Системы регистрации рассеянных электронов детекторов МД-1 и КЕДР тема автореферата и диссертации по физике, 01.04.16 ВАК РФ

>5 0 и

'•J Iii:

РОССИЙСКАЯ АКАДЕМИЯ НАУК

СИБИРСКОЕ ОТДЕЛЕНИЕ

ИНСТИТУТ ЯДЕРНОЙ ФИЗИКИ им. Г.И. Будкера

На правах рукописи

БОНДАРЬ Александр Евгеньевич

СИСТЕМЫ РЕГИСТРАЦИИ РАССЕЯННЫХ ЭЛЕКТРОНОВ -ДЕТЕКТОРОВ МД-1 И КЕДР

01.04.16 - физика атомного ядра и элементарных частиц

АВТОРЕФЕРАТ

диссертации на соискание ученой степени кандидата физико-математических наук

НОВОСИБИРСК—1994

Работа выполнена в Институте ядерной физики им. Г.И. Будкера СО РАН

НАУЧНЫЙ РУКОВОДИТЕЛЬ:

Онучин

Алексей Павлович

доктор физ.-мат. наук, профессор, Институт ядерной физики им. Г.И. Будкера СО РАН, г. Новосибирск.

ОФИЦИАЛЬНЫЕ ОППОНЕНТЫ:

Долгошеин Борис Анатольевич

Пархомчук Василий Васильевич

— доктор физ.-мат. наук, профессор, Московский инженерно-физический институт, г. Москва

— доктор фйз.-мат. наук, Институт ядерной физики им. Г.И. Будкера СО РАН, г.Новосибирск

Ведущая организация:

Институт теоретической и экспериментальной физики, г. Москва.

Защиту диссертации состоится " хУ " ¿1и/ъСи-Л 1994 г< в " // " часов на заседании специализированного совета Д.002.24.01 при Институте ядерной физики им. Г.И. Будкера СО РАН.

Адрес: 630090, г. Новосибирск-90,

проспект академика Лаврентьева, 11

С диссертацией можно ознакомиться в библиотеке Института ядерной физики им. Г.И. Будкера СО РАН.

Автореферат разослан

Ученый секретарь специализированного совета профессор

1994 г.

В.С. Фадин

О Б Ш А Я ХАРАКТЕРИСТИКА РАБОТЫ

Актуальность темы.

В экспериментах на встречных электрон-позитронных пучках центральное место занимают исследования процесса аннигиляции электрон-позитронной пары с последующим рождением нового состояния лептонов или адронов.

В то же время наряду с однофотонными аннигиляционньши процессами на е*е" коллайдерах можно изучать процессы двухфогонного образования частиц. Эта возможность основана на том, что поле быстрой заряженной частицы можно трактовать как поток фотонов. Таким образом, е*е~ пучки являются как бы источниками "фотонных пучков". Электрон и позитрон, излучая виртуальные фотоны, рассеиваются на малые углы. В дальнейшем они будут называться рассеянными электронами (РЭ).

Двухфотонные процессы часто открывают подходы к объектам исследования, недоступным для изучения в однофотонном канале, например, переходы 71 —» адроны.

При изучении перехода гаг —» адроны на встречных пучках возможны разные подходы: с регистрацией обоих рассеянных электронов (double-tag), с регистрацией одного из электронов (single-tag) и без регистрации РЭ (no-tag).

В постановке no-tag в детекторе регистрируются только продукты распада адронной системы. В таком подходе для извлечения полной информации о тт-киненатике, как правило, необходимо регистрировать все родившиеся адроны, что неизбежно связано с потерей эффективности.

В случае dibble-tag возможно реконструировать инвариантную массу rr-системы, используя только параметры рассеянных электронов.

Трудности регистрации РЭ связаны с тем, что они вылетают, в основном, под малыми углами, т.е. регистрирующая система должна располагаться близко к пучку (особенно, если мы хотим продвинуться в область малых инвариантных масс, когда электроны теряют небольшую часть энергии). Важным этапом в методах

регистрации двухфотонных процессов стало оснащение детекторов специальными системами регистрации рассеянных электронов (СРРЭ) . СРРЭ должна иметь высокую эффективность регистрации и максимально возможную точность измерения энергии Рэ.

Настоящая диссертация посвящена анализу многолетнего опыта использования СРРЭ в детекторе МД-1, с которым выполнен ряд экспериментов по двухфотонной физике, изучению параметров системы регистрации с помощью выделенного процесса двухфотонного рождения мюонных пар « проекту новой системы регистрации рассеянных электронов детектора КЕДР.

Целью работы является:

1. Создание СРРЭ детектора МД-1, позволяющей регистрировать РЭ с нулевыми углами вылета из области взаимодействия.

2. Калибровка и изучение основных параметров системы регистрации с использованием процесса ее —> еедд.

3. Разработка системы регистрации РЭ для нового детектора КЕДР на накопителе ВЭПП-4.

Научная новизна работы заключается в следующем:

Впервые на установке со встречными пучками с энергией выше 2 Гэв создана и использовалась в длительном эксперименте система, позволяющая регистрировать и измерять энергию РЭ с нулевыми углами вылета. Достигнутые разрешение по инвариантной массе двухфотонной системы и эффективность одновременной регистрации обоих РЭ являются рекордными для подобных установок.

Впервые предложена и реализована система регистрации рассеянных электронов для детектора с продольным магнитным полем, основанная на принципе фокусирующего спектрометра. Это позволило улучшить на порядок разрешение без потери эффективности.

Практическая ценность:

Созданная система регистрации рассеянных электронов детектора МД-1 использовалась для измерения сечения двухфотонного рождения адронов в диапазоне инвариантных масс от 1 до 4 Гэв. Тщательное изучение параметров системы регистрации позволило минимизировать систематические ошибки в эксперименте. Кроме того, эта система использовалась для измерения двухфотонных ширин V. V' и аг мезонов и ограничения на

двухфотонную ширину Tj мезона.

Система регистрации рассеянных электронов для детектора КЕДР даст возможность изучать . двухфотонные процессы на качественно новом уровне, благодаря лучшему энергетическому разрешению и большей эффективности, особенно при малых массах двухфотонной системы.

Апробация работы.

Материалы, изложенные в диссертации, неоднократно докладывались автором на сессиях Отделения ядерной физики РАН, на семинарах ИЯФ СО РАН, а также представлялись на международных конференциях - Instrumentation for Colliding Beam Physics в 1984 и 1990 году и др.

Структура диссертации. 4

Основной текст диссертации состоит из введения, пяти глав и заключения. Текст диссертации содержит 37 рисунков, 3 таблицы и список литературы из 100 наименований.

СОДЕРЖАНИЕ РАБОТЫ

Во введении дается описание характерных кинематических особенностей двухфотонных реакций на встречных

электрон-позитронных пучках и возможных экспериментальных подходов, использующихся для изучения таких процессов. Л первой главе в краткой форме анализируются экспериментальные задачи двухфотонной физики на встречных е*е~ пучках, рассматриваются методы, используемые различными группами для решения этих задач.

Во второй главе приводится подробное описание СРРЭ и детектора МД-1, а также процедуры калибровки с использованием электронов процесса однократного тормозного излучения и упругого рассеяния.

В детекторе МД-1 электроны, потерявшие часть энергии, отклоняются поперечным полем от равновесной орбиты и попадают в СРРЭ, находящуюся в 5 см от пучка.

Для улучшения энергетического разрешения СРРЭ и увеличения аксептанса между детектором и СРРЭ дополнительно было установлено два широкоапертурных доворотных магнита с полем 7 кГс. Взаимное расположение детектора и СРРЭ изображено на рис. 1. Выбранная схема позволяет регистрировать электроны даже при нулевом угле вылета из точки взаимодействия в интервале энергий (0.50 + 0.85J-E. Частицы вне указанного диапазона

энергий попадают в СРРЭ только за счет ненулевого угла рассеяния. РЭ с энергией Ео регистрировались в интервале углов 14+25 крад по вертикали к 14+75 крад в плоскости орбиты.

Система регистрации состоит из двух блоков, один из которых регистрирует электроны, а другой - позитроны. Конструкция системы подчинена требованию максимально приблизить камеры и счетчики к орбите пучка, чтобы достичь высокой эффективности регистрации РЭ. Поэтому камеры имеют С-образный вид. Рабочие размеры камер по вертикали 20 см, по радиусу 50 см, зазор между анодной и катодной плоскостью 4 мм. Несущей конструкцией камер являются дюралюминиевые пластины с закрепленными на них рамками из стеклотекстолита. Все камеры помещены в герметичный объем, одной из стенок которого служит вакуумная камера накопителя. Входное окно системы для защиты от синхротронного излучения (СИ) закрыто экраном из оловянной фольги, суммарная толщина входного окна в радиационных единицах составляет о.06.

Три камеры в каждом блоке служат для измерения вертикальной (г) координаты, три - радиальной (у) и одна - координаты наклоненной к плоскости орбиты на угол 45°. Анодные проволочки изготовлены из позолоченного вольфрама и натянуты вдоль оси у в Y и 2-камерах. Анодные проволочки Т-камеры направлены под углом

о

45 к вертикали в плоскости у-г. Диаметр анодных проволочек равен 28 мкм, шаг намотки У и г-камер 4нм, Т - 3 мм.

' В качестве рабочего газа используется смесь

Аг+25%С Н +31СНО+0.14СГВГ.

4 ю з 8 г з

Ъ и Т-камеры работают в обычном режиме съема сигнала с анодных проволочек с помощью интегральных

усилителей-формирователей, установленных непосредственно на несущих пластинах камер. Выходной сигнал передается по кабелю из витых пар на логическую часть электроники, находящуюся в пультовой регистрации. Координатное разрешение определяется шагом анодных проволочек.

Измерение у-координаты осуществляется путем съема сигнала с катодных плоскостей камеры с помощью кабельной линии задержки. Катод каждой камеры разбит на пять частей, каждая из которых соединяется с отдельной линией задержки. Разбиение сделано таким образом, чтобы загрузки каждой линии задержки в условиях эксперимента были приблизительно одинаковы.

Линии задержки изготовлены из коаксиального кабеля с

б

импедансом 75 Он и имеют погонную задержку 20 нс/см . Каждый конец линии задержки присоединен к предусилителю. Сигнал ' с предусилителя передается на вход усилителя-формирователя с постоянной времени интегрирования и дифференцирования 40 не. Затем сформированный сигнал поступает на дискриминатор со следящим порогом, время срабатывания дискриминатора измеряется с помощью преобразователя время-цифра с чувствительностью О.5 нс/канал. Амплитудная зависимость времени срабатывания не превосходит 0.5 нс/40 дБ.

Выбор рабочего напряжения определяется требованием высокой эффективности, хорошего пространственного разрешения и низкого уровня наводок на соседние линии задержки .

Часто в длительном эксперименте условия набора данных изменяются, меняется также состояние регистрирующей аппаратуры. Для того, чтобы быть уверенным в получаемых результатах, крайне важно иметь хорошо известный калибровочный процесс с достаточно большим сечением, на котором можно проверить параметры детектора. В качестве такого процесса для СРРЗ МЛ-1 было выбрано двухфотонное рождение мюонных пар. Результаты изучения СРРЭ МД-1 приведены в' третьей главе .

Отбирая пары мюонов по центральной части детектора без использования информации о рассеянных электронах (no-tag), можно проверить абсолютную эффективность и калибровку энергии СРРЭ, т. к. параметры рассеянных электронов выражаются через импульсы мюонов.

Для такой проверки отбирались события с двумя заряженными частицами противоположного знака, с импульсами 250<р<2500 МэВ и углом некомпланарности Д <р < 20°. Условие на угол неколлинеарности Ли > 10° использовалось для подавления фона космических частиц и аннигиляции ее —» е*е~( и*ц~). Для подавления многоадронных событий требовалось, чтобы число сработавших сцинтилляционных счетчиков было . не более трех, а число блоков ливнево-пробежных камер не более двух. Информация о временах срабатывания сцинтилляционных счетчиков использовалась для уменьшения фона космических частиц. Дополнительное подавление фона событий двухфотонного рождения е*е~ пар осуществлялось по амплитудам в ливнево-пробежных камерах и в сцинтилляционных счетчиках.

Моделирование событий ее—»еедд методом Монте-Карло

осуществлялось генератором Берендса с учетом радиационных поправок. Взаимодействие частиц с детектором моделировалось с помощью программы ШШОЭ . Кроме того, дополнительно учитывались реально измеренные неэффективности элементов детектора .и фон случайных совпадений в СРРЭ, приводящие к искажению информации и последующей потере событий при отборе.

Вклады фоновых процессов оценивались по реальным экспериментальным' событиям и путем моделирования, их величины приведены в Таблице 1.

Таким образом, полученное сечение процесса ее—»еедд совпадает с расчетным. Ошибка составляет 5.5% и определяется систематическими ошибками при вычитании фона и ошибками при корректировке эффективности камер. В результате, мы имеем достаточно чистый набор событий ее —» еедд, пригодный для проверки характеристик СРРЭ.

Результаты измерения сечения ее—»еедд с перечислением всех учтенных поправок.

Таблица 1.

эксперимент моделирование

Интеграл светимости, пб"1 23.6(+2. 2У.) 17. 9( ±о. ЗУ.)

7955

20±ЗУ. 3. 8±1. 2У. 0. 5±0, V/. 0. 5±0. 47. 0. 5±0. 27. 0. 5±0. ЗУ. 2. 5±1. О У.

Число отобранных событий, Вклад фонов, Л/Н источник фона 11—т*п~ 11—»е^е" 11—>К*К~, гт~

12334

космические частицы ее—>адроны, пучковый фон

метод определения

моделирование

моделирование

моделирование

моделирование

эксперимент

эксперимент

эксперимент

ее—>е е~, д д~

наблюдаемое сечение

ее—>еедд, нб

ошибка в сечении,

стат. и сист. , У.

Эксперимент/Моделирование

О. 452 0. 444

±0. 9+4. 4 ±1. 1±3. О

1. 018±. 014±. 053

Результаты проверки СРРЭ показывают, что моделирование с коррекциями правильно воспроизводит экспериментальную ситуацию. При этом наблюдаемое сечение реакции ее —» еецц как с регистрацией одного, так и обоих рассеянных электронов согласуется с моделированием. Это позволяет с уверенностью использовать моделирование для определения эффективности других двухфотонных процессов. Ниже приведены основные параметры СРРЭ.

Разрешение по энергии рассеянного электрона составляет стС Е )/Е - ( 1. 75 ± 0.10) '/., при этом систематическая ошибка в

ее

определении энергии равна 1.5%. В случае double-tag М( ГУ-системы можно измерить независимо от центральной части детектора. Разрешение меняется от 200 до 120 МэВ для М -1+4

tny

ГэВ. Для резонанса с массой 3 ГэВ (ij^) это соответствует разрешению 130±10 МэВ. Систематическая ошибка реконструкции инвариантной массы около 100 МэВ.

Эффективность регистрации зависит от выбора метода подавления фона. Специальная процедура позволила воспроизвести в моделировании реальную ситуацию с точностью лучше 5%. Использование событий ее—>еедц дало возможность непосредственно определить потерю эффективности для полезных событий в зависимости от конкретных условий отбора; Для случая double-tag максимального значения 107. эффективность достигает в области 2. 5 + 3 ГэВ.

В четвертой главе дается описание СРРЭ нового детектора КЕДР. Принцип фокусирующего спектрометра, положенный в основу конструкции этой системы, позволил более чем на порядок улучшить энергетическое разрешение по сравнению с МД-1.

Для достижения высокой эффективности необходимо регистрировать электроны, вылетевшие из места встречи под нулевым углом. Это можно сделать, выводя из пучка электроны, потерявшие часть начальной энергии, поворотным магнитом. Этот же магнит, а также дублет квадрупольных линз, необходимых для создания малой /3-функции в месте встречи пучков, естественно использовать в качестве фокусирующего магнитного спектрометра для измерения энергии РЭ.

Схема такой СРРЭ показана на рис. 2. Рассеянный электрон, вылетая из места встречи, проходит основной магнит детектора с продольным полем, компенсирующий соленоид, квадрупольные линзы Л) и Л2, анализирующие магниты и М2- РЭ регистрируется одной из четырёх систем регистрации CPj, СР^ СРз и СР<( основные

параметры которых представлены в Таблице 2. Энергия фокусировки - это энергия, при которой благодаря фокусирующим свойствам квадрупольных линз координата попадания РЭ в систему не зависит от угла вылета из места встречи.

Таблица 2

номер регистрируемая I энергия СР область энергий | фокусировки (в долях энергии пучка)

размер чувствительной обл. СР, см

0.39 - 0.59 0.60 - 0.72 0.73 - 0.85 0.85 - 0.98,

0.58 0.66 0.80 0.91

7.7 4.3 8.9 15.8

Таким образом, дублет линз, необходимый для создания малой 0-фуякции в месте встречи пучков, является одновременно частью фокусирующего магнитного спектрометра. Такое решение позволило, во-первых, приблизить линзы к месту встречи для получения высокой светимости, а, во-вторых, вообще не использовать угол влета частицы в СРРЭ для восстановления ее энергии.

Для частиц, вылетевших из места встречи под нулевым углом, координата в СР однозначно связана с энергией. Угловое распределение РЭ, хотя и резко пикованное, разрушает эту однозначность. Таким образом, отличный от нуля угол вылета РЭ приводит к ошибке в измерении энергии. Но для электронов с энергией фокусировки, координата не зависит от угла вылета и, следовательно, однозначно связана с энергией. Чем больше энергия РЭ отличается от фокусирующей, тем больше будет ошибка за счет отсутствия информации об угле. В свою очередь расстояние от линз до точки фокусировки сильно зависит от энергии РЭ. Именно поэтому СРРЭ разбита на четыре независимых системы регистрации, что позволяет иметь сравнительно небольшую ошибку измерения во всем диапазоне энергий СРРЭ. Эффективность регистрации одновременно двух РЭ показана на рис. 3. 'Благодаря тому, что самая дальняя от места встречи СР, расположена вблизи минимума /З-функции , удается регистрировать РЭ с минимальной потерянной энергией 2-3'/.. таким образом, область эффективности СРРЭ КЕДРа начинается практически от порога рождения адронов и продолжается до 4 ГэВ.

На рис. 4 приведен результат моделирования разрешения по

ю

восстановленной двухфотонной инвариантной массе. В этой главе рассмотрены также проблемы фона на КЕДРе для двухфотонных событий.

Для абсолютной калибровки энергетической шкалы новой СРРЭ было предложено использовать процесс комптоновского рассеяния лазерных фотонов на электронном пучке. Описание конструкции лазерной системы калибровки и первых результатов проверки параметров СРРЭ КЕДРа приведено в пятой главе.

Измерения проводились с электронами, полученными при рассеянии фотонов второй гармоники неодимового лазера ( 2.34 эВ ) на пучке при нескольких значениях энергии (1.8 , 2. 1 , 3.0 и 4.0 ГэВ). Форма спектра электронов хорошо известна. Максимальная потерянная энергия определяется следующим соотношением:

Ы - 4Г2Ы0 / (1 + 434^/11^) , где 1 - релятивистский фактор электронов начального пучка, ь>о -энергия лазерного фотона и л^ - масса электрона. Естественная ширина края спектра, соответствующего максимальной потере энергии, определяется радиационными поправками и в нашем случае пренебрежимо мала. Угловой и энергетический разброс электронного пучка приводят к уширению края спектра существенно меньшему, чем энергетическое разрешение. Таким образом, изучая форму края комптоновского спектра, можно измерить энергетическое разрешение СРРЭ. Один из полученных экспериментально спектров электронов, испытавших комптоновское рассеяние, приведен на рис. 5. Разрешение по потерянной энергии РЭ в этом случае лучше 10~3, что на порядок превосходит ранее полученное разрешение для СРРЭ детектора МД-1.

В заключении сформулированы основные результаты работы.

Основные результаты, представленные к защите:

1. Создана система регистрации рассеянных электронов детектора МД-1, использующая поперечное магнитное поле, что позволило в диапазоне от 1 до 4 ГэВ получить разрешение по инвариантной массе 100-200 МэВ, существенно лучшее, чем в других детекторах. Эта система использовалась для измерения сечения двухфотонного рождения адронов и двухфотонных ширин -г}. т)' и а2 мезонов.

2. Проведено изучение параметров системы регистрации

рассеяных . электронов (разрешение, эффективность) с

использованием процесса двухфотонного рождения мюонных пар. Получено сечение регистрации данного процесса с одним и двумя рассеянными электронами.

3. Разработана система регистрации рассеянных электронов для детектора с продольным магнитным полем КЕДР, на основе принципа фокусирующего спектрометра. Такая система позволяет детектировать электроны в диапазоне энергий от 40Y. Eq до 97% EQ и углов от 0 до 10 мрад с разрешением 1+2-10 3. Такое разрешение на порядок лучше разрешения других подобных систем.

4. Предложен метод абсолютной калибровки шкалы энергий системы регистрации рассеянных электронов с использованием комптоновского рассеяния лазерных фотонов на пучке электронов.

5. Изготовлена и установлена на ускоритель часть новой системы регистрации. В первых же тестах с использованием лазерной калибровки получено рекордное разрешение по энергии рассеянного электрона ( <г / Е < 10 3).

6. Продемонстрирована возможность использования системы регистрации рассеянных электронов КЕДРа для мечения комптоновских и тормозных фотонов, что позволит проводить эксперименты на выведенном пучке г-квантов с энергиями от 50 до 2000 МэВ и разрешением 1-5 МэВ.

Основные положения диссертации изложены в следующих работах:

1. S.Е.Ваги,..., A.E.Bondar et al., Proc. of the III Int. Conf. on Instrumentation for Colliding Beam Physics, Novosibirsk, 1984, 262.

2. A.E.Blinov,..., A.E.Bondar et al., Nucl. Inst. Meth.' A273 (1988) 31.

3. S.E.Baru,..., A.E.Bondar et al., Z. Phys. C54 (1992) 229.

4. V.M.Aulchenko, A.E.Bondar et al., Nucl. Inst. Meth. A252 (1986) 267.

5. A.E.Bondar et al., Nucl. Inst. Meth. 207 (1983) 379.

6. В. M. Аульченко, . . . , A. E. Бондарь и др., Препринт ИЯФ 91-49, Новосибирск 1991.

7. A.E.Bondar et al., Proc. of the XIII Int. Conf. on High Energy Accelerators, Novosibirsk 1986, V2 233;

8. V.M. Aulchenko, . .. , A.E.Bondar et al., Proc. of the V Int. Conf. on Instrumentation for Colliding Bean Physics, Novosibirsk 1990, 462.

9. в. M. Аульченко..... A. E. Бондарь и др., Препринт ИЯФ 94-12,

Новосибирск 1993.

10. А.Е.Бондарь и др., Труды XII Всесоюзного Совещания по Ускорителям Заряженных Частиц Высоких Энергий, Дубна 1990, т. 1 стр. 309.

3000

3 45 6

Рис. 1

Вид детектора МД-1 с системой регистрации рассеянных электронов: 1 - детектор МД-1; 2 - доворотный магнит; 3 - камера системы регистрации рассеянных электронов; 4, 5 - сцинтилляцио-нные счетчики системы измерения светимости; 6 - квадруполъная линза; 7 - счетчик для регистрации зг-квантов тормозного излучения.

Рис. 2

Экспериментальный промежуток накопителя ВЭПП-4М. Б - соленоид, Ь - квадрупольные линзы, М - поворотные магниты, ТБ - системы регистрации рассеянных электронов, С - оптические зеркала, Р - оптические линзы.

со

035 03 0.25 02 0.15 0.1 0.05

/\ I I I I I I I I . I I I I I I I I I ■ I I I I I I I I I I I I I I I I I I I I I I I I I

0 03 1 15 2 25 3 3.5 4 45

М, СеУ

Рис. 3

Расчетная эффективность регистрации с одновременно двух рассеянных электронов в зависимости от инвариантной массы М при различных значениях энергии пучка.

М, веУ

Рис. 4

Расчетное разрешение по инвариантной массе стМ двухфотонной системы в зависимости от инвариантной массы при различных значениях энергии пучка.

со, Меу

РИС. 5

Стюктр по потерянной энергии для электронов после комптоновского рассеяния на фотонах второй гармоники неодимового лазера. Энергия пучка 2. 1 Гэв. Линия показывает ожидаемый спектр без учета энергетического разрешения.