1 2100 2100 110 Б=2,2,Ь=2,6

К2 - 100 1 640 640 84 Б=2, Ь=0,3

КЗ - 100 1 640 640 84 Б=2, Ь=0,3

Итого: 19,6 тыс. 5080 ФЭУ

сигн.нитей

Электромагнитные калориметры К2 и КЗ, содержащие по 300 модулей собранных на основе сэндвичей свинец-сцинтиллятор (см. глава III.3.1), размерами радиаторов 10 х ЮхЗОсм3, располагаются слева и справа от С2 и С4. Так как в месте расположения этих калориметров имеется сильное магнитное поле, то свет из радиаторов выводится с помощью световодов-шифтеров через отверстия в ярме магнита к фотоумножителям, расположенным снаружи магнита.

Электромагнитный калориметр К1 расположен в полости ярма магнита снаружи сверхпроводящей обмотки (СП), где поле не превышает 5% от величины поля в центре магнита. Это обстоятельство позволяет расположить фотоумножители калориметра К1 вблизи радиаторов, выполненных из свинцового стекла марки ТФ-1. При решении задач с регистрацией мюонных пар замыкатель магнита одновременно служит мюонным фильтром, за которым располагается мюонный сцинтилляционный годоскоп (Н5).

11.5 Система сбора данных и триггер установки "СФЕРА"

Электронная система, разработанная для установки "СФЕРА", представлена на рис.5[20,2 27]. Система сбора данных состоит из нескольких подсистем для каждого типа детекто-

Рис. 5: Блок-схема системы сбора данных и триггерной логики установки "СФЕРА".

ров: дрейфовые и пропорциональные камеры, сцинтилляционные годоскопы, черепковские счетчики и электромагнитные калориметры. В связи сболыпим числом электронных каналов и высоким информационным потоком широко используются современные электронные стандарты ФАСТБАС, ВМЕ и КАМАК.

Для фильтрации событий на разных этапах используется многоуровневая система триггера как на аппаратурном, так и на программном уровне. Число электронных каналов различных подсистем и объем считываемой информации при двух значениях средней множественности частиц в событии (п = 40 и п = 10) приведены в таблице 3.

Таблица 3.

Подсистемы установки "СФЕРА" Число каналов Объем информации,бит

п=40 п=10

Дрейфовые камеры 4350 1920 480

Пропорциональные камеры 30260 864 252

Сцинтилляционные годоскопы 3380 480 120

Черенковские годоскопы 540 192 46

Электромагнитные калориметры 3680 160 30

Сумма: ~42200 3616 928

II.6 Основные параметры установки.

11.6.1 Угловое разрешение

Угловое разрешение для заряженных частиц определяется точностью восстановления угла вылета частиц с помощью дрейфовых и пропорциональных камер, угловым разбросом за счет многократного кулоновского рассеяния и величиной однородности магнитного поля. Для центрального детектора угловое разрешение несколько хуже чем для переднего (более толстые стенки камер и меньшая длина пути частиц) и составляет величину:

Д0 = 8 х 10~3/р (рад),

где р - импульс частицы в ГэВ/с.

Для гамма квантов угловое разрешение определяется размерами ячейки электромагнитного калориметра и для ячейки с поперечным сечением 100 х 100 мм для центрального детектора составляет величину Ю-2 рад.

11.6.2 Импульсное разрешение

Импульсное разрешение заряженных частиц определяется по кривизне траектории в магнитном поле. Оно зависит от однородности магнитного поля, угла вылета частицы и ее импульса. Как показали результаты моделирования при однородности магнитного поля 1% импульсное разрешение не превышает нескольких процентов. Для примера на рис.6 приведены зависимости импульсного разрешения от импульса частицы и различных углов вылета из мишени для случая попадания частиц в область цилиндрической дрейфовой камеры ДК1.

0.015 i—лги—■ га ■ i——г—.—г-н—i—г—

\ \ □ 40°

о... . \ \ + 50°

20014 i \ \ о 60°

* \ \ \ д 70°

-nnn A \ \, х 80° -

gU.UU \ ^^^ 90°

Ы 0.012 Г ^Ns^^jT^IIZlí^^^^

lo.Oll ;

0.010 .............

0.5 0.7 0.9 1.1 1.3 1.5 1.7 1.9

Рис. 6: Зависимость импульсного разрешения для цилиндрической дрейфовой камеры ДК1 от импульса и углов вылета частиц.

1 \ 1 [у ' ' i ' i □ 40°

+ 50°

О 60°

д 70°

\ х 80°

в^ v 90°

—й-

---x- 1 1 i . i i , i

.5 0.7 0.9 1.1 1.3 1.5 1.7 1. ИМПУЛЬС(ГэВ/с)„

11.6.3 Геометрическая эффективность регистрации и разрешение по эффективной массе

Для оценки геометрической эффективности и разрешения по эффективной массе были проведены расчеты методом Монте-Карло. Эффективность регистрации зависит от типа изучаемого процесса. Для примера на рис.7 и 8 приведены результаты расчетов эффективности регистрации в центральном детекторе распадов р т~ж+ я А рк~.

Рис. 7: Результаты моделирования эффективности регистрации в центральном детекторе распадов р —* 7г+7г~.

Рис. 8: Результаты моделирования эффективности регистрации в центральной детекторе распадов Д —> рж~.

На рис 9 и 10 показаны зависимости разрешения для центрального детектора по эффективной массе от импульсов распадающихся частиц ( для р и Д - распадов соответственно).

Для переднего детектора с использование пропорциональных камер эта величина не превышает 1 % [16].

Разрешение по эффективной ыассе

Рис. 9: Зависимости разрешения центрального детектора от импульсов распадающихся частиц для распада р —♦ 7г+7Г~.

Разрешение по эффективной иассе

Рис. 10: Зависимости разрешения центрального детектора от импульсов распадающихся частиц для распада Д —> рж~.

Разрешение по эффективной массе для гамма-квантов зависит от энергетического и

углового разрешения электромагнитных калориметров и находится в пределах от 5-8% (передний детектор) до 10-15% (центральный детектор).

III МЕТОДИЧЕСКИЕ НАПРАВЛЕНИЯ, РАЗВИТЫЕ В ПРОЦЕССЕ СОЗДАНИЯ УСТАНОВКИ "СФЕРА"

При создании установки " СФЕРА", включающей в себя большое число различных детекторов, возник ряд методических вопросов, который быд успешно решен и привел к развитию в ЛВЭ ОИЯИ новых методических направлений. Результаты этих работ широко используются на крупнейших ускорителях мира в ЦЕРН, БНЛ и др.

III.1 Сцинтилляторы больших размеров

Детекторы, состоящие из сцинтилляторов на основе полистирола с растворенными в нем добавками, находят широкое применение в ядерной физике. При проведении исследований в области высоких энергий возникает необходимость в изготовлении детекторов больших размеров. В частности, для установки "СФЕРА" потребовалось изготовить несколько тысяч сцинтилляторов длиной от 1 м до 2 м. Одним из самых производительных методов, позволяющих получить крупногабаритные сцинтилляторы с качественной поверхностью, является экструзионный метод [28]. Для изготовления таких сцинтилляторов в ЛВ& ОИЯИ был разработан и создан экструдер (рис.11). Полимеризованный сцинтиллятор в виде цилиндрического блока помещается в специальную камеру, где осуществляется его нагрев и плавление. Затем под давлением азота сцинтиллятор выдавливается через фильеру необходимого сечения и затвердевает под действием сжатого воздуха.

Рис. 11: Схема экструдера для производства крупногабаритных сцинтилляционных полос

Оказалось, что сцинтиллятор, полученный экструзионным методом, обладает более высокими характеристиками по сравнению со сцинтиллятором, полученным путем механической обработки. Так для полос сечением 40 х 5мм2 и длиной 2 м, изготовленных из полистирола с добавкой 1,5% РРО и 0,01% РОРОР, получена средняя величина затухания < Ь > = 170 см, что примерно в 4 - 5 раз лучше по сравнению с аморфным (не вытянутым) сцинтиллятором [21].

В результате работы по исследованию влияния различных добавок на свойства сцин-тилляторов (в частности, ДБП) получена величина затухания световой вспышки по длине сцинтиллятора до 3 м [21].

Ш.2 Быстрые сцинтилляционные счетчики для многоканальных систем измерения времени пролета

Применение время-пролетного метода с типичной базой измерения времени пролета около 12-15 метров требует детекторов с 50 - 100 пс временным разрешением длл обеспечения 7Г-К разделения до импульсов 4 - 5 ГэВ/с.

Исследования, выполненные в ЛВЭ ОИЯИ со сцинтилляторами, произведенными в Лаборатории, и отечественными фотоумеожителями типа ФЭУ-87 позволили достичь этой цели. В результате исследований развилось методическое направление, которое позволило обеспечить как нужды Лаборатории, так и принять участие в разработке и создании систем измерения времен пролета на установках в ЦЕРН (Швейцария), БНЛ (США), КЕК (Япония) и др.

Быстрые сцинтилляционные счетчики позволяют существенно улучшить 7Г-К и К-р разделение для спектрометра "СФЕРА" [19].

Рис. 12: Время-пролетный спектр для 9 ГэВ/с дейтронов.

В качестве сцпнтпллятора используется полистирол с добавками 1,5% р-терфенила и 0,01% РОРОР (время наростания фронта световой вспышки около 0,8 не) [30]. Сцинтиллятор размерами 2,4x2,4x6,0см3 просматривался фотоумножителем типа ФЭУ-87 (диаметр фотокатода 2 см). Использовался делитель напряжения с сильно повышенной разностью потенциалов между фотокатодом и первым динодом (700 В). Была разработана методика измерений временного разрешения на космических частицах, а ташке на пучке синхрофазотрона. Получено временное разрешение около 80 пс.

Используя сцинтиллятор с более быстрой добавкой ДБП (время нарастания 0,06 не) получено временное разрешение 50-7-60 пс (рис.12). В процессе исследований было показано, что временное разрешение связано с квантовой чувствительностью фотокатода ФЭУ. Большая величина квантовой чувствительности как правило обеспечивает более высокое временное разрешение. Была проделана соответствующая работа совместно с заводом-изготовителем ФЭУ по модернизации умножителей путем применения фотокатода с высоким квантовым выходом, что позыволило использовать эти ФЭУ в массовом количестве для изготовления многоканальных систем.

Описанные разработки нашли применение при создании 1 ООО-канального время-пролетного детектора для эксперимента КА-49 в ЦЕРН, предназначенного для улучшения разделения К-тг- мезонов в области энергий 4-7 ГэВ [31].

Ш.З Калориметрия.

Еще в 60-70-х годах в ЛВЭ были выполнены пионерские работы по разработке, созданию и применению в физическом эксперименте электромагнитных калориметров на основе свинцового стекла [32]. Эти детекторы имели высокое энергетическое разрешение и нашли применение в переднем деректоре установки " СФЕРА".

Однако их дороговизна, а также невозможность использования в сильных магнитных полях заставили искать другие возможности измерения энергии гамма-квантов и электронов. Одной из таких возможностей оказалась возможность использования калориметров типа сэндвич со спектросмещающими нитями.

Кроме того, в последние годы получили распространение тяжелые сциптилляционные кристаллы. Возможность использования одного из таких кристаллов для калориметрии, а именно кристалла ВаР2, также была исследована в наших работах.

111.3.1 Электромагнитные калориметры со структурой типа сэндвич.

Рис. 13: Схема конструкции модуля электромагнитного калориметра

Применение калориметров, использующих фотоумножители, затруднено в установках с 47г-геометрией, которые, как правило, имеют сильное магнитное поле в местах установки детекторов. Использование спектросмещающих нитей для сбора света в активных элементах калориметра позволяет обойти эти трудности. Длина затухания переизлученного света для лучших типов волокон доходит до нескольких метров. Это дает возможность расположить ФЭУ в местах со значительно ослабленным магнитным полем.

Для электромагнитных калориметров центрального детектора установки "СФЕРА", работающих в магнитном поле, были разработаны, изготовлены и испытаны три модуля типа сэндвич [33]. Каждый модуль собран из 47 свинцовых и 47 сцинтилляционных пластин размерами 2 х 70 х 70 и 5 х 70 х 70мм3 соответственно (рис.13). Суммарная толщина равна 17,3 рад. длин. В качестве активных элементов использован пластмассовый сцинтиллятолр на основе полистирола с добавками 2% р-терфенила и 0,02% РОРОР. Пластины изготовлены методом литья под давлением.

В пластинах равномерно по площади имеются 9 отверстий диаметром 2 мм. Сквозь эти отверстия проходят спектросмещающие оптические волокна диаметром 1,5 мм, просматриваемые фотоумножителем ФЭУ-84-3.

Модули были подробно исследованы на пучке частиц разного сорта синхрофазотрона ЛВЭ ОИЯИ в диапазоне энергий от 1 до 4 ГэВ. Кроме того были выполнены измерения на электронном пучке Харьковского физико-технического института в области энергий от 0,5 до 1 ГэВ.

Экспериментальные данные по зависимости энергетического разрешения от энергии (рис.14) хорошо описываются выражением

сг/£ = (0,114 ±0,005)/\/Ё(ГэВ).

Энергия электронов (ГэВ)

Рис. 14: Зависимость энергетического разрешения модуля калориметра от энергии регистрируемых электронов

П1.3.2 Исследование кристаллов ВаГ2 в пучках релятивистских ядер.

Были выполнены исследования отечественных кристаллов ВаРг сечением 3 х Зсм2 и длиной 21,5 см от гамма-источников и на пучках заряженных частиц синхрофазотрона. Были изучены: а) однородность сцинтилляторов по толщине и б) энергетическое разрешение и временные характеристики кристаллов.

Энергетическое разрешение кристаллов ВаРг с фотоумножителем типа ХР2020С} от различных гамма-источников приведено в таблице 4. Аналогичные данные получены с отечественным ФЭУ-140.

Таблица 4.

Гамма- Энергия Энергетическое

источник (КэВ) разрешение (%)

137Cs 662 12,7

88у 898 11,1

60Со 1173 9,7

60Со 1334 9,2

88у . 1836 8,0

И8ТЬ 2614 6,5

М1Аш+Ве 4440 5,5

Кристаллы были исследованы в протонном и дейтронном пучках синхрофазотрона с импульсом 4,5 ГэВ/с. Результаты измерений энергетического разрешения в пучках релятивистских частиц суммированы в таблице 5.

Таблица 5.

Частицы Импульс Энергетическое

(ГэВ/с) разрешение (%)

Протоны 4,5 17,2

Дейтроны 4,5 18,5

Пионы 2,25 15,7

Временное разрешение для 4,5 ГэВ/с дейтронов было получено на уровне 1,25 не.

200

0 5 10 15 20 25 Beam position from РМТ (cm) Рис. 15: Положение пика амплитудного спектра дейтронов с импульсом 4,5 ГэВ/с в кристалле BaF2 как функция расстояния точки входа дейтронов от фотокатода ФЭУ.

Для получения информации об однородности отклика кристалла были измерены спектры протонов, дейтронов и пионов, падающих в различные точки вдоль длинной грани кристалла. Результаты с дейтронным пучком показаны на рис.15.

Таким образом была получена хорошая линейность световыхода кристалла при низких энергиях, следующая закону 1 /у/Ё.

Энергетическое разрешение, которое оказалось лучше 20% для релятивистских частиц, делает возможным детектировать протоны, дейтроны и пионы с достаточной точностью.

IV ИССЛЕДОВАНИЕ ВЗАИМОДЕЙСТВИЙ РЕЛЯТИВИСТСКИХ ЯДЕР НА ПЕРЕДНЕМ СПЕКТРОМЕТРЕ УСТАНОВКИ "СФЕРА"

Передний спектрометре установки "СФЕРА" в различных конфигурациях эксплуатируется на пучках ускорительного комплекса ЛВЭ начиная с 1990 г. За это время на нем получен ряд новых физических результатов, связанных с кумулятивным рождением частиц при взаимодействии релятивистских ядер.

Важным итогом исследования кумулятивных процессов в Лаборатории высоких энергий стало введение понятия кварк-партонной структурной функции ядра [35] и масштабной переменной кумулятивных процессов с массовыми поправками (кумулятивного числа) [36], что позволило единым образом описать большой объем разнообразных данных по кумулятивным процессам. Аналитическое выражение для масштабной переменной получается из релятивистски инвариантного уравнения для квадрата минимального 4-импульса частиц отдачи. Минимальные значения долей 4-импульсов сталкивающихся ядер, Х1 и Хц, необходимые для рождения кумулятивной частицы, определяются соотношением:

(Х,Р, + ХцРц - Л)2 = (Х,т0 + Хпт0 + т2)2,

где Р/ и Р// 4-импульсы сталкивающихся частиц, Р! 4-импульс рождепной частицы, т0 атомная единица массы ( 931 МэВ), т2 масса добавочных частиц, требуемых законами сохранения квантовых чисел. Полагая Xц =1, можно получить релятивистски инвариантное выражение для X/ в области фрагментации соответствующего ядра. Принято, что индекс I соответствует области фрагментации пучка, а индекс II.- фрагментации мишени. Тогда получаем выражение для Х1:

X (РпР1) + т1+^

1 (Р1Рп)(Р1Рц)-т20-(Р1Р1)-тот2

Для Хц выражение получаем заменой индексов I и II. Процесс называется кумулятивным, если одно из кумулятивных чисел больше 1, т. е. если он запрещен в соударениях свободных нуклонов. Выражение для фрагментации пучка в лабораторной системе отсчета приобретает вид:

• ^ __Е\тпд + т2 + {т\ - т2)/2_

Е0т0 — т1~ (Е0Ег — роргсояв) — т0т2 Е0 и р0 полная энергия и импульс налетающего ядра на нуклон; Ег, рь Ш] и 0 -полная энергия, импульс, масса и угол рождения кумулятивной частицы. В случае

когда величины энергии много больше масс для 0° получается простое приближение:

IV.! ИССЛЕДОВАНИЕ РОЖДЕНИЯ КУМУЛЯТИВНЫ? МЮОННЫХ ПАР

IV.1.1 Постановка эксперимента.

Данные по рождению лептонных пар в адрон-ядерных и ядро-ядерных соударениях дают важную информацию о внутренней структуре сталкивающихся частиц. Кроме того, крайне важна возможность выделения векторных мезонов по лептонной моде распада, так как при соударении релятивистских ядер фоновые процессы и комбинаторный фон делают практически невозможным выделение резонансов по адронной моде распада. Физическая программа исследования кумулятивного рождения частиц в рамках проекта СФЕРА [16,24] предполагает изучение рождения кумулятивных векторных мезонов. Для этой цели является оптимальным передний спектрометр установки, позволяющий регистрировать лептонные пары (е+е~, ц") в сравнительно малом телесном угле, соответствующем фрагментации налетающего ядра. При изучении процесса рождения кумулятивных пар мы будем использовать переменную X/ которая для фрагментации под 0° имеет смысл отношения энергии рожденной частицы к энергии на нуклон налетающего ядра[37-39].

Рис. 16: Схема эксперимента по оценке выхода кумулятивных мюонных пар.

Поведение сечения кумулятивного рождения частиц имеет достаточно универсальный характер и описывается экспоненциальной зависимостью от X:

Н4

Е— = С • ехр(—Х/ <Х>) ар

Параметры зависимости < X > (< X >- 0,12 для фрагментации дейтронов) и "С" характеризуют скорость изменения и масштаб сечения.

Для того, чтобы оценить нормировочный параметр "С" в области кумулятивного числа X/ = 1 и исследовать возможность наблюдения кумулятивных р-мезонов по лептон-ной моде распада, мы провели измерения фрагментации дейтронного пучка в мюонные пары методом поглощения пучка.

Измерения были выполнены с помощью сцинтилляционных годоскопов переднего спектрометра установки "СФЕРА" (рис.16).

Массивная свинцовая мишень облучалась пучком дейтронов с импульсом 4,5 ГэВ/с/ на нуклон и интенсивностью 106 частиц в сек. Пучок мониторировался телескопом из трех сцинтилляционных счетчиков 81, Б2 и ЯЗ.

Мюонные пары детектировались трехкоординатными годоскопами Н1-Н4 каждый с площадью 1 м2 (глава Н.3.1). Между годоскопами установлены железные поглотители толщиной 0,5 м.

Черенковский плексигласовый годоскоп матричного типа, содержащий 56 каналов, был установлен для более точной оценки координаты мюонной вершины. Каждая годо-скопическая ячейка состояла из плексигласового радиатора размером 50 х 50 х 25 мм2 с ФЭУ-85.

На рис.17 приведена схема триггерной логики и системы сбора данных.

н1 н2 нз н4

хги ХУи ХУи хуи

Рис. 17: Схема триггерной логики и сбора данных для мюонного эксперимента.

Триггер первого уровня (претриггер) вырабатывается при совпадении сигнала пучкового монитора и трех сигналов ИЛИ с Х-плоскостей годоскопов Н1-НЗ. Сигнал пучкового монитора вырабатывается при совпадении трех сигналов со счетчиков мо-ниторного телескопа и сигнала антисовпадения от схемы детектирования наложений со временем разрешения 35 не. Полояштельное решение претриггера требует прохожде-

ния хотя бы одной заряженной частицы, связанной по времени с единственной пучковой частицей.

Триггер второго уровня использует сигналы ИЛИ с выходов регистров совпадений. Положительное решение вырабатывается в случае совпадения 12 сигналов ИЛИ от каждой половины Х- и Y-плоскостей годоскопов Н1-НЗ. Таким образом, накладывается требование на наличие по крайней мере двух треков, имеющих некоторую степень симметрии разлета.

Годоскопические плоскости дают координатную информацию. Кроме того, аналоговая и временная информация считывалась с каждого канала Y-плоскости годоскопа НЗ. Для временных измерений общий сигнал "старт" задавался мониторным счетчиком S3, а "стоп" вырабатывался индивидуально каждым каналом годоскопа.

IV. 1.2 Результаты моделирования эффективности регистрации мюонных пар и вклада фоновых процессов

Расположение годоскопических плоскостей и толщина поглотителей были оптимизированы с помощью адаптированного программного пакета GEANT3 [40-41]. Эффективность регистрации (проникновения) пар определяется как отношение числа пар прошедших до НЗ к полному числу пар с данными , Р? и Ру. На рис.18 представлена зависимость эффективности проникновения по НЗ от величины инвариантной массы пары Мм„ (Pz = 4,5 ГэВ/с, Рт ~ 0).

300 400 900 W0 700 МО »00

М^. MeV/ca

Рис. 18: Расчетная эффективность регистрации мюонных пар в зависимости от их инвариантной массы (нижняя кривая).

Были сделаны оценки вклада от пар непровзаимодействовавших пионов (тгтг), мюонов от распада пионов (fifi) и их комбинации (tt¿¿). Впервые такой фон оценивался в работе [42], посвященной фоторождению мюонных пар.

Наши вычисления дали следующее соотношение между различными фоновыми каналами W(тгтг) = 2%, W(w) = 5%, W(TTfi ) = 6%

Фрагментация релятивистского дейтрона в нуклон, уносящего большую часть первоначального импульса, явлеятся дополнительным источником фона. Нуклон из вы-

сокоимпульсной части спектра может участвовать в образовании лептонной пары, не являющейся кумулятивной, но имеющей суммарный импульс в изучаемом диапазоне. Реакция имеет следующую последовательность

<{+РЬ->р +■••

1 -> р + РЬ цр + • • •

Дифференциальное сечение фрагментации релятивистских дейтронов на водороде, дейтерии и углероде измерялось в работах [43], а на более тяжелых ядрах в [44]. Сечение для свинца можно получить, предполагая его степенную зависимость от атомного веса А", где а=1 /Зч-2/З, а сечение рождения мюопных пар из работы [45]. Отсюда можно получить оценку вклада двойного взаимодействия на уровне 1-6%. Таким образом, суммарный вклад фоновых процессов находится на уровне 9-14%.

IV. 1.3 Анализ данных и идентификация событий

За 13 суток работы на пучке было записано 9217 событий при суммарном потоке в 4-Ю10 дейтронов. Визуальный анализ событий проводился с помощью он-лайн программы MULTI [46], адаптированной для IBM PC/XT и содержащей графическую часть для получения дисплея события. Для уменьшения объема просматриваемой статистики была разработана программа фильтрации событий по простым критериям отбора, которым удовлетворили 43 события. Это число было взято за основу для оценки сечения сверху.

На втором этапе эти 43 события были пропущены через процедуру нахождения треков и визуальный анализ проекций срабатывания годоскопов. В результате было идентифицировано 5 "хороших" кандидатов в димюонные события. На рис.19 приведен снимок с дисплея компьютера для одного из таких событий.

Таким образом были определены верхняя и нижняя границы выхода димюонов в перекрываемой кинематической области.

• aua tun

Рис. 19: Снимок с экрана дисплея "хорошего" димюонного события.

ГУ.1.4 Оценка сечения рождения мюонных пар в кумулятивной области и интерпретация результата

Нормировочный параметр "С" в экспоненциальной зависимости (глава IV. 1.1) может быть оценен в предположении справедливости рождения рр-пар в соответствии с универсальной Х-зависимостью [47] сечения от кумулятивного числа. Формула для выхода мюонных пар имеет вид:

= 1\хр{-аы1)й11 £<1Р !йМ 1<1(созЭ) 1йФ-е(1,р,М,созв) Е^щ^

где - полный поток дейтронов; Иа - число Авогадро; рт, и Ь - плотность, атомный вес и толщина мишени; е - эффективность к регистации /хр-пар; аг;п - обратная длина неупругого взаимодействия для дейтронов в свинцовой мишени; 0 и Ф полярный и азимутальный углы; Ес1сг/(с1Рс1М) - инвариантное сечение для рождения рр-пар.

Мы предполагаем, что параметризация инвариантного дифференциального сечения имеет вид аналогичный использованному для описания сечений кумулятивного рождения

= < х >)*№)№„)

аРаМ

Зависимость от поперечного импульса Ф(Ру) принимается той же, что и для образования кумулятивных пионов [47]:

Ф(Р$) = 0,9ехр(-2, 7Р}) + 0,1. Зависимость от инвариантной массы содержит пик р-мезона

гш . .. Г, 1_ 26_

- 2ж (М„, - М„У + Г»/4 + тгГр

и континуум в виде константы.

Здесь Мр и Г,, ширина и масса р-мезона, 6 - отношение континуума к максимуму р-пика (~0,1)

Интегрируя выражение для выхода димюонов, можно извлечь связь между измеряемыми величинами Л^ и

^ = 0,6 с^ш-10^

Используя величины полного потока дейтронов, верхний и нижний пределы на выход мюонных пар, получаем

С= 2,1+21 мбГэВ-2с3

После интегрирования по перекрываемому диапазону масс верхняя и нижняя оценки сечения рождения мюонных пар оказались равны:

'>10 й) о

.о

ЕЮ тс£

"о

"ьЮ

"о

10

0.8 0.9 1.0 1.1 1.2 1.3 кумулятивное число. X,

Рис. 20: Область сечения рождения кумулятивных мюонных пар в зависимости от кумулятивного числа.

X 0,9 1,0 1,2

т? <1о г мб 1 (1,2 -т-12) 10—3 (5,0 -г- 50)10-4 (9,5 4- 95)10-5

Чтобы сравнить наш результат (рис.20) с сечением кумулятивного мезонообразования мы проэкстраполировали данные по протон-дейтропным соударениям [47]. Предполагая зависимость от атомного веса А2'3 для сечения фрагментации дейтронов в кумулятивные пионы, мы получим его значение для свинца. Это дает при равных кумулятивных числах для нижней оценки сечения соотношение

¿Р ¿Р

10"

Этот результат может быть на качественном уровне интерпретирован как проявление универсальности кумулятивного рождения. Если предположить, что сечение рождения кумулятивных ^-мезонов по порядку величины равно сечению рождения кумулятивпых 7Г-мезонов, то фактор Ю-4 совпадает с вероятностью распада р-мезонов по лептонному каналу.

В заключение подчеркнем, что полученный результат может служить экспериментальной основой для планирования экспериментов по образованию кумулятивных лептонных пар.

IV.2 ЗАВИСИМОСТЬ ОТ АТОМНОГО НОМЕРА ЯДРА МИШЕНИ СЕЧЕНИЯ ФРАГМЕНТАЦИИ РЕЛЯТИВИСТСКИХ ДЕЙТРОНОВ В КУМУЛЯТИВНЫЕ ПИОНЫ

В этой главе описан эксперимент по измерению А-зависимости фрагментации релятивистских дейтронов в кумулятивные тг-мезоны на ядрах углерода, алюминия, меди и свинца на переднем спектрометре установки СФЕРА [41,48,49]. Зависимость сечения фрагментации ядер пучка от атомного веса ядра мишени дает возможность изучать взаимодействие между кумулятивной частицей и ядром мишени.

Ранее изучение инклюзивных спектров кумулятивных адронов проводилось, в основном, в области фрагментации ядра-мишени. В этой области сравнительно легко проводить импульсный анализ и идентификацию частиц. Постановка эксперимента, при которой кумулятивная частица рождается в области фрагментации пучка, дает возможность изучать скоррелированные явления в ядре-мишени в удобной для измерения кинематической области.

1У.2.1 Постановка задачи и выбор геометрии эксперимента.

Обычно А-зависимость описывается простой параметризацией А". Практической целью эксперимента стало измерение параметра а в предположении степенной зависимости сечения от атомного веса ядра-мишени. Анализ спектров велся в терминах кумулятивного числа ядра-пучка Xj.

Были выполнены измерения фрагментации релятивистских дейтронов в 7г-мезоны вблизи 0° при значениях X в районе 1. В процессе реализации эксперимента спектрометр был откалиброван по импульсу регистрируемых частиц, выработан эффективный триггер и изучены фоновые условия. Измерения проводились па нучке дейтронов с импульсом 4,5А ГэВ/с и интенсивностью 10® в сек. Магнитный спектрометр включает в себя (рис.2):

— телескоп из трех сцинтилляционных счетчиков, мониторирующий первичный пучок;

- съемную мишень , расположенную в 700 см перед центром магнита;

- газовый пороговый черенковский счетчик высокого давления С1;

- два годоскопа площадью 16 х 16 см2, состоящие из двух плоскостей, каждая из которых включает 16 счетчиков размерами 160 х 9 х 3 мм3; расстояния от центра магнита 400 и 230 см;

— четыре трехкоордипатных годоскопа площадью около 1 м, три из которых установлены сзади магнита на расстоянии 200, 320, 520 см от его центра, а один непосредственно перед магнитом;

— дипольный магнит с зазором между полюсами 68 см, шириной полюсов 100 см и длиной 150 см; максимальная достижимая напряженность поля в центре магнита около 0,82 Тесла.

Рис. 21: Схема триггерной логики и системы сбора информации в эксперименте по измерению А-зависимости.

-2

Угловой аксептанс установки около 10 страд, импульсный аксептанс от 2,5 до 6 ГэВ/с.

Триггернал логика, использованная в мюонном эксперименте, была модифицирована для эффективного отбора отрицательных релятивистских пионов (рис.21). Претриггер вырабатывался по совпадению сигналов с пучковогс! монитора, черепковского счетчика и Х-плоскостей годоскопов Н7, Н8 и Н9. Положительное решение триггера вырабатывалось в случае совпадения сигналов с четырех плоскостей годоскопов H0XY и H0UV.

IV.2.2 Алгоритм программы реконструкции треков и основные характеристики спектрометра

При импульсе дейтронного пучка 8,9 ГэВ/с за 20 часов работы было записано около 19000 триггеров на углеродной, алюминиевой, медной, свинцовой и "пустой" мишенях. Каждая мишень была облучена потоком 1-2 109 дейтронов. Толщина мишеней была выбрана 5 г/см2

Для обработки данных была разработана версия программы реконструкции треков в переднем спектрометре установки СФЕРА с условным названием MULTITRACK для ЭВМ типа VAX. Визуальная проверка ее корректности проводилась с помощью графического варианта этой программы названного MULTIHIGZ[41],

Для анализа и фитирования полученных данных мы использовали, разработанную в CERN интерактивную программу физического анализа PAW [50].

Опишем алгоритм реконструкции и отбора событий. Отладка программы проводилась па статистике, соответствующей пучковым пионам с импульсом 3 и 4 ГэВ/с. Программа реконструкции декодирует номера сработавших счетчиков, "привязывает" их к реальной геометрии эксперимента. Поиск треков начинается с сегмента годоскопов, расположенных за магнитом. Методом наименьших квадратов вычисляются параметры пинейного фита и величина х2 для каждой комбинации X/Y, X/U центров пересечения работавших счетчиков. Если они удовлетворяют критериям на отбор, то они записы-

ваются в банк кандидатов в треки. В качестве критериев отбора приняты следующие:

— центр пересечения сработавших счетчиков для каждого годоскопа лежит в пределах ±28 см по вертикали, что определяется угловым аксептансом;

— расстояние между центром пересечения и соответствующим вычисленным центром не превышает 5 см по обоим проекциям;

— вертикальная проекция трека проходит не далее 50 см от мишени при 7-координате, соответствующей положению мишени;

— горизонтальная проекция трека проходит не ближе 54 см от мишени, что отражает наличие кинематического предела импульсного спектра ( 6 ГэВ/с );

— горизонтальная проекция трека пересекает ось установки в пределах размеров полюсов магнита;

Затем начинается поиск кандидатов в треки в переднем сегменте годоскопов.

4000 от 3000 § 2000 ш 1000

<4-1

О 0

^ 0.0 0.5 1.0 1.5 2.0

Л X,

6

5 3000 2000 1000 0

1 2 3 4 5 6 7 Рг (СеУ/с)

Рис. 22: Импульсный спектр и распределение по кумулятивному числу в физической статистике эксперимента по изучению А-зависимости.

Угловая дисперсия треков, входящих в магнит (< Ю-2), существенно меньше среднего угла отклонения частиц (> Ю-1) в изучаемом нами диапазоне импульсов. Поэтому в переднем сегменте детекторов по аналогичному алгоритму проверяется наличие хотя бы одного трека, удовлетворяющего условию качественного фитирования.

Параметры события, удовлетворяющего этим критериям заносятся в соответствующие гистограммы. Импульс вычисляется по углу между горизонтальной проекцией отклоненного трека и осью первичного пучка.

Калибровочная константа, связывающая угол отклонения, импульс частицы и ток в магните, была получена на пучке дейтронов с импульсом 6,6 ГэВ/с. Ее величина проверена на пучках 7г-мезонов с импульсом 3 и 4 ГэВ/с. Фитирование функцией Гаусса импульсных спектров дает оценку разрешения ир = (5,0 ±0,1)% при импульсе 3,75

ГэВ/с. При условиях, соответствующих триггеру, эффективность поиска треков находится на уровне 75%. В основной статистике 30% событий содержат реконструируемые треки.

Суммарный импульсный спектр и распределение по кумулятивному числу обработанных событий представлены на рис.22.

ГУ.2.3 Анализ статистики и обсуждение результата

Как видно из рис.22 достаточную статистическую обеспеченность имеют соответствующие максимуму два интервала по кумулятивному числу . События в этих интервалах были просуммированы отдельно для каждой мишени и отнормированы на счет пучкового монитора. Затем из них был вычтен нормированный счет с "пустой" мишени и эти величины были нормированы на толщину мишени.

Результаты фитирования нормированного на А сечения зависимостью вида А"-1 дали следующие значения а:

с* = 0,22 ± 0,1 для 0,8 < X/ <1,0 а = 0,39 ±0,17 для 1,0 < Х1 <1,2

В пределах полученных ошибок два значения параметра а совпадают. Усреднение дает для интервала 0,8 < Хг <1,2:

а = 0,27 ±0,09 (Рис.23).

Возможно, полученное значение указывает на периферический характер взаимодействия ядра-мишени и фрагментирующего в кумулятивный пион дейтрона. Ранее аналогичный вывод был сделан группой Беркли [44,51], которая изучала фрагментацию легких релятивистских ядер в пионы при меньших энергиях. Например, для альфа-частиц получено значение показателя степени 0,4. Это утверждение должно быть проверено в

атомный вес мишени (А) Рис. 23: А-зависимость сечения фрагментации кумулятивных пионов в интервале кумулятивных чисел 0,8 < Х[ <1,2, нормированного на А.

экспериментах где может быть отслежена зависимость от "центральности" соударения или "прицельного параметра". На качественном уровне полученная величина параметра а может указывать как на доминирующий вклад "периметра" ядра, так и "толщины" ядра мишени.

По предположению, форма спектров пионов по кумулятивному числу X/ при энергиях, соответствующих началу режима предельной фрагментации, слабо зависит от атомного веса ядра-снаряда. Поэтому мы просуммировали всю статистику по мишеням, включая "пустую", в единый спектр. Оказалось, что за весьма небольшое время набора физической статистики мы смогли довести измерения практически до кинематического предела X/ = 2. Фитирование спектра в интервале 1 < X/ <2 дает оценку параметра наклона

<Х>= 0,11 ±0,01

близкую к известным результатам с установки ДИСК-3 [47].

Более детальное изучение процесса образования кумулятивных пионов и скоррели-рованных с ним явлений позволит провести критичное сравнение с экспериментом предсказаний различных моделей кумулятивного эффекта [52-55]. Спектры кумулятивных пионов рассматриваются [47] как проявление кварк-партонной функции ядра. С этой точки зрения наша постановка эксперимента позволяет "мечение" кумулятивного пиона и открывает возможность изучения деталей процесса его адронизации в корреляционных экспериментах.

ГУ.З ИССЛЕДОВАНИЕ ПОВЕДЕНИЯ СПЕКТРОВ КУМУЛЯТИВНЫХ ПИОНОВ В ЗАВИСИМОСТИ ОТ МНОЖЕСТВЕННОСТИ СОПРОВОЖДАЮЩИХ ЗАРЯЖЕННЫХ ЧАСТИЦ

Одним из твердо установленных свойств спектров вторичных частиц, образованных при фрагментации ядер, является переход к асимптотическому поведению [56], начиная с энергии соударения около 4 А ГэВ, при которой достигатся разность быстрот между сталкивающимися ядрами Ду = 2. При этом инвариантные дифференциальные сечения, представленные в зависимости от релятивиски-инвариантных масштабных переменных становятся слабозависящими от энергии соударения и типа сталкивающихся адронов и ядер [7,11,57].

Переход к режиму предельной фрагментации в области энергий несколько ГэВ тесно связан с переходом к изучению процессов роящения частиц имеющих величины импульса кинематически запрещенные для соударения свободных нуклонов, что позволяет иметь по крайней мере такую же разность быстрот между фрагментирующим ядром и изучаемой частицей. Релятивистски инвариантный подход к описанию множественного рождения частиц в пространстве 4-скоростей [58] дает обобщение условий перехода к асимптотическому поведению на основе принципа ослабления корреляций.

Измерение инклюзивных спектров кумулятивных адронов, т.е. адронов, рожденных за кинематическим пределом соударения нуклонов в области предельной фрагментации, проводилось для широкого разнообразия сталкивающихся адронов и ядер с детальным анализом угловых и импульсных зависимостей. Поведение дифференциальных сечений при рождении частиц было прослежено при изменении на девять порядков величины и преодолены пороги роящения, соответствующие соударению нуклона с массой

в несколько нуклонных масс. Однако, инклюзивный подход дает весьма ограниченные возможности в ответе па вопрос о механизме образования кумулятивных адронов.

Картина предельной фрагментации должна быть подвергнута систематической проверке в ядро-ядерных соударениях при одновременном измерении множественности вторичных частиц. Это дает возможность сравнить инклюзивные спектры вторичных частиц при различных степенях неупругости реакции и приступить к интерпретации процессов ядро-ядерных соударений в терминах числа провзаимодействовавших нуклонов, прицельного параметра соударения и других параметров, дающих связь с теоретическими моделями. В частности, полуэксклюзивный подход дает дополнительную возможность проверить идеи о кварковой природе механизма генерации кумулятивных тг-мезонов по экспериментальной оценке длины формирования пионов или параметров цветовой прозрачности ядерной материи.

ГУ.3.1 Постановка эксперимента.

Целью эксперимента являлось измерение фрагментации релятивистских дейтронов и ядер углерода в кумулятивные пионы в узком угловом конусе по направлению налетающего ядра на различных ядрах мишени при одновременной регистрации ассоциированной зарядовой множественности от фрагментации ядрер-мишени.

Эксперимент проводился па пучках дейтронов и ядер углерода с импульсом 4,5 А ГэВ/с с интесивностью 106 ядер в секунду на синхрофазотроне ОИЯИ. Магнитный спектрометр переднего направления установки "СФЕРА" включал в себя (рис.2):

— прямой монитор пучка, представлющий собой телескоп из трех сцинтилляционных счетчиков -нвЗ;

— сменную мишень, расположенную в 700 см перед центром магнита (для получения нормировочного спектра фрагментации использовалась жидковородная мишень);

— двухслойный цилиндрический годоскоп НЗ, предназначенный для регистрации полной и "жесткой" зарядовой множественности в диапазоне азимутальных углов от 20° до 90° (каждый цилиндр состоит из 18 счетчиков для сегментации по полярному углу, цилиндры разделены стальным поглотителем толщиной 40 мм, поглощающим мягкую множественность до поперечных импульсов протонов Рт < 600 МеВ/с);

— газовый черенковский счетчик высокого давления для идентификации пионов С1;

— дипольный магнит СП-40;

— трехкординатные сцинтилляционные годоскопы Нб-нНЭ.

Угловой аксептанс спекрометра около Ю-2 ср, область регистрируемых импульсов от 2,5 до 6,0 ГэВ/с. Это позволяет охватить диапозон X/ от 0,5 до 2,0 за одну экспозицию.

Процедура отбора и анализа состояла в следующем:

— эффективный отбор релятивистских пионов осуществлялся триггерной логикой;

— триггерный сигнал вырабатывался при совпадении сигналов от пучкового монитора, черепковского счетчика и годоскопов, расположенных за магнитом;

— пионные треки отбирались в направлении отклонения отрицательных частиц за магнитом, имульс вычислялся по углу отклонения;

— число сработавших счетчиков внутреннего слоя цилиндрического годоскопа ставилось в соответствие полной зарядовой множественности события;

— величина зарядовой множественности жестких частиц оценивалась по числу совпадений соответствующих счетчиков, сработавших во внутреннем и внешнем слоях.

Более детальное описание эксперимента может быть найдено в работах [48,49,59,60] ГУ.3.2 Фрагментация дейтронов.

На рис.24 представлены распределения по зарядовой множественности сопровождающей фрагментацию дейтронов в кумулятивные пионы с X от 0,8 до 1,2 на ядрах углерода и свинца. Распределения характеризуются средним значением < Л^ь >= 1,3 и среднеквадратичным отклонением а = 1,3 для <1-С соударений и < Лгс/, >= 2,5, а = 2,2 для <1-РЬ.

Доля событий, содержащих хотя бы одно совпадение в цилиндрическом годоскопе, интерпретируемое как жесткий трек заряженной частицы, не превышает 15% для углеродной мишени и 16% для свинцовой. Таким образом, распеределения по сопровождающей множественности также указывают в основном на периферический характер взаимодействия, приводящего к образованию кумулятивного пиона. Следует подчеркнуть, что в нашей постановке эксперимента пион практически не имеет поперечного импульса.

d ( 8.9 GeV/c ) + А -> я- ( 0", 0.8<Xi<1.2 ) + X

30

р ф

-о ® 20

0 Е

1 Ю

о

О 2 4 6 8 1 0

Charged multiplicity, NCh

Рис. 24: Распределение по зарядовой множественности для фрагментации дейтронов на мишенях из углерода, олова и свинца.

— Carbon, <Nch> = 1 .32, s = 1.34 ■ • Tin, <Nth> = 2.87, s = 2.1 8 T - Lead, <Nch> = 2.46, s = 2.24

Fraction of events with p[r»s < 600 Mev/c

--for carbon 84.6%

J for lead 83.2%

IV.3.3 Фрагментация углерода.

В продолжение исследований фрагментации дейтронов мы провели подобные измерения для фрагментации ядер углерода с энергией 4,5 А ГэВ. Спектры кумулятивных пионов были получены на углеродной и свинцовой мишенях. Кроме того, была использована

С (4.5А GeV/c) + С -> я" (0° ) + nch + Cumulative pion spectra with nch

0.6 0.8 1.0 1.2 1.4 1.6 1.8 Cumulative number, Xj

Рис. 25: Спектры пионов, вылетающих в переднем направлении, в углерод-углеродных столкновениях в зависимости от Xj при различных отборах по множественности сопровождающих заряженных частиц.

жидководородная мишень, чтобы получить данные о влиянии ядерной среды.

Типичные спектры пионов, рожденных в углерод-углеродных столкновениях при различных множественностях в реакции показаны на рис.25.

Нашей задачей было получить физическое заключение на основе анализа поведения отношений спектров пионов при различных множественностях сопровождающих заряженных частиц фрагментации ядра мишени. Эти отношения практически свободны от систематических ошибок, связанных с влиянием параметров установки.

Углерод - углеродные столкновения. Поведение отношения сечения фрагментации к инклюзивному сечению при ужесточении условия на сопровождающую зарядовую множественность в событии псдпоказано на рис.26. Относительный разброс в каждом из приведенных наборов экспериментальных значений не превышает 10%. При нормировке этих же данных на инклюзивный спектр, полученный на протонах мишени (рис.27) относительный разброс составляет величину 50%. Как было установлено в инклюзивных экспериментах по кумулятиному рождению, инвариантные дифференциальные сечения снижаются на три порядка величины при изменении Xi на 1. Приведенные оценки искажения спектров в интервале 0,6 < Xj <1,6 представляются незначительными по сравнению с изменением сечения.

Мы сравнили поведение распределений множественности в событиях с образованием кумулятивных пионов и событиях без этого условия. Быстрый рост отношения мно-жественностей (рис.28) переходит в примерно постоянное отношение с приближением

числа зарегистрированных заряженных частиц к полному числу протонов в сталкивающихся ядрах.

10°

С (4.5А GeV/c) + С -> яг (0° ) + nch + ... Ratio of cumulative pion spectra with nch and nch 2 0

a

Ю1

.0.6 0.8 1.0 1.2 1.4 1.6 Cumulative number, X!

1.8

Рис. 26: Отношение пионных спектров на углеродной мишени для различных значений ПсН к инклюзивному спектру.

С (4.5А GeV/c) + С -> я" (0°) + nch + ... С / р cross section ratio

0.6 0.8 1.0 1.2 1.4 1.6 Cumulative number, Xj

1.8

Рис. 27: Отношение пионных спектров на углеродной мишени к инклюзивному спектру на водородной мишени.

С ( 4.5 A GeV/c ) + С -> jr ( 0* ) + nch + ...

50 40

£эо

о

'320

BS

10 о

Рис. 28: Отношение распределений множественности псь с рождением кумулятивных пионов в области 0,6 < Xj < 1,6 и без этого условия. Множитель по оси ординат связан с различной величиной потоков частиц.

Углерод - свинцовые столкновения. Как уже отмечалось слабая А-зависимость ведет к трудностям выделения кумулятивных пионов при фрагментации на ядрах тяжелых элементов, что приводит к необходимости использования мишеней с толщиной около 10 г/см2. Это порождает проблему вторичных взаимодействий ядерных фрагментов в веществе мишени, приводящих к завышенной оценки множественности во взаимодействии с образованием кумулятивного пиона.

Для того чтобы частично преодолеть эту проблему мы ввели условие на максимальную множественность во внутреннем слое цилиндрического годоскопа псд < 8. Это ограничение извлечепо из экспериментальных данных при наложении требования на линейный рост выхода сопровождающей "жесткой" зарядовой множественности с толщиной свинцовой мишен при переходе от 5 к 10 г/см2. Таким образом, для углерод-свинцовых взаимодействий оказалось возможным оценить степень неупругости исследуемых событий, N^ (рис.29). Экспериментальные данные по отношению спектров с нарастающим условием на "жесткую" зарядовую множественнось к инклюзивному, представлены на рис.30. Оценка искажения спектров находится в пределах 30%. В случае нормировки на спектр от протонной мишени такая оценка составляет 60% (рис.31).

Для распределения по "жесткой" зарядовой множественности изучаемого процесса (рис.32) наблюдается существенно более быстрый спад по сравнению с неупругими событиями без выделения образования пиона вперед.

Pion / minimal bias total charged multiplicity ratio

2 4 б 8 S10

Total charged multiplicity, nch

C (4.5*A GeV/c) + Pb -> jt ( 0') + n^ + X Hard charged multiplicity distribution for lead target

•R

=3

о 2

2 3 4 5 6 7 Hard charged multiplicity, Nc>,

Рис. 29: Распределение по множественности "жестких" треков (Ру > бООМэВ/с для протонов) Nc^l в цилиндрическом годоскопе окружения мишени.

1У.3.4 Обсуждения результатов.

Представляется целесообразным просуммировать приведенные экспериментальные данные в виде качественных заключений о картине процесса образования кумулятивных

С (4.5А GeV/c) + Pb -> if (0° ) + nch + ... Ratio of cumulative pion spectra with Nch and Nch i 0

.10-'

я Ci

10"J

I * J i 1 i 1 !

•Nch^l

Total charged multiplicity 1 5 ju s 8

0.6 0.8 1.0 1.2 1.4 1.6 Cumulative number, X]

1.8

Рис. 30: Отношение пионных спектров на свинцовой мишени с различ- ными величинами "жесткой" множественности к инклюзивному спектру.

С (4.5 A GeV/c) + Pb -> я" (0° ) + псЬ + Pb / р cross section ratio

10°

ю-'

Total charged multiplicity

i

4 Neb* 2

0.6 0.8 1.0 1.2 1.4 1.6 1.8 Cumulative number, Xj

Рис. 31: Отношение пионных спектров на свинцовой мишени к инклюзивному спектру на водородной мишени.

пионов и вопросов, требующих дальнейшего экспериментального изучения.

С (4.5 A GeV/c ) + Pb -> я" ( 0° ) + ru + ... Pion / minimal bias hard multiplicity ratio

40

30

'20

о

ев

ai

10

j Total charged multiplicity 1 S iv» S 8

■ I Г 0.6 S X| S 1.6

' I ! ï

1 2 3

Hard charged multiplicity, Ncb

i4

Рис. 32: Отношение распределений множественности Nc^l для пионов в кумулятивной области 0,6 < X] < 1,6 и без условия кумулятивности.

В основном фрагментация легких релятивистских ядер в кумулятивные пионы по направлению вперед имеет характер периферического взаимодействия с ядром мишени, слабо зависящего от атомного веса мишени. Слабая зависимость от множественности фрагментирующего ядра мишени указывает на справедливость картины предельной фрагментации в этом процессе. Мы не распространяем эти утверждения на процессы, в которых кумулятивная частица имеет существенное значение поперечного импульса, что безусловно отражается на ядре мишени.

В дальнейшем нам представляется важным прояснить резкую асимметрию в показателях степени А-зависимостей инклюзивных сечений. Для ядра-фрагментатора, начиная с ядер алюминия, он выходит на значения около 1. Этот факт связывается с объемным характером фрагментации, т. е. со вкладом в процесс нуклонов по всему объему ядра.

V ЗАКЛЮЧЕНИЕ

Основные выводы диссертации можно сформулировать следующим образом:

1. Разработана современная многоцелевая 47г-установка " СФЕРА" для изучения множественного рождения частиц на ускорительном комплексе релятивистских ядер Лаборатории высоких энергий ОИЯИ.

2. Создана и введена в эксплуатацию первая очередь установки "СФЕРА"(передний спектрометр), представляющая из себя сложный комплекс современной детектирующей и электронной аппаратуры.

3. При разработке детектирующей аппаратуры решен большой ряд методических вопросов, что позволило развить в Лаборатории высоких энергий ОИЯИ следующие самостоятельные направления:

(1) Производство крупногабаритных сцинтилляционных детекторов (длиной до нескольких метров) с высокими характеристиками, не уступающими мировым (длина затухания до 3 м).

(2) Создание быстрых сцинтилляционных счетчиков для многоканальных время-пролетных систем с рекордным временным разрешением (50 - 60 пс).

(3) Разработка калориметрических систем на основе свинцового стекла, "сэндви-чевой" структуры и тяжелых кристаллов.

4. Методические возможности, достигнутые при создании установки "СФЕРА" позволили обеспечить участие физиков Лаборатории в подготовке зкспериментаов на самых современных ускорителях мира: на Нуклотроне в Дубне, на SPS и LHC в ЦЕРН, на RHIC в ВНЛ.

5. Предложен и с помощью созданной аппаратуры выполнен цикл физических исследований взаимодействий релятивистских ядер с импульсом 4,5 ГэВ на нуклон:

(1) Впервые в мире наблюдено рождение кумулятивных мюонных пар с малой инвариантной массой при фрагментации релятивистских дейтронов и оценено сечение этого процесса. Эта оценка согласуется с предположением о доминирующем вкладе электромагнитных распадов векторных мезонов.

(2) Измерен показатель степени а в Л^-зависимости сечения фрагментации релятивистских дейтронов в кумулятивные 7г--мезоны на ядрах углерода, алюминия, меди и свинца. Для пионов с кумулятивным числом в интервале 0,8 < Х[ <1,2 получено значение а = 0,27 ± 0,09, существенно отличающееся от А-зависимости для случая фрагментации ядра мишени.

(3) На пучке релятивистских дейтронов и ядер углерода выполнены исследования поведения спектров быстрых кумулятивных тг_-мезонов в зависимости от множественности сопрововдающих заряженных частиц, фрагментирующих из ядра-мишени. Слабая зависимость форм спектров от множественности фрагментации ядра-снаряда указывает на справедливость картины предельной фрагментации.

6. Полученные физические результаты дают экспериментальную основу для планирования дальнейших экспериментов с релятивистскими ядрами как на ускорительном комплексе ЛВЭ, так и на других ускорителях мира.

В заключнеие хочу выразить глубокую благодарность руководству ОИЯИ и ЛВЭ и, особенно, академику А.М.Балдину за постоянную помощь в работе. Я очень благодарен покойному профессору В.С.Ставинскому за огромное содействие и личное участие на первом этапе реализации проекта "СФЕРА". Также признателен своим соавторам и коллегам, всем участникам коллаборации СФЕРА, за большой труд, который они вложили в создание аппаратуры и проведение исследований по тематике данной работы. Особо следует отметить работу штата синхрофазотрона, который создал условия для облучения установки качественными пучками релятивистских ядер.

Основные результаты диссертации опубликованы в следующих работах:

1. С.А.Аверичев, Г.С.Аверичев, Н.Г.Анищенко, А.М.Балдин,-•-, А.И.Малахов и др. Исследование множественного кумулятивного рождения частиц в 4тг-геометрии. Проект "СФЕРА". Препринт ОИЯИ, Р1-85-512, Дубна, 1985.

2. Г.С.Аверичев, С.А.Аверичев, Ю.С.Анисимов,-•-, А.И.Малахов и др. Установка "СФЕРА" - спектрометр для изучения множественного рождения кумулятивных частиц в 47г-геометрии. Труды третьего международного симпозиума "Пион-нуклонные и нуклон-нуклонные взаимодействия", т.2, Гатчина, 1989, с.357.

3. В.В.Аммосов, В.А.Гапиенко,-•-, А.И.Малахов и др. Характеристики сцинтилляци-онных полос из полистирола. ПТЭ, N1, 1990, с.94.

4. В.А.Гапиенко, И.Г.Голутвина,- • -, А.И.Малахов и др. Сравнительные характеристики сцинтилляционных полистирольных полос. ПТЭ, N4, 1991, с.60.

5. С.В.Афанасьев, В.А.Гладышев,- • -, А.И.Малахов и др. Модуль сцинтилляционного электромагнитного калориметра с волоконно-оптическим съемом света. ПТЭ, N5, 1992, с.63.

S. S.V.Afanasiev, Yu.S.Anisimov, A.I.Malakhov, S.G.Reznikov, A.Yu.Semenov, P.I.Zaru-bin. 80 ps Timing Resolution Scintillation Counter with a Photomultiplier tube FEU-87. JINR Rapid Communications, No 4-92, Dubna, 1992, p.12.

7. P.Kozma, S.V.Afanasiev and A.I.Malakhov. Test of Large BaF2 Cristals in Beams of Relativistic Particles. NIM, A314, 1992, pp.26-30.

3. Ю.С.Анисимов, С.В.Афанасьев,- • -, А.И.Малахов и др. Сцинтилляционный передний спектрометр установки СФЕРА. Краткие сообщения ОИЯИ, No 5-91, Дубна, 1991, с.23.

\

9. S.V.Afanasiev, Yu.S.Anisimov,- • -, A.I.Malakhov et al. The Data Acquisition and Trigger Systems for the Forward Detector of the Spectrometer SPHERE. In: Proc. of the Intern. Simposium "Electronic Instrumentation in Physics", Dubna, 14-17 May, 1991, p.85.

10. Yu.S.Anisimov, S.N.Bazylev,- • -, A.I.Malakhov et al. Implementation of VMEbus in Experiments with Relativistic Nuclei. In: Proc. of Intern. Confer. Open Bus System'92, October 13-15, 1992, Zurich, Switzeriand, pp.381-384.

11. A.Malakhov. Study of Multiple Particle Cumulative Production in 47r-geometry. In: Proc. of the XII Intern. Confer, on Particles and Nuclei, PANIC XII, Cambridge, 1990, ed. T.W.Donnely, contributed parer, X-26.

12. A.I.Malakhov. The First Results at the SPHERE 4П Detector. In: Proc. of Intern. Confer, on Nuclear and Particle Physics, Liverpool, 1991, p.44.

13. S.V.Afanasiev, Yu.S.Anisimov,- • -, A.I.Malakhov et al. An Experiment to Search Co-mulative Muon Pairs with Low Invariant Mass. JINR Rapid Communications, No.7-90, Dubna, 1990, p.6.

14. S.V.Afanasiev, Yu.S.Anisimov,- • -, A.I.Malakhov et al. Observation of Cumulative Muon Pairs with Low Invariant Mass. In: Relativistic nuclear physics and quantum chro-modinamics. Proceedings of X Intern. Seminar on High Energy Physics Problems, Sept. 24-29, Dubna, 1990, Word Scientific, 1991, pp.349-355.

15. S.V.Afanasiev, Yu.S.Anisimov,-•-, A.I.Malakhov et al. An Experiment on the A-dependence of the Cross Section for Relativistic Deuteron Fragmentation into Cumulative Pions. JINR Rapid Communications, No.5-91, Dubna, 1991, p.5.

16. S.V.Afanasiev, Yu.S.Anisimov,- • -, A.I.Malakhov et al. Study of Charge Multiplicity in Cumulative Pion Production. JINR Rapid Communications, No.1-93, Dubna, 1993, p.21.

17. S.V.Afanasiev, Yu.S.Anisimov,- • -, A.I.Malakhov et al. Target Dependence of Relativistic Deuteron Fragmentation into Cumulative Pions. Physica Scripta, Vol.48, 1993, p.124.

18. S.V.Afanasiev, Yu.S.Anisimov,-■-, A.I.Malakhov et al. Experimental Study of Multiplicity Dependence of Cumulative Pion Production in Fragmentation of Relativistic Deuterons and Carbon Nuclei. JINR Rapid Communications, No.3-93, Dubna, 1993, p.40.

19. A.I.Malakhov. Experiments on Relativistic Nuclear Physics in Beams of Dubna Synchrophasotron and Nuclotron. In: Proc. of Tenth Intern. Conference on Ultra-Relativistic Nucleus-Nucleus Collisions, June 20-24, 1993, Borlange, Sweden, Abstract Book, р.ЕЗЗ.

20. A.M.Baldin, A.I.Malakhov. Experiments on Relativistic Nuclear Physics in Beams of Dubna Synchrophasotron and Nuclotron. JINR Rapid Communication, No.3-93, Dubna, 1993, p.52.

VI ЛИТЕРАТУРА

1. А.М.Балдин и др. ЯФ, т.20, 1974, с.1201.

2. А.М.Балдин и др. ЯФ, т.21, 1975, с.1008.

3. В.С.Ставинский. IX Международный семинар по проблемам физики высоких энергий. Дубна, 1988, т.1, с.190.

1. С.В.Бояринов и др. ЯФ, т.46, 1987, с. 1472. ). С.В.Бояринов и др. ЯФ, т.54, вып.1 (7), 1991, с.119. 5. С.В.Бояринов и др. ЯФ, т.47, 1988, с.1364.

O.P.Gavristhuk et al. Nucl. Phys. A523, 1991, p.589. S. Y.D.Bayukov et al. Phys. Rev. С, 20, 1979, p.20. ). Y.D.Bayukov et al. Phys. Lett. 85B, 1979, p.315. .0. N.A.Nikiforov et al. Phys. Rev. С, 20, 1979, p.764.

1. L.S.Shroeder et al. Phys. Rev. Lett., Vol.43, N24, 1979, p.1787.

2. А.В.Власов и др. ИТЭФ, 57-90, Москва, 1990.

3. A.M.Baldin. JINR, El-92-487, Dubna, 1992.

4. A.M.Baldin, A.I.Malakhov. JINR Rapid Communication,No.3-93, Dubna, 1993, p.52.

5. A.I.Malakhov. In: Proc. of Tenth Intern. Confer, on Ultra- Relativistic Nucleus-■Jucleus Collisions, June 20-24, 1993, Borlange, Sweden, Abstract Book, р.ЕЗЗ.

6. С.А.Аверичев и др. ОИЯИ, Р1-85-512, Дубна, 1985.

7. А.В.Арефьев и др. ЯФ, т.28, Вып.6, 1978, с.12.

8. J.Badier et al. NIM, 175, 1980, p.319.

9. Ю.С.Анисимов и др. Краткие сообщения ОИЯИ, No 5-91, Дубна, 1991, с.23.

,0. S.V.Afanasiev et al. In: Proc. of the Intern. Simposium "Electronic Instrumentation n Physics", Dubna, 14-17 May, 1991, p.85.

1. В.В.Аммосов др. ПТЭ, N1, 1990, c.94.

2. А.И.Малахов. Автореферат диссертации. ОИЯИ, 1-12954, Дубна, 1979.

3. R.G.Astvatsaturov et al. NIM, 163, 1979, p.343.

4. А.У.Абдурахимов и др. ОИЯИ, Р1,2-89-631, Дубна, 1989.

5. Yu.S.Anisimov et al, In: Conr. Record of IEEE Conf. REAL TIME'91, June 24-28, 991, Julich, Fed. Rep. of Germany, p.304.

6. Yu.S.Anisimov et al. In: Proc. of Intern. Confer. Open Bus System'92, October 3-15, 1992, Zurich, Switzerland, pp.381-384.

7. Yu.S.Anisimov et al. JINR Rapid Communications, No.3-93, Dubna, 1993, p.68.

8. Т.В.Алимова и др. ИФВЭ, 86-35 ОЭФ, Серпухов, 1986.

9. В.А.Гапиенко и др. ПТЭ, N4, 1991, с.60.

0. S.V.Afanasiev et al. JINR Rapid Communications, No.4-92, Dudna, 1992, p.12.

1. Large Acceptance Hadron Detector for an Investigation of Pb-Induced Reactions at !ERN SPS. NA-49 Collaboration, CERN SPSLC 91-31SPSLC/P264.

2. R.G.Astvatsaturov et al. NIM, 107, 1973, pp.105-107.

3. С.В.Афанасьев и др. ПТЭ, N5, 1992, с.63.

4. P.Kozma et al. NIM, A314, 1992, pp.26-30.

5. A.M.Baldin. JINR, El-80-545, Dubna, 1980.

6. В.С.Ставинский. ОИЯИ, P2-80-767, Дубпа, 1980.

7. S.V.Afanasiev et al. JINR Rapid Communications, No.7-90, Dubna, 1990, p.6.

S. S.V.Afanasiev et al. In: Relativistic nuclear physics and quantum chromodinamics.

Proceedings of X Intern. Seminar on High Energy Physics Problems, Sept. 24-29, Dubna, 1990, Word Scientific, 1991, pp.349-355.

39. A.I.Malakhov. In: Proc. of Intern. Confer, on Nuclear and Particle Physics, Liverpool, 1991, p.44.

40. R.Brun et al. GEANT3, CERN, DD/EE/K4-1, September, 1987.

41. П.И.Зарубин. Автореферат диссертации. ОИЯИ, 1-92-77, Дубна, 1992.

42. J..DePagter et al. Phys. Rev. Lett., 12, 1964, p.739.

43. А.С.Ажгирей и др. ЯФ, т.53, вып.6, 1991, с.1591.

44. L.Anderson et al. Phys. Rev. С, Vol.28, n.3, 1983, р.1224.

45. K.Kinoshota et al. Phys. Rev. D, Vbl.Dli, 1978, p.1837.

46. А.С.Никифоров. В трудах XIV Международного симпозиума по ядерной электровике, Вашава, 1990, с.232.

47. A.M.Baldin et al. JINR, El-82-472, Dubna, 1982.

48. S.V.Afanasiev et al. JINR Rapid Communications, No.5-91, Dubna, 1991, p.5.

49. S.V.Afanasiev et al. Physica Scripta, Vol.48, 1993, p.12,4.

50. R.Brun et al. CERN Program Library Q121 PAW - Physics Analysis Workstation.

51. E.Moeller et al. Phys. Rev. C, Vol.28, n.3,1983, p.1246.

52. М.И.Стршшан, Л.Л.Франкфурт. ЭЧАЯ, т.11, вып.З, с.571.

53. M.I.Strikman, L.L.Frankfurt. Physics Reports, Vol.76, N4, 1991, p. 215.

54. А.В.Ефремов. ЭЧАЯ, т.13, вш..З, 1982, с.613.

55. В.В.Буров, В.К.Лукьянов, А.И.Титов. ЭЧАЯ, т.15, вып.6, 1984, с.1249.

56. A.M.Baldin. Prog, in Part, and Nucl. Phys. 4, Ed. by D.Wilkinson, Pergamon Press, 1980, p.95.

57. А.М.Балдин и др. ЯФ, 20, 1975, с.629.

58. A.M.Baldin et al. Zeitschrift fur Physik, СЗЗ, 1987, р.363.

59. S.V.Afanasiev et al. JINR Rapid Communications, No.1-93, Dubna, 1993, p.21.

60. S.V.Afanasiev et al. JINR Rapid Communications, No.3r93, Dubna, 1993, p.40.

61. Г.С.Аверичев и др. Труды третьего международного симпозиума "Пион-пуклонные и нуклон-нуклошше взаимодействия", т.2, Гатчина, 1989, с.357.

62. A.Malakhov. In: Proc. of the XII Intern. Confer, on Particles and Nuclei, PANIC XII, Cambridge, 1990, ed. T.W.Donnely, contributed parer, p.X-26.

Рукопись поступила в издательский отдел 5 января 1994 года.