Содержание к диссертации
Введение
Глава I. Краткий обзор теоретических и экспериментальных работ 9
1.Фоторождение -мезонов на нуклонах в резонансной области энергии 9
2. Фоторождение пионов на ядрах в модели Ферми-газа 12
3. Фоторождение пионов на ядрах с переходом ядер в определенные конечные состояния . 13
4. Фоторождение пионов в изобарных моделях 18
5. Обзор экспериментальных работ по фотообразованию -мезонов 28
Глава II. Формирование меченого фотонного пучка на выведенном разреженном электронном пучке 34
I. Вывод электронного пучка 34
2. Формирование меченого фотонного пучка . 43
3. Угловое распределение тормозных Т-квантов 47
4. Годоскоп системы мечения 52
5. Энергетическое разрешение меченых фотонов 56
Глава III. Экспериментальная установка для измерения сечения фотообразования -мезонов 62
I. Описание экспериментальной установки 62
2. Логическая блок-схема электроники 65
3. Определение конверсионной эффективности Т -телескопической системы 70
4. Эффективность регистрации W -мезонов -детектором 82
Глава ІV. Измерение полного сечения фотообразования -мезонов и обсувдение полученных результатов 89
1. Методика проведения измерений 89
2. Обработка результатов измерений 92
3. Определение поправок к сечению фотообразования -мезонов 97
4. Обсуждение полученных результатов 105
Заключение 123
Литература 129
- Фоторождение пионов на ядрах с переходом ядер в определенные конечные состояния
- Угловое распределение тормозных Т-квантов
- Определение конверсионной эффективности Т -телескопической системы
- Определение поправок к сечению фотообразования -мезонов
Введение к работе
Эксперименты по фоторождению я ° -мезонов начиная с 1950 года, интенсивно проводились как зарубежными, так и советскими группами. Исследовались сечение фотообразования "-мезонов под различными углами, Я -зависимость сечения для некоторых углов образования ""-мезонов в области энергии (3/2, 3/2) резонанса. Особый интерес представляло исследование упругого фоторождения ""-мезонов. Сечение упругого фоторождения 37"° -мезонов в электромагнитном поле ядра использовалось для определения времени жизни ТГ"-мезонов, а упругое ядерное рождение ""-мезонов - для изучения распределения ядерной материи. Результаты серии советских и зарубежных работ показали, что определенное таким путем распределение ядерной материи соответствует распределению заряда, полученному из экспериментов по рассеянию электронов.
Фоторождение °-мезонов на нуклонах в резонансной области энергии по аналогии с пион-нуклонным взаимодействием, в основном происходит через возбужденное барионное состояние и является одним из основных способов изучения статических характеристик этих резонансов.
Взаимодействие как пионов, так и фотонов с ядрами в резонансной области энергии в изобарных моделях приводит к возбуждению связанных нуклонов и образованию состояния изобара-дырка ( Д h). Поведение состояния ( Д h ) в ядре определяется взаимодействием л. -изобары с ядром. Поэтому, анализ экспериментальных результатов по полному сечению пион-ядерного взаимодействия в рамках изобарно-дырочного формализма позволил получить информацию о ( Д/V) потенциале. Когерентное взаимодействие монохроматических фотонов с ядрами, то есть упругое рассеяние фотонов и когерентное фоторождение 7" "-мезонов, рассмотренное в рамках изобарно-дырочного формализма, дополняет пион-ядерное взаимодействие и позволяет получить информацию о поведении различных АН -парциальных состояний.
Эти интересные возможности изучения л А/ взаимодействия инициировали проведение новых исследований фоторождения -мезонов на ядрах в резонансной области энергии. Были проведены эксперименты как на непрерывном пучке тормозных фотонов (Томск, Бонн), так и на меченом фотонном пучке (Ереван, Бонн).
Разделение когерентного фотообразования 7"0-мезонов от некогерентного осуществлено как регистрацией ядра отдачи, так и выбором кинематической области, где некогерентным фотообразованием можно пренебречь.
Особый интерес представляет измерение полного сечения фотообразования $Г° -мезонов на ядрах в резонансной области энергии фотонов. Его величина вследствии резонансного характера взаимодействия дает прямую информацию об операторе рождения ре-зонансов в ядерной среде и о взаимодействии рожденных пионов с ядром в конечном состоянии. Одним из проявлений влияния ядерной среды является отличное от единицы значение параметра экранирования, определяемое изучением Л -зависимости полного сечения 9Г° -мезонов на ядрах. Измерение энергетической зависимости полного сечения фотообразования fT° -мезонов является также независимым методом определения когерентного фотооб - 6 разования ФГ -мезонов, так как в области энергии фотонов л 250 МэВ полное сечение определено в основном когерентным взаимодействием, а при - - 250 МэВ является суммой двух -когерентного и некогерентного взаимодействий и имея сечение некогерентного образования "° -мезонов, легко оценить сечение когерентного фотообразования» С другой стороны, полное сечение фотообразования &Г -мезонов совместно с полным сечением заряженных адронов составляет полное сечение фотообразования адронов, непосредственное измерение которого, особенно в области у- 300 МэВ связано с большими экспериментальными трудностями»
Настоящая работа посвящена измерению полного сечения фотообразования $Г° -мезонов на ядрах Зе , С , О и лс в области энергии (0,18 - I) ГэВ. Работа выполнена на созданном нами меченом фотонном пучке на основе разреженного выведенного электронного пучка Ереванского синхротрона.
В данной диссертационной работе описывается получение раз реженного (вторичного) выведенного электронного пучка, проектирование и создание меченого фотонного пучка и экспериментальной установки, методика проведения эксперимента, обработка и обсуждение полученных результатов.
Диссертация состоит из введения, четырех глав, заключения и списка цитируемой литературы.
В первой главе приведено краткое описание теоретических и экспериментальных работ, относящихся к фоторождению $Г° -мезонов. Рассмотрены работы, связанные с фоторождением ЗГ° -мезонов в резонансной области энергии на свободном нуклоне и на ядрах в рамках модели Ферми-газа, импульсного приближения плоской волны, импульсного приближения искаженной волны, а также резонансных моделей - модели изобарных входных состояний и изобарно-дырочного формализма.
Рассмотрены экспериментальные работы по измерению дифференциального сечения фотообразования ЯГ°-мезонов, сечения когерентного (упругого) фотообразования W°-мезонов в околопороговой области энергии, проведенные на тормозных фотонных пучках с максимальной энергией до 300 МэВ, а также работы по измерению сечения когерентного и некогерентного фотообразования ЗТ° -мезонов на углероде и полного сечения фотообразова-ния 9Г° -мезонов на ядрах &Є , С , sfe , - , с/г. и Р@ , проведенные параллельно с нами в Бонне на внутренном меченом фотонном пучке с энергией до 450 МэВ.
Втора» глава посвящена описанию формирования вторичного электронного (с энергией 4,3 ГэВ и 1,65 ГэВ) и меченого фотонного (с энергией до 1,2 ГэВ) пучков. Определены геометрические характеристики фотонного пучка, обусловленные как размерами и угловой расходимостью электронного пучка, так и угловым распределением тормозных фотонов в данном радиаторе. Описано расположение и размеры каналов системы мечения, определено энергетическое разрешение каждого канала с учетом энергетического разрешения и угловой расходимости электронов, падающих на радиатор, неоднородности индукции в рабочей области анализирующего магнита и углового разрешения счетчиков системы мечения. Приведено также описание экспериментального определения энергетического разрешения меченых фотонов.
В третьей главе описана экспериментальная установка для измерения полного сечения фотообразования ФГ° -мезонов на ядрах, приведены блок-схема электроники и перечень обозначений логических сигналов, соответствующих различным физическим информациям. Приведены вычисленные по методу Монте-Карло
- 8 конверсионные эффективности 0 -квантов для различных толщин конвертера и -телескопа с учетом и без учета обратно рассеянных электронов, отбрасываемых первым счетчиком Т -телескопа, включенным на антисовпадение с остальными счетчиками. Рассмотрены случаи попадания фотонов на конвертер под различными углами. Описывается также процесс вычисления по методу Монте-Карло эффективности регистрации °-мезонов 49Г -детектором с учетом его геометрической эффективности. Детально рассмотрены случаи когерентного фотообразования в области энергии фотонов до I ГэВ, некогерентного фотообразования ФГ0 -мезонов на углероде для энергии фотонов до 400 МэВ и фотообразования на СВО-І бодном нуклоне в энергетической области фотонов (0,2 - I) ГэВ.
Четвертая глава посвящена описанию методики проведения эксперимента, обработке результатов измерений, определению необходимых поправок к сечению фотообразования УГ°-мезонов, связанных с: - ослаблением фотонного пучка в воздухе и в мишени; потерей УТ °-мезонов, образованных под малыми углами относительно направления фотонного пучка; многократным тормозным излучением в радиаторе; вкладом электрон-позитронных пар, образовавшихся под большими углами; эффектом толщины мишени. Приведены значения полного сечения фотообразования 07" -мезонов без заряженных частиц в конечном состоянии. Обсуждение полученных результатов проведено для энергетической зависимости и J-J -зависимости полного сечения фотообразования ФҐ0 -мезонов, полного сечения фотообразования адронов, сечения когерентного фотообразования $Г° -мезонов на углероде и кислороде, сечения фоторасщепления углерода.
В заключении сформулированы основные результаты и выводы диссертационной работы.
Фоторождение пионов на ядрах с переходом ядер в определенные конечные состояния
Сравнение экспериментальных результатов полного сечения фотообразования адронов на нуклонах в резонансной области энергии фотонов /1-3/ с теоретическими вычислениями вклада каждого резонанса в полное сечение, выполненным по релятивистской формуле Брейта-Вигнера показывает, что возбуждение барионных резонансов вносит основной вклад в полное сечение. Как вытекает из мультипольного анализа, фотообразование 7 -мезонов происходит только через магнитные мультиполи, то есть амплиту-да фоторождения ФГ -мезонов в этой области энергии полностью обусловлена возбуждением резонансов, поэтому эксперименты по фоторождению $ТС -мезонов на нуклонах могут давать информацию о константе связи фотонов с барионными резонансами и их статических характеристиках /4/.
Экспериментальные значения Ю -фотообразования /5/ в области энергии первого резонанса л (3/2, 3/2) хорошо описываются резонансной кривой Брейт-Вигнера. Здесь - полная энергия, К - энергия фотона в системе центра масс, Ко - и 0 - энергия фотона и импульс пиона при резонансе в системе центра масс, Wo = 1235 МэВ и / = = 126 МэВ - резонансная энергия и ширина распада соответственно, взятые из данных по пионному рассеянию. Пороговый параметр сХ обратно пропорциональный среднему параметру столкновения , определяется экспериментально.
На рис, I приведена энергетическая зависимость фотообразования -мезонов на нуклоне. Экспериментальные точки хорошо садятся на кривую Брейта-Вигнера с параметрами &0 = = 0,278 мб и -У = 250 МэВ/с. Такому значению «Л соответствует параметр столкновения = 0,8 J-sn , что находится в хорошем согласии со среднеквадратичным зарядовым радиусом нуклонов,
В смысле возбуждения барионных резонансов фото-нуклонное взаимодействие аналогично с пион-нуклонным взаимодействием. Абсолютное значение сечения фотон-нуклонного взаимодействия, как приводится в работе /6/, связано с сечением пион-нуклонно-го взаимодействия таким образом: Такое сходство характеров сохраняется также при взаимодействии фотон - ядро и пион - ядро. Оба процесса протекают через образование барионных резонансов в ядерном веществе. В настоящее время разрабатывается теория взаимодействия фотонов и пионов с ядрами в области энергии Л (3/2, 3/2) резонанса. В отличие от взаимодействия на нуклонах в этой теории учитываются фермиевское движение в ядре, энергия связи нуклонов, влияние принципа Паули, взаимодействие в конечном состоянии как образованных пионов, так и нуклонов отдачи, поведение А -резонанса в ядерном веществе. Рассмотрим некоторые теоретические модели, описывающие фо- торождение пионов в области энергии первого резонанса. 2» Фоторождение пионов на ядрах в модели Ферми-газа. Фотообразование пионов в модели Ферми-газа рассмотрено в работе /7/. В упрощенном варианте модели ядро представляется в виде сгустка нуклонов с постоянной плотностью и импульсом, равномерно распределенным в интервале Р = СО - К$ ), где К± — импульс фермиевского движения. Фотон с первоначальным импульсом К образовывает пион с импульсом бГ , при этом передавая нуклонам ядра импульс т)=7Г— и энергию т)0 К--Е$]- # Предполагается, что пион не взаимодействует с остаточными нуклонами. По принципу Паули импульс нуклона должен быть больше импульса фермиевского движения, то есть р - Дифференциальное сечение по углам образования $Г -мезонов и кинетической энергии гГ Е п в лабораторной системе определено как Множитель перед интегралом нормирующий к сечению на один нуклон для сравнения с процессом фоторождения 07 -мезонов на свободном нуклоне. о -функция обеспечивает сохранение энергии, a О -функция позволяет первичному нуклону находиться внутри фермиевской сферы, а нуклону в конечном состоянии - вне ее. E L(k ,LP ) " нерелятивистская амплитуда процесса фоторождения нейтральных пионов /8/, диаграммное изображение которой приведено на рис. 2. Интеграл без амплитуды, зависящей от импульса, определяется как характеризующая функция Ферми-газа и определяет поведение пионного спектра. Такая простейшая модель Ферми-газа не учитывает взаимодействие в конечном состоянии как нуклонов отдачи, так и образованного пиона с остаточными нуклонами. Для учета этого взаимодействия вводится оптический потенциал пионов и нуклонов в ядерном веществе. В зависимости от формы оптического потенциала изменяется расположение и ширина резонансного пика. К такому эффекту приводит также изменение значения К± импульса фермиевского движения. Оптимальный выбор К$ и оптических потенциалов позволяет правильно описывать поведение фотоядерного сечения в модели Ферми-газа в области энергии фотонов до 400 МэВ.
Угловое распределение тормозных Т-квантов
Когерентный процесс фотообразования Гс -мезонов в области резонанса на ядре, когда ядро остаетсягв первоначальном состоянии, аналогичен с упругим рассеянием пионов на ядре, так как оба эти процесса обусловлены возбуждением в ядре Л. -резонанса и дальнейшим его взаимодействием с остальными нкулонами ядра. В ядре возможно многократное формирование и распад А fT I 10 и определяет основные черты взаимодействия в этой области энергии. Длина свободного пробега изобары в ядерном веществе оценивается v ij-m Дальнейшее взаимодействие А -резонанса с нуклонами ядра зависит от фермиевского движения нуклонов в ядре, принципа запрета Паули, Известно, что средний свободный пробег фотонов в энергетической области А -резонанса в ядерном веществе составляет о. 100у т, свободный пробег пиона -v 1ут , а характерные размеры ядер (2 t)jfm. Из-за слабого взаимодействия фотонов с ядром взаимодействие распределено равномерно по всему объему ядра, тогда как пионы рассеиваются в основном с поверхности ядра, в чем и заключается отличие между процессами когерентного фоторождения пионов и упругого рассеяния пионов.
Схожость пион-ядерных и фотоядерных процессов дает возможность применять к когерентному фоторождению 7" -мезонов феноменологическую модель изобарных входных состояний /14/, предложенная для описания пион-ядерных взаимодействий. Формализм этой модели заключается в следующем, Гильбертово пространство векторов состояний делится на три подпространства 3 ,
Подпространство Р содержит асимптотические состояния типа "пион+ядро мишени в основном состоянии", О -содержит А - ( J) - і) состояния типа п А -изобара + нук-лонная дырка", а 6? =(1-$Г-л)) включает все остальные состояния. В этой модели предполагается, что падающий пион (или фотон в процессе фоторождения) взаимодействует с ядром через А -изобары. В модели пренебрегаются прямыми переходами типа &- ;±Р и Р- Gt . Связи же входных А - ( Л - I) О состояний с состояниями у и d считаются сильными. Для учета многократного изобарных эффектов образования и поглощения изобаров в ядре в реакции фоторождения пионов соответствующий оператор перехода модифицируется таким же образом, как и оптический пион-ядерный потенциал /15,16/ в процессе упругого рассеяния пионов. Диаграмма этого процесса приведена на рис. 4. В рамках этой модели амплитуда фотообразования ФГ -мезонов для ядер с нулевым спином будет: Амплитуда M описывает пионное фотообразование и перерассеяние по нерезонансному каналу. Для Г-фотообразования этот член пренебрежимо мал. функция , умножая на Lb {к х f) является амплитудой фотообразования на единичном нуклоне, величина которой берется из мультипольного анализа. Форм-фактор Для Я - - 3 Рл соответствует ядерному форм-фактору для волновой функций гармонического осциллятора. Параметр $ -- 1,64 У по взят из данных электронного рассеяния. Параметр нелокальности Л , связанный с распространением изобары в ядре, выбирается по фитированию данных дифференциального сечения пионного рассеяния. Параметры энергетического сдвига J и резонансной ширины Л о зависят от Т -ядерных квантовых чисел. На эти параметры влияют также эффекты поглощения в ядре, принцип запрета Паули и фермиевское движение нуклонов в ядре.
Так как процесс когерентного фоторождения $Т -мезонов ротекает через те же самые входные состояния, что и упругое рассеяние, параметры модели изобарных входных состояний подбираются из условия наилучшего описания данных по пион-ядерному рассеянию. В работе /17/ рассмотрены некоторые различия между оператором перехода процесса фоторождения пионов и оптическим потенциалом процесса пион-ядерного взаимодействия. Введены поправки, связанные с фазовым пространством и плотностью ядра, с отдачей нуклона и усреднением по фермиевскому движению с движением центра масс, экстраполяцией вне массового уровня вершины
В работах /17-23/ когерентное фотообразование ""-мезонов рассмотрено в рамках изобарно-дырочного формализма, согласно которому ладящий на ядро -квант рождает пару изобара-дырка, которая взаимодействует между собой и затем аннигилирует в $Т -мезон. Считается, что пион взаимодействует с нуклоном лишь в резонансном состоянии J = 3/2, Т = = 3/2, что приводит к промежуточному возбуждению Л -изобары. По аналогии с пион-ядерным рассеянием амплитуда когерентного фоторождения $Г -мезонов запишется
Определение конверсионной эффективности Т -телескопической системы
Одним из первых экспериментов по фоторождению ""-мезонов на ядрах являются эксперименты /27,28/, выполненные на синхротроне в Беркли на / -пучке тормозного излучения с максимальной энергией 325 МэВ с помощью двухплечевого -телескопа и ионизационной камеры, служившей монитором Г-лу-чей. Измерения проведены для углов (30 ч- 150) с шагом 30 и ядер Li . Ое , t- , Jfc , Си , го . Определена зависимость сечения фотообразования "-мезонов под 90от атомного числа Л в виде Эти эксперименты стимулировали появление работы Примакова /29/, где рассмотрено фоторождение 7 -мезона в электромагнитном поле ядра и показана возможность определения времени жизни Ф -мезонов путем вычисления константы связи этого процесса. В фраскати на ГэВ-ном пучке фотонов был измерен /30/ этот эффект и получено время жизни ФТ-мезона. Надо отметить, что из-за малости сечении Примакова - эффекта в области энергии до I ГэВ и из-за его сильной направленности вперед, его доля в процессе деторождения $7-мезонов мала. Так, например, в работе /ЗІ/, в которой исследовалось дифференциальное сечение фотообразования на ядрах С , Л , Со, , и , V , La , Са и гь для максимальной энергии тормозного спектра у = 250 МэВ под несколькими углами в интервале (U + 90) особое внимание было уделено вкладу эффекта Примакова и не было обнаружено.
Дальнейшее исследование зависимости сечения фотообразования от атомного номера ядра проведено в ряде работ. В работе /32/ изучен выход "-мезонов под углом 135 относительно направления первичного / -пучка тормозного излучения с максимальной энергией 340 МэВ из ядер є, С 9 J/C, / с , ге.9 Ы/, л, Аег # Показано, что для ядер с атомным номером /г в пределах ошибок имеется зависимость & - Я t а для ядер с J) 27 - 6 -Д2/3 Измерения, но с меньшей точностью, проведены также для максимальной энер-гии фотонов с = 270, 200, 170 МэВ. Результаты совпадают с результатами t:r = 340 МэВ.
В работах /33,34/ определена зависимость сечений фотообразования ЗГ -мезонов от массовых чисел ядер для максимальной энергии фотонов тормозного спектра Lif s 256, 200, 180 МэВ на мишенях Н /С , /V % О , Jf% / , Си " Се/ % го Для легких ядер получена зависимость (Г Л7, а для тяжелых - 6 - Д . Показано также, что характер зависимости поперечного сечения образования ФГ -мезонов на ядрах от атомного номера остается неизменным для всех - - .В работе /35/ выводится обобщенная формула, характеризующая зависимость сечений фоторождения пионов на сложных ядрах от числа нуклонов при учете как обычных процессов реабсорбции, так и двунуклонного поглощения мезонов в момент рождения.
В рлде работ исследовано упругое фоторождение %Г -мезонов. Этот процесс аналогичен с упругим рассеянием электронов на ядрах, которое дает информацию о распределении зарядов в ядре, поэтому процесс упругого фоторождения пионов может давать информацию о распределении ядерной материи. Экспериментальное исследование этого процесса показывает, что среднеквадратичный радиус распределения матеїши существенно не отличается от среднеквадратичного радиуса распределения зарядов. В работах /36-41/ было исследовано дифференциальное сечение упругого фоторождения ФТ с -мезонов на // 2 в области энергии) МэВ. Было обнаружено 6 - Л зависимость и среднеквадратичный радиус для ядра И Є =1,61 //77. Результаты сравниваются с вычислениями, проведенными на основе импульсного приближения, В работах /42,43/ рассмотрен процесс упругого фоторождения ЗГ-мезонов на углероде в околопороговой области энергии. Показано, что при энергиях - = «= (160 - 200) МэВ преобладает упругое фоторождение "-мезо-нов, а при более высоких энергиях начинают проявляться неупругое фоторождение. Сравнение экспериментальных результатов с расчетами в импульсном приближении показывает, что распределение ядерной материи в углероде идентично с распределением заряда, полученным из экспериментов по рассеянию электронов. Тот факт, что основной вклад в сечении фоторождения 277" -мезонов при околопороговых энергиях вносит упругий процесс, подтверждается также в работах /44,45/, проведенных для тяжелых ядер. В работе /43/ также показывается, что сечение фоторождения пионов обнаруживает диффракционную зависимость от массового числа в околопороговой области энергий, но с увеличением энергии происходит быстрое приближение к (? /f 3 В работах /46,47/ измерено угловое распределение Ф" -мезонов при средней энергии первичных и -квантов 182 и 166 МэВ соответственно на нескольких сложных ядрах с массовым числом J! = (6 - 208) методом регистрации распадных фотонов от 57" -мезонов. Данные анализированы с целью получения сведений о распределении нуклонов в этих ядрах. Полученные среднеквадратичные радиусы находятся в согласии с радиусами, полученными другими методами.
Определение поправок к сечению фотообразования -мезонов
Экспериментальная установка для измерения полного сечения фотообразования ""-мезонов описана в работах /76-79/. На рис. 10 показан общий схематический вид установки. Радиатор анализирующий по энергиям магнит М , счетчики системы мечения Т} Т] Т", охранные счетчики ( Я,, Ях )» квантометр 61 и ливневой детектор ЛД служат для образования и регистрации меченого фотонного пучка, а мишень m , группа счетчиков Л , перекрывающая телесный угол 4 fi и охранные счетчики ( Я , Яч ) предназначены для регистрации событий фотообразования Л "-мезонов.
Ливневой детектор состоит из 20 пластин сцинтиллятора толщиной I см и площадью (30x30) см2 , прослоенных свинцовыми пластинами толщиной і Л0 . Свет со всех сцинтилляторов собирается с помощью одного световода на три фотоумножителя типа ФЭУ-30. Эти фотоумножители не спектрометрические, однако их быстродействие стало решающим фактором при их выборе, так как ливневой детектор не был предназначен для энергетических измерений. Фотоумножители были тщательно выбраны для получения по возможности близкой к линейной амплитудной зависимости выходного сигнала от энергии. Эффективность регистрации ливневым детектором с/ -квантов определяется регулярно в течении всего эксперимента. Энергетическое разрешение ливневого детектора было измерено для пучка первичных электронов с энергией 4,3 ГэВ. Оно составило 30 % (полная ширина энергетического распределения на половине высоты). Сигнал от ливневого детектора используется как для определения числа -квантов, попадавших на мишень, так и для учета доли -С- -пар, иммитирующих образование Г0-мезонов.
Система счетчиков J1& , перекрывающая телесный угол 4 7" , состоит из пяти групп сцинтилляционных счетчиков, окружающих мишень м . Каждая группа представляет собой о -телескоп, состоящий из трех сцинтилляционных счетчиков и одного слоя свинца, помещенного между первыми двумя слоями сцинтилляторов. Толщина свинцового слоя 0,8 см. Первая группа расположена поперек о -пучка и предназначена для регистрации 9Ї -мезонов, образовавшихся под малыми углами ( 4 30) в направлении вперед. С целью избавления от основной части образовавшихся в мишени - -пар, идущих в основном под малыми углами относительно 1Г-пучка и для прохождения основного фотонного пучка, не провзаимодействовавшего в мишени, в этой группе счетчиков и слоя свинца сделано отверстие диаметром 10 см. Остальные четыре группы окружают мишень сверку, снизу, справа и слева, образовывая "ящик", по центральной оси которого расположена мишень. Измерения проведены для двух расположений 4 Г -детектора и ливневого детектора. Расположение и размеры сцинтилляторов приведены в табл. 8. Эффективность каждой группы проверена до начала эксперимента под космическими лучами. Для каждого счетчика она составляла. Использовались быстродействующие фотоумножители с хорошим временным разрешением ФЭУ-30 для первой группы и ФЭУ-87 для остальных.
Охранные -лі — "ч -сцинтилляционные счетчики, включенные на антисовпадение в основной мастер, предназначены для исключения "г-алло" пучка, тридентных случаев, образовавшихся в радиаторе, а также тормозных фотонов, образованных в радиаторе под большими углами. Отверстие в центре охранных счетчиков оставлено с учетом углового распределения тормозных фотонов, описанного в 3 гл. П. Квантометр 2 , расположенный под основным пучком электронов, невзаимодействовавших в радиаторе АІ И отклоненных магнитом мечения на угол - 0,111 рад, используется для контроля над интенсивностью первичного электронного пучка. Два сцинтилляционных счетчика размерами (10x15) см2 , помещенные под Т-пуч-ком перед ливневым детектором, предназначены для регулярных контрольных измерений сечении парообразования фотонов и неэффективности регистрации ливневым детектором этих пар.
Общий вид логической блок-схемы приведен на рис. 16, перечень обозначений логических сигналов - в табл. 9. Общая блок-схема условно разделена на две части. В первой части формируются сигналы, соответствующие фотонам, падающим на мишень, во второй - организуется сигнал, соответствующий образованию /Т -мезонов в мишени. Сигналы со всех счетчиков проходят через блоки задержек, дискриминируются и формируются в логические сигналы. Чтобы избежать потерь событий из-за затухания в кабелях линий связи с пультом установки, все счетчики системы ме-чения, 4 fT детектора, в которых использовались фотоумножители ФЭУ-87 со сравнительно малым коэффициентом усиления (число каскадов усиления у ФЭУ-87 - II, тогда как у ФЭУ-30 - 14), снабжены формирователями с низким порогом срабатывания ( 30 мВ). В первой части блок-схемы формированные сигналы от каждого ряда счетчиков системы мечения подаются на схемы совпадения. Трехкратное совпадение Т; Т± Т- Т"сигналов в і -том канале системы мечения от трех рядов счетчиков в і -том канале указывает на регистрацию в -том канале электрона с энергией ( Ее ); .От сигналов охранных счетчиков организуется сум-марный антисовпадательный сигнал Л-2. Я І С использованием логического блока типа "или".
