Содержание к диссертации
Введение
1 Электромагнитные калориметры на основе тяжелых сцинтилляционных кристаллов для экспериментов по физике высоких энергий . 9
1.1 Основные характеристики электромагнитных калориметров 9
1.2 Свойства, сцинтилляцион пых кристаллов 16
1.2.1 Сцинтиллящюнные кристаллы, применяемые в экспериментах по физике высоких энергий 16
1.2.2 Свойства, кристаллов йодистого цезия 18
1.3 Фотоприемники для сцинтилляциопных кристаллов 23
1.3.1 Фотоумножители 23
1.3.2 PIN фотодиоды и лавинные фотодиоды 25
1.3.3 Вакуумные фототриоды . 35
1.4 Эффективность светосбора счетчиков со сциптилляционнымы кристаллами 37
1.5 Контроль сщштилляциояных характеристик кристаллов и калибровка калориметра 43
1.5.1 Измерение и контроль ецинтилляционных характеристик кристаллов 43
1.5.2 Монитор ироваиие и калибровка калориметра 45
2 Разработка и создание в ШЯФ электромагнитных калориметров на основе кристаллов йодистого цезия . 47
2.1 Работы но методике калориметрии на основе кристаллов Csl в ИЯФ . 47
2.2 Цилиндрический калориметр детектора, КМД-2 50
2.2.1 Основные характеристики калориметра 51
2.2.2 Механическая конструкция и параметры элементов калориметра . 53
2.2.3 Электронный тракт 56
2.2.4 Мониторирование счетчиков и калибровка электроники 58
2.2.5 Восстановление энергии и координат частиц 61
2.2.6 Калибровка калориметра с использованием событий упругого рассеяния 65
2.2.7 Восстановление координат фотонов 67
2.2.8 Нейтральный триггер КМД-2 69
2.2.9 Характеристики калориметра при проведении экспериментов . 75
Калориметры детекторов КЕДР и WASA на основе кристаллов CsI(Na). 78
3.1 Торцевой калориметр детектора КЕДР 78
3.1.1 Изучение энергетического и пространственного разрешения калориметра на прототипе 79
3.1.2 Основные характеристики детектора КЕДР . 86
3.1.3 Общее описание торцевого калориметра 88
3.1.4 Кристаллы и счетчики 90
3.1.5 Фототриоды 93
3.1.6 Электроника торцевого калориметра 95
3.1.7 Характеристики калориметра в эксперименте 97
3.2 Калориметр детектора WASA 102
3.2.1 Основные задачи детектора и его конструкция 102
3.2.2 Сцинтмлляционный электромагнитный калориметр 105
3.2.3 Характеристики детектора в настоящее время -, 10S
Разработка и изготовление элементов калориметра детектора Belle 110
4.1 Детектор Belle 110
4.2 Электромагнитный калориметр детектора Belle 110
4.3 Процедура изготовления элементов калориметра 114
4.4 Контроль параметров кристаллов 117
4.4.1 Контроль геометрии кристалла 117
4.4.2 Измерение сцинтилляционных параметров кристалла 119
4.5 Изучение радиационной стойкости сцинтилляционных кристаллов Belle 128
4.5.1 Исследуемые образцы и измерение их сцинтилляционных характеристик 129
4.5.2 Облучение кристаллов 130
4.5.3 Изменение сцинтилляционных характеристик кристаллов под действием излучения 133
4.5.4 Обсуждение результатов изучения радиационной стойкости кристаллов CsI(TJ) 143
4.5.5 Контроль поглощенной дозы и световыхода кристаллов метра детектора Belle 147
5 Эксперименты с детектором КМД-2. Изучение процессов 150
5.1 Комплекс ВЭПП-2М 150
5.2 Система запуска детектора, и определение светимости 153
5.3 Изучение распада 155
5.3.1 Общие характеристики процесса 155
5.3.2 Выделение событий процесса
5.3.3 Анализ данных 1993 года :. 161
5.3.4 Поиск прямых распадов
5.3.5 Анализ данных 1998 года 182
5.3.6 Определение сечения процесса и параметров распада ф —> 7Г + 7Г~7ГП 183
5.3.7 Анализ распределения событий на диаграмме Далида 187
5.4 Изучение процессов с детектором КМД-2 191
5.4.1 Отбор событий изучаемого процесса 191
5.4.2 Определение числа событий изучаемых процессов 195
5.4.3 Определение сечений изучаемых процессов 198
5.4.4 Контроль правильности обработки с помощью событий процессо 202
5.4.5 Измеренные сечения и их аппроксимация 204
Заключение 211
Литература
- Сцинтиллящюнные кристаллы, применяемые в экспериментах по физике высоких энергий
- Механическая конструкция и параметры элементов калориметра .
- Процедура изготовления элементов калориметра
- Система запуска детектора, и определение светимости
Введение к работе
Эксперименты по физике элементарных частиц в области умеренных энергий, до 10-12 ГэВ в системе центра масс, являются в настоящее время одним из наиболее важных источников информации об основных параметрах квантовой хромодин амики и фундаментальных константах Стандартной Модели. Необходимым условием проведения точных экспериментов в этой области является эффективная регистрация фотонов и измерение с их параметров с высоким разрешением. Поэтому в экспериментах по физике высоких энергий электромагнитный калориметр является обязательной и очень важной частью детектора. Электромагнитные калориметры на основе тяжелых сцин-тилляционных кристаллов широко используются в таких экспериментах и обеспечивают лучшее энергетическое разрешение для .7-кзаитов.
Возможности, которые появляются при использовании больших кристаллов тяжелых сциитилляторов для регистрации j-квантов, были впервые продемонстрированы в работах Р.Хофштадтера и Р. Макали стера по изучению электромагнитной структуры ядер и протона [1].
В 1976 году был построен первый детектор с аксептапсом близким к 4тг с высо-когранулированным калориметром на основе тяжелых сциитилляционных кристаллов Nal(Tl) [2].
В середине 80-х годов начались работы над проектами детекторов с 4тг геометрией, сочетающих в себе возможности магнитного спектрометра с электромагнитным калориметром высокого разрешения. Это были проекты детектора CLEO-II с калориметром на основе кристаллов CsI(Tl) [3,4J; L3, с калориметром на основе кристаллов германата висмута [5,6] и проект СКИФ с калориметром на основе CsI(Na) [7,8], позднее вошедший в проект детектора КЕДР.
Настоящая работа посвящена разработке и созданию электромагнитных калориметров детекторов КМД-2, КЕДР, WAS А, разработке элементов калориметра, детектора Belle, а также проведению экспериментов по изучению процессов е+е~ —> ф —» 3?г и е+е~ —> тг7, т/7 на накопителе ВЭПП-2М с детектором КМД-2.
Для изучения взаимодействия легких кварков и векторных р, и), (/>-мезонов, состоящих из них, важную роль играют эксперименты, проводимые на встречных электроп-позитрошшх пучках. Распад ф —» 7г+7г~тг0 является одной из основных мод распада
0-мезопа. хотя, согласно правилу Цвейга, вероятность этого процесса должна быть подавлена. Измерение сечения е"'"е~ —7- тг^тг-?:0 в области 0-резонанса позволяет получить информацию о структуре ^-мезона и найти параметры ш — ф интерференции. Следует также отметить, что точные значения полных сечении необходимы для определения вклада, адронной поляризации вакуума в величину аномального магнитного момента мюона и других фундаментальных констант [9].
Помимо изучения полного сечения реакции е+е~ —> ф —> Зтг, представляет интерес исследование динамики этого распада. Согласно предсказанию Гелл-Мана, Шарпа. Вагнера [Ці], распад ф(ш) —Ї Зтг идет с образованием промежуточного рк состояния. Однако, начиная с работ |11,12], обсуждалась возможность наличия прямого контактного перехода ф(и) —> тг+тг~тг0. К сожалению, спектр конкретных теоретических предсказаний величины контактного члена достаточно широк [13,14,15,16]. Кроме того, согласно [17], на динамику распада, может влиять взаимодействие пионов в конечном состоянии.
Сечение реакции е+е~ —> 7г''"їг~"5Т0 в области энергий <>-мезоиа изучалось различными группами в Орсэ [18,19,20,21.22] и в Новосибирске [23,24,25,26]. В первых экспериментах [18,19,23,20]. выполненных на электрон-позитронных накопителях АСО и ВЭГШ-2 при небольших интегралах светимости, наблюдались события реакции е+е~ —^ ф -^ Зтг, и с точностью 10 ~ 20 % было измерено её сечение. В следующих измерениях, проведённых детекторами M3N [21] на накопителе АСО и ОЛЯ [24] — на ВЭПП-2М. впервые наблюдалась us - ^-интерференция в канале Зтг и было показано, что фаза интерференции близка к 180, В более поздних исследованиях, проведённых с детекторами DM1 [22] на накопителе АСО, а также ОЛЯ [25] и НД [26] - на ВЭПП-2М, сечение измерялось в более широком диапазоне от 660 до 1400 МэВ с интегральной светимостью в несколько сот обратных нанобарн. При этом была определена вероятность перехода ф —г- Зтг и угол ю — ^-интерференции.
В последние годы был проведен ряд экспериментов по изучению этого процесса с детекторами КМД-2 и СНД па накопителе ВЭПП-2М [27,28,29,30,32,33] во всей доступной области энергий. При этом полный интеграл светимости составил около 40 пбн-1. Важным результатом стали полученные группой СНД [29] свидетельства существования w'( 1400)-мезона, вклад которого необходимо учитывать и при анализе распада ф -> Зтг.
Первое рассмотрение распределения событий па диаграмме Далипа в области энер-
гиії ф было выполнено б эксперименте [34] ыа статистике всего в 708 восстановленных событий Зтг. Результаты этой работы подтвердили доминирующий механизм распада ф —> [ж —> Зтг. Однако в этой работе не учитывалась интерференция амплитуд ртг и Зтг, которую необходимо учитывать, поскольку интерференционный член отличен от нуля из-за большой ширины р-мезона. Таким образом, некорректно характеризовать распад ф —» 7ї+тї~тта вероятностями Вг(ф —> ртг) и Вг(ф —> Зтг). Более правильно приводить полную вероятность распада ф — Зтг (с учётом всех промежуточных состояний), а также соотношение амплитуд и относительную фазу ртг- и Зтг-каналов.
В работе [28], выполненной на детекторе КМД-2, впервые был проведен корректный анализ распределения на, диаграмме Далица с учетом интерференции амплитуд и получено ограничение на вклад прямого рождения системы трех пионов. Затем в эксперименте СНД [31] это ограничение было улучшено. Совсем недавно, в 2003 году, группой детектора KLOE была измерена величина вкладов "ртг" и "не ртг" амплитуд [35]. В настоящей работе описывается измерение этих величин, выполненное с детектором КМД-2.
Радиационные распады легких мезонов являются важным инструментом для изучения структуры легких адрогюв и динамики их взаимодействий, описываемых непертру-бативной КХД [36\. Несмотря на достаточно долгую историю изучения этих распадов, интерес к ним отнюдь не исчерпан. Новая информация о них позволяет определить границы справедливости модели векторной доминантности, SU(3) симметрии и дает возможность проверять различные теоретические модели легких адронов [37,38,39].
Основные данные по радиационным распадам легких нейтральных векторных мезонов, имеющиеся в настоящее время, получены в экспериментах с детекторами КМД-2 [40,41,42,43] и СНД [44,45,46]..
Настоящая работа состоит из введения, пяти глав и заключения. В первой главе подробно рассмотрены основные характеристики электромагнитных калориметров. Обсуждаются также свойства кристаллов йодистого цезия и фотоприемников.
Вторая глава посвящена развитию методики калориметрии па основе кристаллов Csl в ИЯФ. В ней также подробно описан цилиндрический калориметр детектора КМД-2.
В третьей главе описываются калориметры детекторов КЕДР и WAS А на. основе кристаллов CsI(Na) и вакуумных фотоприемников.
Четвертая глава посвящена разработке элементов электромагнитного калориметра детектора Belle и изучению радиационной стойкости кристаллов йодистого цезия.
В пятой главе описаны эксперименты но изучение процессов е+е~ —> ф —> 3vr и е+е_ —> тг7, T77i выполненные на накопителе ВЭПП-2М с детектором КМД-2. ' "
В Заключении перечислены основные результаты, полученные в настоящей работе.
Сцинтиллящюнные кристаллы, применяемые в экспериментах по физике высоких энергий
В настоящее время используются различные аппроксимации энергетической зависимости аЕ/Е. которые могут быть суммированы в форме: где i\ а основном связана с продольными утечками энергии, т2 отражает вклад боковых и обратных утечек энергии ливня, а также статистики фотоэлектронов. т3 - шумы электропики, темнотзон ток фотоприемника) фон; CTQ - вклад неоднородности отклика калориметра, неточности калибровки, частично - продольные утечки энергии. Символ означает квадратичное суммирование.
В качестве примера энергетического разрешения в диапазоне энергий до 10 ГэВ приведем результаты измерений с прототипом электромагнитного калориметра детектора Belle [51]: для матрицы 3x3 кристалла (поперечный размер примерно 18x18 см), и для матрицы 5x5 (примерно 30x30 см). Координаты фотонов и кристаллическом калориметре измеряются обычно как поправленное положение центра тяжести энерговыделения: в7 = Ро( рЛЩ,Ъ= РЛгЛЕ), (1.8) где Еи ві, if-; — энергия, выделившаяся в і-том кристалле и его угловые координаты. Поправочная функция (F) обычно может быть выражена как произведение функций, содержащих только один из углов и энергию.
Угловое разрешение зависит от энергия налетающего фотона и гранулярности калориметра. Принципиальное ограничение связано с конечным числом частиц в ливне. Так как поперечные размеры ливня почти не зависят от энергии, разрешение может быть оценено как: аг B,M/-\/Nt где Ес - критическая энергия.
Это дает при Ej-- 1 ГэВ ur 4 мм для Csl, что удивительно хорошо согласуется с экспериментальными да иными.
В упоминавшейся уже работе [51] для пространственного разрешения было получено выражение: Рассмотрим "технические11 факторы, влияющие на характеристики калориметра,. Пассивное вещество перед и внутри калориметра
При наличии пассивного вещества на пути развития ливня, часть энергии поглощается в нем, а флюктуации доли потерянной энергии дают вклад в энергетическое разрешение калориметра. Поэтому при создании калориметров стараются минимизировать количество такого вещества, однако наличие определенного количества материала, перед калориметром практически неизбежно. Даже в случае отсутствия перед калориметром обмотки магнита, перед ним обычно находятся стенка вакуумной камеры, координатная система и система идентификации частиц с общей толщиной 0,1-0,5. В случае конверсии "/-кванта в с е -шру в веществе перед калориметром, ионизационные потери энергии электрона и позитрона в этом веществе составят долю энергии ливня, которая не будет зарегистрирована калориметром. Следует отметить, что в этом случае, как потери энергии, так ы их флюктуации практически не зависят от энергии начального Y-Kванта.
Рис. 5: Моделирование энергетического распределения для 7-квантов с энергией 100 и 1000 МэВ, регистрируемых торцевым калориметром детектора КЕДР. Черным выделены события с конверсией перед калориметром.
На Рис. 5 показаны результаты моделирования энергетического распределения для 7-кватітов, регистрируемых торцевым калориметром детектора КЕДР. Толщина вещества, перед калориметром составляет около 0,4 . Как видно из рисунка, при энергии фотона J?7=100 МэВ, конверсия частиц перед калориметром приводит к появлению длинного "хвоста" в сторону низких энергий, что должно приводить к неправильной реконструкции фотона. Однако ширина основного пика энергетического распределения практически не меняется. В случае же i?7=1000 МэВ провзаимодействовавшие фотоны остаются под основным пиком распределения, увеличивая его ширину.
Однородность световыхода кристаллов Влияние неоднородности световыхода кристаллов на энергетическое разрешение изучалось в ряде работ [53,54]. При эгом было показано, что для кристаллов Csl длиной 30 см полное изменение световыхода кристалла на его длине менее 10% практически не ухудшает энергетическое разрешение.
Такое ограничение на неоднородность световыхода. было включено в технические требования па кристаллы, использовавшиеся во всех калориметрах, пред ста пленных в настоящей работе.
Люминесценция под действием ионизирующего излучения, т.е. сцинтилляции, наблюдаются у многих материалов. Для описания свойств того или иного сцинтилляцы онного материала используюся следующие характеристики:
Сцинтиллміщоїіная эффективность (L) - число сцинтилляциоиных фотонов на единицу (1 МэВ) выделенной в материале энергии. Часто в качестве синонима используется термин "световыход", однако этот же термин применяется также как характеристика ецшггилляционного счетчика, т.е. обозначает число фотонов с учетом эффективности светосбора и спектральной характеристики фотоприем 17 пика. В данной работе термин "световыход" будет использоваться в тех случаях, когда его смысл будет однозначно определяться контекстом.
Конверсионная эффективмость - отношение суммарной энергии сцинтилляцион-ных фотонов к энерговыделениго в сцинтилляторе.
Время высвечивания (т ) - обычно интенсивность сцинтилляцнонной вспышки спадает экспоненциально с показателем 7. Часто присутствует несколько экспоненциальных компонент высвечивания.
Механическая конструкция и параметры элементов калориметра .
Эффективность светосбора кристалла CsI(Tl) в форме параллелепипеда (измерения). боковые грани и задний торец покрыты черной бумагой;- боковые грани покрыты черной бумагой, дальний торец покрыт ,белым тефлоном (диффузный отражатель); А - боковые грани покрыты тефлоном, дальний торец открыт; х - боковые грани и дальний торец покрыты тефлоном.
Как видно из рисунка, оборачивание кристалла диффузно-отражающей пленкой заметно увеличивает величину световыхода кристалла. Таким образом, следует сделать вывод, что в процессе светосбора заметную роль играет рассеяние света на неоднород-ностях боковой поверхности, а возможно и в объеме кристалла. Отметим, тем не менее, что измеренные значения эффективности светосбора неплохо согласуются с приведенными выше простыми оценками.
В реальном кристалле не удается полностью избежать поглощения собственного излучения. Эффективность светосбора прямоугольного кристалла при сборе света на один из торцов и отражателем на другом торце в зависимости от положения точки излучения выражается формулой: где г - положение точки излучения, L - длина кристалла, \abs - длина поглощения собственного излучения.
На Рис. 21 показаны расчетные значения rj при различных Xabs для кристалла в форме параллелепипеда. Как видно из рисунка, при Aabs 1 м неоднородность световыхода невелика. При большем поглощении сцинтилляционного света ухудшается также и однородность светосбора.
При сегодняшнем уровне технологии выращивания щелочно-галоидных кристаллов Xai,s составляет обычно не менее 2 м, так что поглощение слабо ухудшает светосбор и практически не приводит к появлению неоднородности световыхода. Однако, под воздействием ионизирующего излучения, при дозе в несколько крад, прозрачность кристалла для собственного излучения может заметно ухудшаться, приводя к уменьшению эффективности светосбора. Подробно этот эффект будет рассмотрен в разделе 4.5.
Обычно в экспериментах по физике высоких энергий необходимо регистрировать частицы, вылетающие из точки взаимодействия. При этом предпочтительно иметь проективную геометрию кристаллов. Для этого кристаллы должны иметь не прямоугольную, а более сложную форму, чаще всего форму усеченной пирамиды.
В самом начале работы с кристаллами такой формы было отмечено [8], что они обладают специфической неоднородностью светосбора — световыход увеличивается при удалении от фотоприемника, присоединенного к большему торцу, в сторону меньшего торца. Причина такой неоднородности проиллюстрирована Рис. 22. При отражении света от боковой грани пирамиды угол между направлением луча света и осью пирамиды уменьшается. Таким образом, с учетом разницы показателей преломления кристалла и среды вне его, конус выхода света из кристалла расширяется при смещении точки излучения от выходного окна.
При не слишком больших углах, /3, между высотой пирамиды и ее боковой гранью Светособирание в кристаллах в форме усеченной пирамиды. величина эффективности светосбора может быть вычислена в соответствии с простой формулой: где z - продольная координата точки высвечивания, a R выражается формулой: где Н - длина стороны основания пирамиды.
На Рис. 23 представлены значения относительного световыхода, измеренного для кристаллов используемых в детекторе Belle. Все грани кристаллов отполированы. Сплошной линией показан результат расчета по формуле 1.23. Наблюдается хорошее согласие расчета и измерений.
Обычно для элементов больших калориметров эффективность светосбора составляет от 10 до 30%. В лабораторных условиях удается достичь заметно более высокой эффективности. Например, в работе [92] с кристаллом CsI(Tl), имеющим форму усеченной пирамиды с размерами (30х30)х(60х60)х250 мм3 была получена эффективность светосбора порядка 50% при съеме света с помощью PIN ФД с рабочей площадью 28x28 мм2. 1.2 г
Эффективность светосбора кристалла в форме усеченной пирамиды (Измерения с кристаллами Belle)— измеренные значения для различных кристаллов одинаковой формы при [3 = 0, 87. Сплошная линия - расчет по формуле 1.23. Ь) - усредненные в каждой точке по z значения. Показаны расчетные кривые для трех различных типов кристаллов. Контроль сцинтилляционных характеристик кристаллов и калибровка калориметра Измерение и контроль сцинтилляционных характеристик кристаллов Для измерения сцинтилляционных характеристик кристаллов после получения с завода-изготовителя, а затем в процессе изготовления счетчика, используются у-нсточники с известной энергией 7 КВ ІНТОВ, Е-у. Наиболее удобным 7 иеточником является с изотоп 137Cs с единственной 7-линией Е1 = 661,6кэВ и периодом полураспада 7\/2 = 30 лет. Электроны /3 -распада этого изотопа имеют максимальную энергию 0,512 МэВ и поглощаются тонким поглотителем. В некоторых случаях применяются и другие 7-источникн. например 22Na (JK, =511, 1275 кэВ), 60Со (JE, =1173, 1333 кэВ), 88Y {Е1 =898, 1839 кэВ), однако они менее удобны в работе.
Типичная схема измерения сцинтилляционных свойств кристаллов, применявшаяся в настоящей работе, показана на Рис.24. Исследуемый кристалл устанавливается вертикально на входное окно фотоумножителя. Измерения могли проводиться как при наличии оптического контакта, так и без него.
Процедура изготовления элементов калориметра
В процессе изготовления элементов калориметра контролировались световыход и однородность световыхода счетчиков, а также ширина пика полного поглощения в спектре 137Cs.
Для измерения сцинтилляционных свойств кристаллов использовалась методика, описанная в разделе 1.5.1. При этом применялся фотоумножитель типа Hamamatsu Rl847-07 с диаметром фотокатода 50 мм без оптического контакта с кристаллом. В качестве источника гамма-квантов использовался 137Cs, помещенный в свинцовый коллиматор, который обеспечивал ширину облучаемой на кристалле области около 1 см. Сигнал с ФЭУ формировался усилителем-формирователем, оцифровывался АЦП и передавался на персональный компьютер.
В качестве образцового использовался стандартный детектор на основе кристалла Csl(Tl) диаметром 25 мм и высотой 25 мм. Далее в этой главе световыход кристаллов приводится в единицах световыхода образцового детектора. В соответствии с техническими спецификациями, световыход по-крайней мере 90% счетчиков должен был превышать 0,29 в этих единицах (0,27 для всех счетчиков).
На Рис. 84 приведены амплитудные распределения для типичного кристалла, покрытого тефлоном и помещенного в лавсановый контейнер, измеренные для нескольких положений коллиматора по высоте.
Ширина пика полного поглощения гамма-кванта с энергией 662 кэВ составляет ад//-1(5,5 -г- 7)% во всех точках, кроме первой. В ближайшем к ФЭУ положении коллиматора пик значительно шире ( (8 -г 9%)). что вызвано заметной поперечной неоднородностью светосбора, связанной с тем, что входное окно ФЭУ существенно меньше торца кристалла. Для элементов детектора Belle требовалось, чтобы величина СА/Л не превышала 8% во всех точках по высоте кристалла, кроме первой.
На Рис. 85,а показаны значения световыхода в зависимости от положения коллиматора для 12 кристаллов при первичном измерении. Боковые поверхности кристаллов не полированы, кристалл помещен в контейнер из алюминязироваш-юго лавсана. Как видно из рисунка, все кристаллы имеют заметную неоднородность световыхода, при этом его величина уменьшается с удалением от входного окна ФЭУ. На Рис. 85,Ь пока 1 330 300 і 25G 200 ІЬО 1GD .=j[] L J амплитудные распределения для типичного кристалла. заны результаты таких же измерений для 10 кристаллов с полированными боковыми гранями. Для 9 из них видна значительная неоднородность световыхода, однако при этом световыход увеличивается с удалением от ФЭУ. Такая зависимость обсуждалась к разделе 1.4. Для одного из кристаллов упомянутого эффекта не наблюдается, что объясняется наличием в объеме кристалла, мелких дефектов, приводящих к рассеянию света.
На Рис. 86 приведены результаты измерения световыхода для типичного кристалла на различных стадиях работы с ним — при входном контроле, после полировки и компенсации неоднородности и после оборачивания счетчика тсфлоновым отражателем и алгомшшзированным лавсаном.
Распределения по величине световыхода. и неоднородности для партии из 872 счетчиков представлены на Рис. 87. Как видно из рисунков, все кристаллы удовлетворяют техническим требованиям, причем большинство кристаллов имеет световыход, значительно превышающий нижнюю границу.
Изготовление элементов электромагнитного калориметра, детектора Belle продолжалось около четырех лет - с 1994 по 1998 год. На Рис, 88 показано, как менялись средний световыход и неоднородность световыхода. счетчиков в течение этого времени. Усреднение проведено по партиям поставляемых в КЕК кристаллов (от 100 до 200 штук).
Световыход в зависимости от положения коллиматора при первичном измерении. Кристалл помещен в контейнер из алюминизированного лавсана, а - боковые поверхности кристаллов не обработаны, b - боковые грани полированы.
Система запуска детектора, и определение светимости
Во время проведения экспериментов контролируются поглощенная кристаллами калориметра доза, и изменение их световыхода. Для определения дозы, поглощенной кристаллами, измеряется темповой ток фотодиодов. Разность величины тока Д/D = Іо(єхр) — /D(0) во время эксперимента, Іо(ехр), и в отсутствие пучков, /D(0), связана со средней по кристаллу поглощенной дозой соотношением (4.4). Константа IR В этой формуле вычисляется из величины собранного ФД заряда на 1 Мэв выделенной в кристалле энергии ( 5000 фотоэлектронов/МэВ) и массы кристалла. При наборе поглощенной дозы 100 рад за время 107 с средний темновой ток составляет 2,5 нА.
По подключению напряжению смещения все счетчики разделены на 16 групп, как показано на Рис. 106. (по 6 групп в каждом из торцов и 4 группы в цилиндрической части). Измеряется суммарный темновой ток всех ФД группы. Группы счетчиков калориметра Belle по напряжению смещения.
Измеренная величина поглощенной дозы за первые три года работы установки псжа-зана на Рис. 107. За это время было набрано около 100 фбн-1 интегральной светимости. Как видно из рисунка, средняя поглощенная доза в торцевых кристаллах составляет около 50 рад. Для наиболее близких к пучку кристаллов уровень дозы достигает 1 рад/фбн-1.
Изменение световыхода кристаллов контролируется путем регулярных калибровок с космическими частицами. На Рис. 108 представлена зависимость среднего световыхода кристаллов в различных областях калориметра от поглощенной дозы излучения.
Как видно из рисунка, среднее падение световыхода при поглощенной дозе 50 рад составляет около 3,5%. При этом, в соответствии с тем, что описано в предыдущих раз 148
Уменьшение среднего световыхода кристаллов в зависимости от поглощенной дозы для различных областей калориметра. делах, скорость падения световыхода замедляется при увеличении поглощенной дозы.
Таким образом, следует сделать вывод, что радиационво-стимулированное уменьшение световыхода. кристаллов не будет заметно влиять на работоспособность калориметра.
Калориметры, описанные в предыдущих главах, использовались во многих экспериментах с детекторами КМД-2, КЕДР, WASA и Belle. Основные работы, выполненные с этими установками перечислены в Табл.18. Во всех этих экспериментах роль электромагнитных калориметров была очень существенной.
Большой цикл работ но измерению адронных сечений в е+е -аі-шигиляции при энергии до 1.4 ГэВ был выполнен на. накопителе ВЭГШ-2М с детектором КМД-2. Результаты измерения сечения основных процессов с детектором КМД-2 показаны на Рис.109. В настоящую работу сошли эксперименты по изучению распадов Ф — Л"5г0, а также Ф —± 7Г7,??7; выполненные с детектором КМД-2.
Ускорительно-накопительный комплекс, схема которого приведена на рисунке 110, состоял из инжектора, синхротрона, бустера и накопительного кольца [170] для проведения экспериментов. Инжектором комплекса является импульсный ускоритель электронов с максимальной энергией частиц 3 МэВ. В синхротроне Б-ЗМ электроны ускоряются до энергии 200 МэВ, после чего инжектируются в бустерпый накопитель БЭП [171]. В режиме накопления позитронов в канал между Б-ЗМ и БЭП вводится вольфрамовый конвертор.
Накопитель ВЭПП-2М представляет собой ясесткофокусирующее кольцо с четырьмя прямолинейными промежутками ( 200 см). В одном из промежутков находился ускоряющий резонатор, в противоположном — сверхпроводящий Виглер-магыит ("змейка") [171], служивший для получения большей светимости за. счет увеличения радиального фазового объема пучка. В двух других промежутках были установлены детекторы КМД-2 и СНД [67]. Рабочие токи в ВЭПП-2М составляли 10 40 мА.
Световыход типичного кристалла на различных стадиях работы с ним. при входном контроле после полировки и компенсации неоднородности, А - завершающий контроль. некоторое улучшение однородности световыхода кристаллов со временем.
Точность определения сцинтилляционных параметров и поперечная неоднородность
Для определения точности измерения сцинтилляционных параметров кристаллов и оценки поперечной неоднородности световыхода была проведена специальная серия из 123 мерений с набором из 150 кристаллов после их стандартной упаковки. Каждый счетчик сканировался дважды на измерительном стенде. При первом сканировании кристалл был повернут одной из боковых гранен (обозначим ее А) к источнику 137 Cs, а при втором - противоположной стороной ( В).
Обозначим как k световыход, измеренный в і -той точке сканирования (то есть па расстоянии ЇХ Зсм от ФЭУ). L и G. как и в предыдущих разделах, означают соответственно средний световыход и неоднородность световыхода.
Анализ этих измерений показал что разброс результатов измерения световыхода, сделанных в одних и тех же условиях, па той же установке и близко по времени, составляет около а(іів) = о (Іів/ил}/\/2 = 0.7%, что получается квадратичным сложением флюктуации общего уровня (т.е. разброс среднего значения световыхода от одной установки кристалла на стенд к другой), о"о = 0.6%, и индивидуального разброса (т.е. разброс результатов во время одного сеанса измерений), о\ = 0.3%. Точность измерения среднего световыхода около 0.64%, что определяется главным образом флюктуциями общего уровня. Точность определения неоднородности световыхода в тех же самых условиях составляет a{G) = O(GB — G.A) = 0.45%, что соответствует точности измерения световыхода в отдельной точке измеренизг.
