Содержание к диссертации
Введение
ГЛАВА I. ЭЛЕКТРОННЫЕ ПУЧКИ УСКОРИТЕЛИ ИФВЭ КАК ОСНОВА ПОЛУЧЕНИЯ ШСОКОЭНЕРГЕТИЧНЫХ ФОТОНОВ 12
I. Выходы фотонов и конверсионных электронов при взаимодействии протонов с энергией 70 ГэВ 12
2. Влияние многократного рассеяния электронов в конвертере на параметры электронного пучка ... 21
3. Адронная примесь в электронных пучках 27
4. Оптимизация условий генерации электронов 35
5. Методы расчета электронных пучков 40
6. Пучки электронов и позитронов на ускорителе ИФВЭ 45
7. Выводы 53
ГЛАВА II. ПУЧКИ МЕЧЕНЫХ ФОТОНОВ НА УСКОРИТЕЛЕ ИФВЭ 57
I. Методы мечения фотонов по энергии 57
2. Энергетическое разрешение магнитной системы мечения фотонов 59
3. Основные фоновые процессы в системе мечения фотонов 68
4. Фотонные пучки на ускорителе ИФВЭ 71
5. Сравнительные характеристики систем мечения .... 79
6. Выводы 82
ГЛАВА III. ИССЛЕДОВАНИЕ ВОЗМОЖНОСТЕЙ ПОЛУЧЕНИЯ ПУЧКА ЛИНЕЙНО-ПОЛЯРИЗОВАННЫХ ФОТОНОВ НА УСКОРИТЕЛЕ ИФВЭ 84
I. Методы получения пучков поляризованных фотонов 84
2. Приближение цепочки узлов для описания когерентного тормозного излучения 86
3. Влияние параметров электронного пучка на когерентное тормозное излучение в приближении цепочки узлов 92
4. Анализ процесса когерентного тормозного излучения на основе приближения цепочки
узлов 95
5. Кратные процессы в монокристаллическом радиаторе 103
6. Установка ддя получения линейно-поляризованных фотонов на ускорителе ЙФВЭ 109
7. Ориентировка монокристалла в электронном пучке 113
8. Экспериментальные результаты по получению линейно-поляризованных фотонов на ускорителе ШВЭ 116
9. Выводы 124
ГЛАВА IV. ИСПОЛЬЗОВАНИЕ РАДИАЦИОННЫХ ПРОЦЕССОВ ДЖ ИЗМЕНЕНИЯ ХАРАКТЕРИСТИК ЭЛЕКТРОН-ФОТОННЫХ ПУЧКОВ 126
I. Исследование энергетических потерь 31-ГэВ электронов в монокристалле кремния 126
2. Понижение энергии электронов в пучке путем их радиационного торможения в аморфном
веществе 136
3. Селективное понижение энергии электронов в пучке путем их радиационного торможения в монокристалле 139
4. О возможности ужесточения спектра тормозных фотонов с помощью монокристалла 146
5. Выводы 149
ЗАКДКИЕНИЕ 152
ЛИТЕРАТУРА 157
- Выходы фотонов и конверсионных электронов при взаимодействии протонов с энергией 70 ГэВ
- Методы мечения фотонов по энергии
- Методы получения пучков поляризованных фотонов
- Исследование энергетических потерь 31-ГэВ электронов в монокристалле кремния
Выходы фотонов и конверсионных электронов при взаимодействии протонов с энергией 70 ГэВ
Расчеты ожидаемых потоков электронов и фотонов 39 , выполненные перед созданием электронного пучка на ускорителе ИФВЭ отличались между собой в 3-5 раз в зависимости от использованных моделей образования з\-мезонов в -взаимодействиях. Принимая во внимание проведенные измерения интенсивностей электронов в магнитооптическом канале 2 8 , практический интерес представляет уточнение выходов фотонов и электронов при энергии взаимодействующих ПРОТОНОВ 70 ГэВ.
Для энергетического спектра фотонов от распада зс0- гх в лабораторной системе отсчета можно получить соотноше где /V ж Nf - число фотонов и -мезонов; я - энергия фотона; SL - телесный угол; и в - утлы образования фотона и мезона по отношению к направлению падающего на мишень протона, а V , Я 0 , мт, - полная энергия, импульс и масса -мезона в энергетических единицах. Спектры (I.I) нормировав ны на одно ядерное взаимодействие протона.
При в = 0 внутренний интеграл в формуле (I.I) переходит в -функцию и выражение для спектра фотонов упрощается Дифференциальный спектр # -мезонов можно взять в виде полусуммы спектров -мезонов. В конкретных расчетах угловые и энергетические распределения -мезонов описывались полуэмпирической формулой 4I , полученной на основе двухтемпера-турной модели Вайланда и Боуэна. В расчеты по этой формуле был введен нормировочный множитель 0,5 на основании экспериментальных данных 42 по выходам 57-мезонов и фотонов в рр -взаимодействиях при энергии 23,1 ГэВ, полученных с погрешностью не более ±15$. Согласие нормированных расчетных спектров с экспериментом иллюстрируется рис. I.I. Рассчитанные спектры фотонов при энергии протонов 70 ГэВ представлены на рис. 1.2.
При высоких энергиях ввиду малости характерного угла образования конверсионных электронов (- - : I) последние движутся практически в направлении соответствующих фотонов. В этом случае дифференциальный спектр электронов (позитронов) из идеального конвертера, т.е. имеющего эффективность конверсии ]l = I при отсутствии в нем тормозного излучения, имеет вид
Методы мечения фотонов по энергии
На протонных ускорителях возможности постановки экспериментов в фотонных пучках, полученных непосредственно с мишени, облучаемой протонами, крайне ограничены. Это обусловлено большой примесью нейтронов и KL-мезонов в таких пучках, а также трудностями в определении энергии фотонов. Относительную примесь нейтральных адронов можно частично понизить применением фильтров из веществ с малым порядковым номером Z (жидкий дейтерий, литий) 75 . В нейтральном лучке при высоких энергиях мечение фотонов в принципе может быть осуществлено методом, предложенным в работе 76 # в основу метода положена связь угла разлета между двумя фотонами &м при распаде 5/-мезона в лабораторной системе отсчета с их энергиями мезона в энергетических единицах. Измеряя угол 0у и энергию одного из фотонов, можно определить энергию другого фотона. Однако реализация этого метода сопряжена с большими трудностями методического характера и фоновыми проблемами.
Для получения чистых пучков фотонов, меченных по энергии, на протонных ускорителях более перспективным является использование для этой цели электронных пучков. Пучок электронов, проходя через радиатор, испускает непрерывный тормозной спектр фотонов. Принцип определения энергии тормозного фотона Е# (мечения фотона) основан на измерении энергии первичного электрона 0 и энергии того же электрона после излучения (электрона отдачи)
При этом предполагается, что каждый электрон, провзаимодей-ствовавший в радиаторе, испускает только один тормозной фотон В этом методе обычно с помощью магнитооптической системы формируется квазимонохроматичный пучок первичных электронов. Очистка фотонного пучка от электронов осуществляется их пространственным разделением с помощью отклоняющих магнитов. Определение энергии (импульса) электрона отдачи выполняется с помощью системы мечения.
В описываемом методе можно рассматривать три типа системы мечения:
1) магнитная система, в которой определяется импульс электрона отдачи с помощью магнитного анализатора во временном совпадении с актом регистрации фотона;
2) амплитудная система, в которой энергия электрона отдачи определяется по энерговыделению в детекторе, например, в черепковских счетчиках полного поглощения, также во временном совпадении с актом регистрации фотона;
3) комбинированная система, основанная на сочетании обоих названных типов.
Простейшая в конструктивном исполнении магнитная система мечения состоит из магнитного анализатора и установленного за ним в пучке электронов отдачи координатного детектора. По измеряемой детектором координате электрона определяется его им пульс. Очевидно, в этом случае, точность измерения импульса будет определяться геометрическими параметрами пучка первичных электронов, а также расположением детектора относительно магнитного анализатора и точностью измерения координаты.
В магнитной системе мечения с несколькими координатными детекторами, установленными перед и после магнитного анализатора, точность измерения импульса электронов отдачи от геометрических характеристик пучка электронов практически не зависит и определяется в основном координатной точностью детекторов, местом их расположения, а также погрешностями в топографии магнитного поля анализатора.
Методы получения пучков поляризованных фотонов
В настоящее время можно указать несколько возможных методов получения пучков линейно-поляризованных фотонов, такие как, комптон-эффект на движущемся электроне 88 , излучение электронов при плоскостном каналировании 89 , селективное поглощение фотонов в толстом монокристалле /90»9/ когерентное тормозное излучение электронов в ориентированных монокристаллах /21»22 . Перспективными на протонных ускорителях, где фазовый объем пучков значителен, а интенсивности невелики, являются два последних указанных метода.
Метод селективного поглощения фотонов использует процесс образования е пар в монокристалле, сечение которого зависит от направления поляризации фотонов относительно плоскости, проходящей через ось монокристалла и импульс фотона. Поскольку неполя-ризованный пучок фотонов можно представить как смесь двух пучков равной интенсивности, поляризованных в двух взаимно перпендикулярных плоскостях и не обладающих постоянным соотношением фаз, то при определенных ориентациях монокристалла один из пучков поглотится в большей степени. Поэтому пучок на выходе из монокристалла будет частично поляризован. Для получения заметной степени поляризации требуется достаточно толстый монокристалл, так как указанная разнила в сечениях относительно невелика ((15-20)# их абсолютной величины при энергиях фотонов менее 50 ГэВ). В принципе, этот метод позволяет получить степень линейной поляризации фотонов близкую к 100$. Однако на практике это связано с большой потерей интенсивности фотонов и необходимостью подавления значительного электромагнитного фона. Полученный таким опоббом на электронном ускорителе пучок фотонов имеет степень поляризации 20$ 9i . Метод селективного поглощения позволяет получать пучки поляризованных фотонов вплоть до энергии первичного электрона. Следует отметить, что этот метод целесообразно использовать при энергиях фотонов порядка нескольких сотен ГэВ, так как, в этом случае разница в сечениях становится существенной, что позволяет получить пучок фотонов с высокой поляризацией при умеренных потерях его первоначальной интенсивности.
Исследование энергетических потерь 31-ГэВ электронов в монокристалле кремния
Экспериментальное исследование радиационных потерь энергии электронов в монокристаллах представляет интерес в таких аспектах как:
а) проверка справедливости известных соотношений для тормозного когерентного излучения электронов в новой области энергий более 20 ГэВ;
б) восполнение пробела в экспериментальных данных по прохождению электронов через относительно толстые монокристаллы (более 0,1 Х0 );
в) вклад спонтанного излучения при каналировании частиц в монокристаллах в общие радиационные потери энергии электронов.
Измерения радиационных потерь энергии высокоэнергетичных электронов в монокристале кремния оыли выполнены Д08/ на фи-зической установке, где ранее был получен пучок поляризованных фотонов 85 . Схема экспериментальной установки приведена на рис. 3.8. Электронный пучок с импульсом (31-0,2) ГэВ/с проходил через монокристалл кремния К , установленный в гониометре (7 . До монокристалла электроны регистрировались сщнтилляционными счетчиками Cj и С2. Пучок тормозных фотонов за монокристаллом очищался от электронов отклоняющим магнитом М. Энергия излучения электрона измерялась ливневым детектором L с толщиной по пучку л/ 20 радиационных длин, триггером для которого являлся сигнал совпадения C/s . Сигналы от ливневого детектора поступали на вход 256 канального амплитудного анализатора.
Угловые распределения электронов на монокристалле были близки к нормальным со стандартными отклонениями 4И#0,3 мрад и 0,8 мрад соответственно по горизонтали и вертикали. Калибровка ливневого детектора проводилась на описываемой установке в пучке первичных электронов и пучке меченых фотонов в диапазоне энергий (8-31) ГэВ. В этом диапазоне ливневый детектор имел линейную амплитудную характеристику и энергетическое разрешение соответственно (25-12)$ (ширина амплитудного распределения на полувысоте). Проверка нормальной работы экспериментальной установки в целом, определение поправочного коэффициента на просчеты амплитудного анализатора и ложные триггеры выполнены путем измерения спектра Бете-Гайтлера при замене монокристалла на свинцовую пластинку с эквивалентной толщиной в радиационных длинах.
