Калориметр на основе кварцевых волокон тема диссертации и автореферата по ВАК РФ 01.04.16, кандидат физико-математических наук Колосов, Виктор Аркадьевич

  • Колосов, Виктор Аркадьевич
  • кандидат физико-математических науккандидат физико-математических наук
  • 1998, Москва
  • Специальность ВАК РФ01.04.16
  • Количество страниц 118
Колосов, Виктор Аркадьевич. Калориметр на основе кварцевых волокон: дис. кандидат физико-математических наук: 01.04.16 - Физика атомного ядра и элементарных частиц. Москва. 1998. 118 с.

Оглавление диссертации кандидат физико-математических наук Колосов, Виктор Аркадьевич

Оглавление

1 Введение

2 Обзор ранних работ

2.1 Обзор вариантов переднего калориметра

2.2 Радиационные испытания кварцевых волокон

2.3 Испытания прототипа длиной 12 Хо

3 Испытания прототипов адронного кварцевого калориметра

3.1 Исследование несегментированного прототипа

3.1.1 Конструкция модулей

3.1.2 Тестовый пучек

3.1.3 Схема считывания и калибровка прототипа

3.1.4 Данные

3.1.5 Методы отбора событий

3.1.6 Флуктуации пьедесталов

3.2 Экспериментальные результаты для электронов

3.2.1 Линейность сигнала

3.2.2 Энергетическое разрешение

3.2.3 Пространственная однородность

3.2.4 Угловые эффекты

3.3 Экспериментальные результаты для адронов

3.3.1 Амплитудно-энергетическая зависимость и энергетическое разрешение для адронов

3.3.2 Отношение сигналов е/7г

3.3.3 Поперечный профиль адронного и электромагнитного ливня

3.3.4 Продольный профиль адронного ливня

3.3.5 Временная структура отклика калориметра 66 3.4 Результаты изучения продольно-сегментированного

прототипа

3.4.1 Схема установки и тестовый пучек

3.4.2 Анализ данных

3.4.3 Анализ экспериментальных результатов для отдельных частиц

4 Оценка характеристик калориметра для возможных физических процессов

5 Основные результаты исследований

6 Благодарности

А Методы восстановления сигнала от адронов и гамма-квантов при оценке отклика калориметра для адронных струй

Рекомендованный список диссертаций по специальности «Физика атомного ядра и элементарных частиц», 01.04.16 шифр ВАК

Введение диссертации (часть автореферата) на тему «Калориметр на основе кварцевых волокон»

1 Введение

Новое поколение коллайдеров, в настоящий момент представленное проектом LHC в ЦЕРН-е, предъявляет исключительные требования к элементам детекторов, в особенности, к калориметрам, работающим в области больших величин псевдобыстрот (3 < |?7| < 5). Требования к технологии определяются физическими процессами, которые требуют измерений в области переднего калориметра, и условиями в которых предстоит работать калориметру.

Одной из основных задач, стоящих перед калориметром для передней области, будет измерение потерянной поперечной энергии Одним из процессов характеризующихся потерей поперечной энергии, является распад тяжелого Хиггсова бозона по каналу Н —» Z{—> II) w\ где пара нейтрино от распада Z-бозона уносит недетектируемую поперечную энергию, равную примерно половине массы Хигссова бозона. Канал Н —> ZZ —Uli хотя и более предпочтителен с точки зрения легкости регистрации, но имеет в 6 раз меньшую вероятность. Поэтому, в следствие малого сечения рождения тяжелого (Мн > 500 — 700 ГэВ) Хигссова бозона, его регистрация становится возможной только в канале Н —> Z(—> ll)Z(—vv). При этом он дает широкий пик в распределении E™lss при Е « Мн/2. Физическим фоном к такому процессу является ZZ континуум. Из инструментальных фонов наиболее вероятны рождение Z-бозона в сопровождении адронной струи, покидающей детектор из-за недостаточного перекрытия по псевдобы-

строте и наложение нескольких событий minimum bias, способных сымитировать значительную утечку энергии Необходимость подавлять инструментальные фоны ведет к требованию перекрытия области псевдобыстрот как минимум до г) = 4 и быстрой регистрации событий, чтобы не допустить наложений minimum bias от разных взаимодействий пучков. Увеличение перекрытия до г) = 5 уже не сокращает фон. Требования к поперечной сегментации и разрешению для измерения Ertmss являются более чем умеренными.

При реконструкции массы суперсимметричных Хигссовых бозонов передний калориметр также играет существенную роль, позволяя измерить энергию, уносимую нейтрино при распаде по каналу А(Н) —» тт с последующим полулептонным распадом хотя бы одного т. Массовое разрешение достигается в основном перекрытием по псевдобыстроте, которое должно достигать г) = 5. Энергетическое разрешение в данном случае также не является критическим фактором. Так как измеряемая для этого процесса поперечная энергия мала 50 ГэВ) существенным становится вклад "pile-up", что требует проведения измерений при малой светимости ускорителя.

Кроме измерения E™lss, передний калориметр необходим для регистрации адронных струй, рождающихся в процессе qq —> {WW, ZZ —> H)jj. В случае существования Хиггсова бозона с большой массой он может рождаться в результате испускания начальными кварками пары W/Z, при этом кварки-родители станут разлетаться под малыми углами 2 < \г}\ < 5, определяемыми массами испускаемых частиц, в

область Передних Калориметров. Реконструкция подобных ("тагги-руюгцих") струй позволяет в значительной степени подавить фоны. Основной проблемой при восстановлении таких событий будут флуктуации событий "pile-up", имитирующие реальные струи. Флуктуации уменьшаются с сокращением времени сбора сигнала и зависят от поперечной гранулярности (с ростом размера ячейки начиная с определенной величины начинает заметно рости вклад от фоновых событий). Также существенно перекрытие области псевдобыстроты до ту = 4.5

Для всех вышеупомянутых задач разрешение на уровне 8Е/Е = 300%/у/Ё © 10% будет вполне достаточным[1]. Техническое решение для Переднего Калориметра должно позволить регистрировать предполагаемые физические события с требуемой точностью и одновременно обеспечивать высокую надежности работы без необходимости непосредственного доступа к калориметру:

• Время между очередными взаимодействиями пучков составляет 25 не, что в сочетании с высокой загрузкой от фоновых процессов ведет к необходимости регистрации сигнала за время меньшее, чем период между очередными взаимодействиями.

• Предполагаемые радиационные дозы в передней области будут достигать миллионов Грей, и радиационные повреждения компонентов детекторов в этой области окажутся очень сильными, что делает требования к радиационной стойкости элементов Переднего Калориметра одними из наиболее решающих для технологии[2];

• Еще одним следствием большой светимости будет чрезвычайно высокая плотность потоков нейтронов (до 109 п/см2/сек), что сильно ограничивает применение многих традиционных методик калориметрии, основанных на ионизации. Методики, малочувствительные к воздействию нейтронных потоков, таким образом будут являться одним из решений этой проблемы. Большие дозы радиации неизбежно приведут к активации материалов калориметра, создавая дополнительный источник фона. Это будет означать то, что пьедесталы каналов электроники будут зависеть не только от загрузки в каждый конкретный момент, но и от предистории светимости за достаточно длительные промежутки времени. Малая чувствительность к подобным процессам также одно из основных требований к технологии калориметрии в передней области.

• Светимость и энергия пучков ЬНС будут таковы, что энергия, выделяемая в переднем калориметре фоновыми событиями, будет значительной (около 1000 частиц с общей энергией порядка 10 ТэВ в каждом взаимодействии пучков), то есть, чтобы избежать влияния флуктуаций энерговыделения от таких событий на точность измерений нужно, по возможности, уменьшить видимый поперечный размер адронного ливня, чтобы он не превышал размера струи вплоть до больших величин псевдобыстроты.

• Немаловажным ограничивающим фактором для Переднего Калориметра является цена. Окончательное решение должно удовле-

творять требованиям, накладываемым физическими задачами и условиями работы, и при этом не выходить за рамки бюджета.

Одним из решений, удовлетворяющим перечисленным выше требованиям, является калориметр на основе кварцевых волокон, использующий регистрацию черенковского света. Данная работа посвящена исследованию прототипа калориметра, созданного по этой технологии, на высокоэнергетических пучках электронов и пионов. Кроме прямых результатов пучковых измерений, была проведена оценка характеристик калориметра при измерении ожидаемых объектов (адронных струй), основываясь на данных, полученных экспериментально.

Работа состоит из введения трех глав и приложения. В главе 2 производится обзор работ, предшествовавших исследованию, и рассматриваются варианты других технологий для переднего калориметра. Глава 3 посвящена исследованию полномасштабного прототипа и анализу полученных результатов. В главе 4 на основании экспериментальных данных производится оценка характеристик калориметра при регистрации ожидаемых в эксперименте CMS адронных струй. Приложение А посвящено изложению метода, при помощи которого на основе экспериментальных данных для калориметра с тем же продольным и поперечным делением, что и у прототипа, моделировался отклик от адронных струй.

Основное содержание диссертации опубликовано в работах [3, 4, 5]. Результаты докладывались автором на конференциях: "VI International Conference on Instrumentation for Experimenta at e+e~ Colliders" в Ho-

восибирске в феврале-марте 1996 года, на "7-th Pisa Meeting on advance detectors" на острове Эльба в Италии в мае 1997 года. Кроме того результаты докладывались членами рабочей группы В.Б.Гавриловым и Л.Суллаком (Бостонский университет) на конференции "6th International Conference on Calorimetry in High Energy Physics" во Фраскатти в Италии.

2 Обзор ранних работ

2.1 Обзор вариантов переднего калориметра

Жесткость требований, предъявляемых к переднему калориметру, вызывает необходимость использования специфических технологий, чтобы им соответствовать, и тем самым выделяет Передний Калориметр в самостоятельный объект. При этом одной из проблем становится обеспечение перехода между калориметром в районе EndCap и калориметром в передней области без возникновения неоднородностей. Возможны два способа расположения переднего калориметра безотносительно к технологии. В первом ("классическом") случае калориметр располагается на удалении от детектора (14-16 м вместо 4-6 м) и с запасом перекрывает отведенный ему диапазон псевдобыстрот, во втором случае калориметр геометрически продолжает калориметр в EndCap.

Первый вариант калориметра предоставляет большую свободу в выборе технологии, так как нет почти никаких ограничений на использование боковой поверхности калориметра и прилегающего простран-

ства. Хотя, как может показаться на первый взгляд, адронный ливень от частицы попавшей в Епс1Сар вблизи границы может дать значительную утечку в Передний Калориметр, которую трудно будет учесть из-за высокого уровня фонов, это реально оказывает минимальное воздействие на энергетическое разрешение при детектировании объектов, состоящих из многих частиц (адронных струй), что было подтверждено исследованиями при помощи пакета СЕАГ\1Т[6, 7].

Интегрированный вариант, требует совместимых технологий для Переднего Калориметра и калориметра в ЕпсЮар. Хотя такой вариант и позволяет освободить место для защиты и улучшить радиационную обстановку в передней области, он ведет к ряду серьезных проблем при детектировании физических объектов и существенному ужесточению требований к технологии, так как радиационные дозы растут обратно-пропорционально квадрату расстояния до точки взаимодействия. Кроме того растет эффективный размер адронного ливня в единицах псевдобыстроты, при сохранении размера струй и плотности фонов в этих единицах, и тем самым эффективно уменьшается соотношение сигнал/шум. С другой стороны уменьшение размеров калориметра может значительно сократить его стоимость.

Поскольку наиболее серьезным требованием к Переднему Калориметру является обеспечение надежной работы в условиях высоких радиационных загрузок возможные технологии делятся по этому критерию на два класса. В одних возможность работы достигается за счет замены веществ с недостаточной радиационной стойкостью, в других

требования выполняются за счет применения радиационно-стойких материалов. Подбор активного вещества с достаточной для Переднего Калориметра стойкостью является наиболее сложной задачей.

К первому классу относятся калориметры на основе газа (газ высокого давления и камеры с плоско-параллельными электродами) и жидкости (жидко-сцинтилляционный калориметр).

Калориметр на основе газа высокого давления предполагалось использовать в экспериментах ATLAS(LHC), GEM и SDC (SSC). Калориметр такого типа является ионизационным прибором. Поскольку ввиду малой плотности газа, собираемый заряд очень мал, это диктует необходимость увеличения давления до 15-40 атм. Типичная газовая смесь, используемая в калориметре — 90%Ar+10%CF4. Такой калориметр не является компенсированным и требует продольной сегментации. Наиболее проработанной конфигурацией является комбинированный вариант, в котором электромагнитный сегмент использует электроды типа параллельных пластин, а в адронном модуле применяется коаксиальная структура электродов — стержни внутри отверстий в поглотителе. Предполагалось, что электромагнитная секция будет иметь глубину 50 см и работать при давлении 15 атм, в то время как адронный модуль должен быть длиной 200 см и иметь давление 40 атм.

Такой вариант позволяет избежать присущей коаксиальной геометрии неоднородности отклика для электронов и значительно уменьшить присущие варианту с параллельными пластинами недостатки: высокий уровень шумов и сложность механической конструкции. Рас-

четы Монте-Карло предсказывают разрешение для струй для такого варианта: а/Е = 85%/у/Ё ф 6%. Наибольшей проблемой для этого калориметра является обеспечение безопасной работы, так как снижение до минимального уровня вероятности разгерметизации и создание надежной системы поиска и ликвидации течей достаточно сложная инженерная задача. Кроме того, необходимость обеспечить работу в мощных нейтронных потоках вызывает определенные сложности с использованием газовых смесей.

В калориметре, использующим камеры с плоско-параллельными электродами (РРС), активная среда также газ, но при атмосферном давлении, что естественным образом минимизирует вероятность течей и разгерметизации. Такой калориметр рассматривался как основной вариант в детекторе CMS[11] до того, как был отклонен в пользу кварцевого калориметра.

Регистрирующим элементом в таком калориметре является газовый зазор между двумя параллельными пластинами 1.5 мм). В качестве смеси предполагалась смесь СО2 и CF4. Высокое напряжение между электродами создает в зазоре однородное поле 40-50 кВ/см. Сигнал формируется за время ~ 1 не. Камеры способны работать в потоках частиц до 108 - 109 см 2сек 1 без заметного искажения поля. Возможный диапазон газового усиления 102 — 105. Одной из проблем технологии является вероятность пробоя, которая может оказаться значительной при больших коэффициентах усиления, низкие же коэффициенты не обеспечивают достаточного уровня усиления. Малый уровень сиг-

нала выдвигает жесткие требования к электронике считывания, для варианта, рассматривавшегося в CMS, предполагалось иметь уровень шумов около 1 ГэВ на электромагнитный ливень. Зазоры и абсорбер в варианте для CMS чередуются, оставаясь перпендикулярными направлению пучка, создавая, таким образом, сэндвич-структуру. Полная длина калориметра должна была составлять 3.3 м (12 ядерных длин поглощения). Технология не обеспечивает компенсации и предполагалось использовать продольную сегментацию. Пучковые испытания прототипов показали разрешение для электромагнитных ливней на уровне <т/Е ~ 70%/л/Ё © 3%, правда при значительной пространственной неоднородности (постоянный член приведен для случая пучка, попадающего в центр пластины). Расчеты Монте-Карло предсказывают разрешение для струй а/Е ~ 130%/л/Ё © 2%, но худшее по сравнению с вариантом калориметра с кварцевыми волокнами разрешение для адронов, полученное на прототипе, заставляет усомниться в этом результате. Кроме того механическая конструкция калориметра достаточно сложна, и газовая смесь чувствительна к мощным потокам нейтронов.

Еще одним вариантом калориметра с заменяемой средой является калориметр, использующий жидкий сцинтиллятор, циркулирующий в стеклянных трубках. При подборе сцинтиллятора с коэффициентом преломления большим, чем у стекла, и обладающего достаточной прозрачностью, система трубка-сцинтиллятор будет работать как световод, захватывая часть света, создаваемого в жидкости и передавая его

к фотоприемнику. Трубки должны располагаться в отверстиях матрицы поглотителя параллельно линии пучка, легко позволяя организовать считывания с псевдопроекционных г) — ф башен. Из-за высокого уровня сигнала 100 фотоэлектронов на ГэВ) проблема шумов становится неактуальной, так же нет проблем со скоростью считывания сигнала, так-как многие жидкие сцинтиллятора имеют время высвечивания ~ 10—15 не. При использовании водородосодержащих жидкостей, есть возможность сделать такой калориметр компенсированным. Одним из недостатков технологии является эффект каналирования, когда амплитуда сигнала очень сильно зависит от угла, под которым треки входят в калориметр, и координаты точки входа при небольших углах падения. Такой калориметр рассматривался для использования в передней области в экспериментах GEM, SDC (SSC) и ATLAS (LHC).

Ко второму типу относится ионизационный калориметр на основе жидкого аргона и черенковский калориметр на базе кварцевых волокон.

Вариант с жидким аргоном разрабатывался для эксперимента GEM (SSC) и впоследствии был принят в качестве основного для детектора ATLAS. Для Переднего Калориметра была предложена нетипичная для калориметров такого типа геометрия электродов: стержни, вставленные в отверстия в блоке абсорбера и ориентированные параллельно линии пучка. В отличие от стандартной геометрии с параллельными пластинами заполняемый аргоном зазор можно сделать очень маленьким, не допуская при этом заметных вариаций и связанных с этим не-однородностей поля. Необходимость уменьшения величины зазора до

100-500 мкм связана со значительным временем дрейфа ионов в жидком аргоне (~мсек/мм), что в условиях больших потоков энергии ведет к накоплению пространственного заряда, искажению поля и в итоге к уменьшению сигнала. Этот эффект становится особенно актуальным в случае интегрированного варианта калориметра, когда величины потоков энергии возрастают на порядок. Дрейфовое поле имеет типичное значение около 10 кВ/см, что в случае зазора 250 мкм соответствует разности потенциалов 250 В. Так как электроды располагаются параллельно линии пучка и углы по отношению к оси электродов, под которыми частицы попадают в калориметр находятся в диапазоне от 1° до 5°, несложно использовать такую геометрию как псевдопроекционную, объединяя отдельные электроды в г]—ф башни. Такая геометрия не требует дополнительных конструктивов для суммирования сигнала по глубине башни как в случае варианта с параллельными пластинами. Это значительно упрощает конструкцию и позволяет избежать введения неоднородностей в структуру калориметра.

Такой калориметр не будет компенсированным и предполагается его продольная сегментация. В случае интегрированного варианта для уменьшения поперечных размеров адронного ливня в качестве абсорбера во второй и третьей секции предполагается использовать вольфрам. Одной из основных проблем такой технологии является низкий уровень сигнала и высокий уровень шумов, что выдвигает серьезные требования к электронике считывания.

Привлекательность жидкоаргонного варианта Переднего Калориме-

тра для эксперимента ATLAS обусловлена возможностью расположить его и калориметр EndCap в общем криостате и уменьшить тем самым неоднородность отклика в области перехода, правда из-за криостата отодвинувшись от трубы ускорителя и частично потеряв область больших величин псевдобыстрот.

Электромагнитное разрешения жидкоаргонного калориметра согласно расчетам и пучковым испытаниям ожидается выше требований к калориметру в передней области. Адронное разрешение также ожидается адекватным физическим требованиям к калориметру.

Калориметр на основе радиационно-стойких кварцевых волокон[8, 9, 10] рассматривался в качестве варианта переднего калориметра в эксперименте GEM (SSC) и был принят в качестве основного решения для передней области для детектора CMS. В качестве полезного сигнала здесь используется свет, возникающий при пересечении релятивистскими частицами кварцевых волокон. Благодаря покрытию с более низким, чем у кварца, коэффициентом преломления происходит захват части света и его транспортировка к фотоприемнику. Таким образом волокно выступает как активная среда и как световод.

Благодаря практически мгновенному излучению черенковского света при пересечении волокна длительность сигнала определяется свойствами фотоприемника и без особых усилий может быть доведена до ~ 20 не, и тем самым свести к нулю перекрытие по времени событий из разных пучковых взаимодействий.

Другие важные особенности калориметра также вытекают из свойств

черенковского излучения. Свет излучается в направлении движения заряженной частицы вдоль поверхности конуса, определяемого углом ©С/г — агссов(1/(п/3)), где п — коэффициент преломления вещества, а /3 = у/с. Для типичных значений п & 1.4 пороговая скорость дает /3 рз 0.7, что делает черенковский калориметр (в отличие от технологии, основанной на измерении йЕ/йх) нечувствительным к значительной части мягких электронов и к большинству адронов в ливне. Кроме того излученный свет должен быть захвачен волокном, что вызывает резкую угловую зависимость отклика от угла падения частицы по отношению к оси волокон. Максимальный отклик был зафиксирован для чистых кварцевых волокон при угле 46° [9]. Описанные эффекты приводят к тому, что видимый размер адронного ливня для такого калориметра оказывается в 2-3 раза уже (при уровне сбора 90% энергии), чем для ионизационных методик. Размеры электромагнитного ливня получаются примерно теми же. Этот факт должен сыграть положительную роль при больших значениях псевдобыстрот, когда размер струи приближается к видимому размеру адронного ливня. В этом случае не нужно ограничивать область, по которой собирается сигнал, чтобы уменьшить вклад фона.

Особенностью черенковского калориметра является крайне малый световыход на единицу энергии. Даже при оптимальном расположении волокон фотостатистика доминирует в энергетическом разрешении для электромагнитных ливней и вносит значительный вклад в адронное разрешение.

CMS HF layout

sm

Рис. 1: Схема переднего калориметра для детектора CMS

Вариант разработанный для CMSfll, 12] предполагает продольную сегментацию посредством использования волокон разной длины, вставленных в отверстия в поглотителе под углом 0° по отношению к оси пучка и выводимых назад от точки взаимодействия (рис. 1). Такая схема обеспечивает максимальную простоту конструкции и уменьшает ее стоимость. Изначально предполагалось выводить волокна из электромагнитной секции вперед, обеспечивая светосбор за счет зеркал на концах волокон (при таких углах 80% света излучается в направлении развития ливня), но измерения, проведенные на прототипе, показали, что, с одной стороны, достаточно сложно обеспечить однородность качества нанесенной зеркальной поверхности на концы кварцевых воло-

кон, а главное, то, что частицы, пересекающие жгуты волокон, выводимых вперед, дают значительный сигнал, что становится дополнительным источником фона, особенно при установке полиэтиленовых блоков нейтронной защиты 20 см) перед калориметром. Как показали результаты испытаний прототипа, технология может позволить достичь разрешения а/Е = 270%/у/Ё 0 6% для струи, что вполне достаточно для выполнения физических требований, стоящих перед калориметром для передней области.

2.2 Радиационные испытания кварцевых волокон

Поскольку Передний Калориметр будет функционировать в чрезвычайно интенсивных радиационных полях (до 3-4 х105 Грей в год) и при очень мощных нейтронных нейтронных потоках (до 109 п/см2/сек) подбор достаточно стойкого материала для волокон был важнейшей задачей[13, 14]. Чтобы подобрать нужный тип кварцевых волокон, производилось облучение образцов, выпускаемых промышленностью, дозами до 107 Грей. Измерения коэффициента поглощения производились для диапазона длин волн от 200 нм до 700 нм, который соответствует диапазону черенковского света регистрируемого в калориметре (с учетом квантовой чувствительности ФЭУ).

Образцы волокон длиной 3 м, перечисленные в таблице 1, в мотках диаметром 290 мм были помещены в конверты из алюминиевой фольги толщиной 150 /хм, которые в свою очереди размещались в герметичном стальном контейнере. Внутренний диаметр контейнера составлял

295 мм при высоте 120 мм. Волокна испытывались на установке ГУГ-120-М в Институте Физической Химии Российской Академии Наук. Облучение осуществлялось при помощи кобальтовых источников. Поглощенная доза измерялась по степени потемнения чувствительного вещества в дозиметре. Скорость набора дозы во время измерений составляла 6.4 Грей/сек с точностью около 20%. Волокна облучались до интегральной дозы 10, 57, 100, 680 и 1000 Мрад.

Измерения коэффициента поглощения производились при помощи фотоспектрометра в Институте Радиотехники и Электроники Российской Академии Наук спустя 3 часа после завершения облучения и повторялись спустя несколько дней, чтобы проверить длительные изменения коэффициента поглощения. В качестве источника света применялась дейтериевая лампа (200 < А < 500) или обычная лампы накаливания (500 < А < 700). Коротковолновая часть спектра отрезалась посредством фильтра, чтобы избежать возможной люминесценции, которая могла бы привести к ошибкам в измерениях.

Измерения проводились двумя разными способами. При измерениях первым методом для сравнения с изучаемым волокном использовался образец волокна того же типа, не подвергшийся облучению. Для света, прошедшего через оба волокна, измерялась спектральная плотность 1г(Х), затем облученное волокно удалялось и эталонное подключалось к источнику света напрямую, после чего для него измерялась спектральная плотность ¡2 (А). Коэффициент поглощения для волокна Л (А) (дБ/м)

вычислялся по формуле:

Ь ьЬ(Х)'

где Ь длина измеряемого волокна в метрах.

Во втором методе часть облученного волокна использовалась для сравнения. После измерения спектральной плотности /[(А) от волокна отрезался кусок длины Ь и для оставшейся части волокна измерялась спектральная плотность /2(А) на выходе. Коэффициент поглощения вычислялся по формуле 1.

Точность измерения спектров поглощения для волокон оказалась не хуже 10%.

«

й о

•я

«

з а

U

а) £

ЕЛ 1Л

а о

§ н

250 300

650 700 nm

Рис. 2: Спектры поглощения для волокон KU (INFOS) для различных доз

На рисунках 2 и 3 показаны спектры поглощения для волокон KU

«

тз

Й о "Я ев 3 а

О

О initial

¿Г aterlOMrad

: Ж ater 57 Mrad

A ater 100 Mrad

Т ater 680 Mrad

+ ater 1000 Mrad

6 5

s-и

Й О

В9

a я s.

200 250 300 350 400 450 500 550 600 650 700

nm

Рис. 3: Спектры поглощения для волокон FVP (Polymicro) для различных доз

(INFOS) и FVP (Polymicro). Радиационная стойкость этих типов волокон оказалась наибольшей среди всех образцов. Хотя стойкость волокон KU оказалась хуже чем у волокон американского производства, она вполне достаточна чтобы после 10 лет эксплуатации калориметра световыход даже в самой "горячей" части упал менее чем на 50%, что не должно привести к существенному ухудшению энергетического разрешения для струй. В данном случае решающую роль играет общая стоимость калориметра, которая в значительной степени определяется стоимостью волокон.

Для всех типов после даже небольших доз наблюдается смещение окна пропускания в область длинных волн к Л = 350 нм, что делает бессмысленным применение фотоприемников, чувствительных к уль-

трафиолету. В области длинных волн рост поглощения света был обнаружен при А = 630 нм. Эта полоса поглощения объясняется многими авторами[15] появлением в результате радиационных повреждений в волокнах немостикового кислорода Другой максимум поглощения находится в районе А = 260 нм, что объясняет рост коэффициента поглощения в коротковолновом диапазоне. Кроме полос поглощения при А = 670 нм, должна быть полоса люминесценции, действие которой может проявляться в том, что для системы источник—волокно— фотоприемник измеренный коэффициент поглощения будет иметь заниженное значение.

Испытывавшиеся волокна с низким содержанием ОН- хотя и продемонстрировали большую стойкость при небольших и умеренных дозах, благодаря образованию меньшего количества немостикового кислорода, при больших дозах прозрачность оказалась для них меньше чем у волокон с высоким содержанием ОН". Пластиковые волокна не рассматривались, как решение для наиболее загруженной области, но поскольку радиационная нагрузка падает обратно-пропорционально квадрату расстояния до трубы ускорителя, благодаря их существенно более низкой стоимости, они вполне подходят для использования, начиная с 7] — 4.

Измерения апертуры кварцевых волокон с кварцевой оболочкой дали ее значение 0.23 ±0.01 для длины волны светы 628 нм. Разницы между значениями числовой апертуры до и после облучения до дозы 680 МРад в пределах статистической ошибки замечено не было.

2.3 Испытания прототипа длиной 12 Хо

Прототип калориметра с кварцевыми волокнами был собран и испытан в ИТЭФ в 1993 г. Прототип был собран из медных пластин толщиной 2 мм (ширина 4.05 см, длина 30 см), чередующихся со слоями кварцевых волокон, образуя инструментированный объем 4.05 х 12.5 х 30 см3. Волокна с ядром диаметром 300 ¡ш. и фторированной кварцевой оболочкой (диаметр 330 ¡ш) были покрыты защитным слоем акрилата (диаметр 420 цм). Числовая апертура этих волокон была равна 0.22 и не претерпевала существенных изменений в широком диапазоне длин волн. Объемная доля волокон для этого прототипа составляла примерно 8%.

Концы волокон вне абсорбера объединялись в жгуты и присоединялись к фотоумножителям, образуя матрицу "башен" 3x3. Кварцевые стержни диаметром 1 см и длинной 4 см помещались между концами волокон и окном ФЭУ и использовались в качестве оптического смесителя. В качестве оптических приемников были применены ФЭУ Наталией 11329, позволяющие выделить сигнал от отдельных фотоэлектронов.

Прототип испытывался на тестовом пучке 4 ГэВ синхротрона ИТЭФ. Пучек состоял главным образом из пионов с небольшой примесью электронов и мюонов. Пороговые черенковские счетчики, установленные перед прототипом, использовались для выделения электронов. Сцин-тиллирующая пластина, помещенная позади прототипа, позволяла вы-

делять мюоны и непровзаимодействовавшие пионы. Двухкоординат-ные многопроволочные пропорциональные камеры перед прототипом по пучку использовались в качестве координатного детектора. Перед прототипом также находились два сцинтиллирующих счетчика, которые применялись для ограничения размера рабочей области пучка 2x5 см2 и формирования триггера. Платформа, на которой был установлен калориметр, позволяла поворачивать его на различные углы в горизонтальной плоскости.

Шкала АЦП калибровалась в единицах фотоэлектронов, используя положение пика для первого фотоэлектрона. Изменение положения этого пика от времени позволяло мониторировать коэффициент усиления ФЭУ. Измерение отклика каждой башни калориметра от минимально-ионизующей частицы при угле падения 45° позволило определить эффективность светосбора и чувствительность фотокатода. Среднее число фотоэлектронов измерялось в данном случае двумя разными способами:

1. как отношение средней амплитуды сигнала к амплитуде сигнала для одного фотоэлектрона;

2. из формулы < ]Ур.е. 1п 1/^(0), где отношение числа всех событий в экспозиции к числу событий с нулевой амплитудой.

Второй метод дает хорошие результаты, если пьедестал (совокупность событий с нулевой амплитудой) достаточно четко отделен от оставшейся части амплитудного распределения, при этом он не требует ка-

либровки шкалы и линейности. Оба метода дают одинаковые результаты с точностью около 5%. Отклонения амплитуды сигнала для разных каналов от среднего значения оказались в пределах 20%.

В результате из полученного среднего значения отклика для частиц, пересекающих волокна под углом 45°, было получено, что при пересечении ядра волокон испускается 0.45 регистрируемых фотоэлектронов на 1 мм пробега частицы. Результаты моделирования методом Монте-Карло (GEANT) дали световыделение на уровне 0.7 ф.э./мм для угла падения 45°. Отношение амплитуды сигнала, полученного экспериментально, к амплитуде смоделированного сигнала позволило ввести в модель нормировку при воспроизведении электромагнитного ливня.

* 30

25 20 15 10 5 0

- */ \ • experi ment

- — МС

- > /

г >• •

"lili , , , , lili 1 1 1 1 1 1—1—1.,., 1 1 1 1 111111111 11 1 1 iiii

0 10 20 30 40 50 60 70 80 90 100

е*

Рис. 4: Зависимость амплитуды сигнала от угла падения пучка для электронов с энергией 4 гэВ

Положение пика амплитудного распределения для электронов при энергии 4 ГэВ в районе 27 ф.э. хорошо совпадает с предсказаниями модели, принимая во внимание поправочный коэффициент полученный из калибровок MIP. Эффективная длина прототипа при экспозициях под углом 45° составляла около 12 радиационных длин и была недостаточной для полного поглощения электромагнитного ливня. Модель предсказывает утечку на уровне около 8% из инструментированного объема калориметра. Принимая ее во внимание, энерговыделение в калориметре для угла падения электронного пучка 45° оказалось равным 7.3 ф.э./ГэВ. Результат аппроксимации амплитудного распределения функцией Гаусса, дает энергетическое разрешение а/Е = 21% для данной конфигурации. Легко видеть, что разрешение почти полностью определяется фотостатистикой (1/у7УфХ = 0.19).

Результаты измерений угловой зависимости для прототипа приведены на рисунке 4 вместе с зависимостью, предсказанной моделью. Видно, что положение пика (при 46°), его величина и ширина хорошо совпадают с предсказаниями GEANT. Отклонения же, наблюдаемые при малых углах, могут быть объяснены утечками, когда покинувшие калориметр электроны вызывают излучение черенковского света в материале оптического смесителя и окне фотоумножителя и, тем самым, вносят вклад в количество собираемого света.

Полученная зависимость амплитуды сигнала для электронов от угла была одним из важнейших результатов измерений. Она показала, что хотя сигнал при угле падения ф = 0° в 2-3 раза меньше нежели при

ф = 45°, количество собираемого света достаточно, чтобы обеспечить необходимую точность измерений, при существенном упрощении конструкции переднего калориметра при ориентации в нем кварцевых волокон под углом ф = 0° относительно траекторий входящих частиц.

3 Испытания прототипов адронного кварцевого калориметра

3.1 Исследование несегментированного прототипа 3.1.1 Конструкция модулей

Конструкция исследовавшегося прототипа была выбрана исходя из требований к калориметру для передней (3 < rj < 5.2) области детектора CMS[11, 12, 4]. Этот диапазон соответствует углам относительно оси пучка от <-^0.7° до Так как предполагается, что в детекторе CMS калориметр будет ориентирован так, что оси кварцевых волокон будут параллельны оси пучка, то углы между осями волокон и траекториями частиц приходящих на переднюю поверхность калориметра будут распределены в том же диапазоне. В идеале для калориметра хотелось бы избежать зависимости отклика к частице от угла под которым она входит в калориметр. Кроме того при малых углов возникает зависимость отклика от координаты точки входа, так как сигналы, от частицы, вошедшей в волокно, и от частицы, попавшей в абсорбер, могут различаться.

В испытывавшемся прототипе были использованы кварцевые волок-

на с диаметром ядра 0.3 мм и фторированной кварцевой оболочкой 0.015 мм. Волокна были расположены в поглотителе таким образом, чтобы сформировать гексагональную решетку с ребром 2.3 мм, что обеспечивало объемную долю волокон в калориметре около 1.5%. Полная длина прототипа составляла 135 см, что соответствовало 8.5 ядерным длинам взаимодействия (lAjnt = 15.8 см) или 94 радиационным длинам (1Хо = 1.44 см). Эффективный радиус Мольера был равен 1.50 см для этого прототипа. В калориметре было использовано примерно 6000 волокон, которые были сгруппированы, чтобы образовать 10 ячеек (рис 5). Каждая ячейка имела размеры 53 х 54 мм2 и содержала 598 волокон. Волокна выводились сзади и собирались в жгуты, концы которых обрабатывались и полировались. Свет из жгутов выводился на фотоумножители через гексагональные смесители .

Во время сеансов измерений использовалось несколько различных типов фотоумножителей. Во время первого цикла измерений (95 г.) были использованы 12-и динодные фотоумножители Hamamatsu R329-02 с диаметром катода 2 дюйма и боросиликатным окном, во втором цикле (96 г.) они были заменены на Philips ХР2020 того же диаметра и с тем же числом динодов. Кроме фотоумножителей с боросиликатным окном, в части экспозиций для центральной башни использовались фотоумножители с кварцевым окном (XP2020Q), чувствительные к ультрафиолетовой части спектра.

В первых экспозициях передние относительно пучка концы волокон были отполированы и зазеркалены, что сделало возможным проведение

9 8 7

10 6 5 4

3 71 2

Read-out towers

Cu absorber

2.3 mm

К—Я

2 mm

Absorber plate

Quartz libers 0 0.3 mm

Рис. 5: Схематическое изображение поперечной структуры прототипа кварцевого адронного калориметра

измерений при углах 180° между направлением пучка и осями волокон. При такой ориентации частицы попадают в прототип сзади, пересекая жгуты волокон выходящие из абсорбера. Удаление зазеркаленных концов позволило измерить, как зеркала влияют на энергетическое разрешение, пространственные и временные характеристики калориметра.

Модуль с пластиковыми волокнами применялся (главным образом в первом цикле измерений) в качестве детектора утечек (Tail Catcher — ТС) — в нем использовались волокна диаметром 1 мм в качестве активной среды и медь в качестве абсорбера (объемная доля волокон 1.3%). Длина детектора составляла 120 см (7Ajnt)- Все волокна из этого модуля сводились в один жгут, свет из которого через гексагональный смеситель попадал на ФЭУ.

3.1.2 Тестовый пучек

Измерения производились на вторичном пучке Н4 ускорителя SPS в ЦЕРН-е. Прототип калориметра был установлен на платформу, которая позволяла изменять его положение в плоскости перпендикулярной оси пучка. Изменение угла по отношению к пучку в горизонтальной плоскости осуществлялось при помощи подъемного крана. Угол относительно направления пучка в вертикальной плоскости был равен 0° на протяжении всех измерений.

Детектор утечек был установлен на неподвижном основании сзади по пучку относительно прототипа. Расстояние между задней стенкой прототипа и передней плоскостью ТС составляло 30 см, углы относительно направления пучка были равны ф = 9 = 0°, ось пучка проходила через центр модуля.

Перед прототипом находился телескоп из 5-и сцинтилляционных счетчиков. Их размеры менялись от 5 х 5 см до 2 х 2 мм, позволяя задавать поперечный размер пучка в регистрируемых событиях. Две дрейфовые камеры обеспечивали возможность определять координаты трека на передней плоскости калориметра с точностью ±0.2 мм. Сзади калориметра по пучку за массивными стальными блоками были установлены два больших сцинтиллирующих счетчика для идентификации мюонов. Схематично установка изображена на рисунке 6.

Типичная скорость набора в эксперименте составляла несколько тысяч событий за сброс. Сбросы длились 2.6 сек с периодом около 14 сек.

DC

1 S,

DC,

X Y

s2

X Y

steel steel

M*

beam

Рис. 6: Схема установки на тестовом пучке

Состав пучка менялся, завися от энергии пучка и параметров коллиматора. Например, при низких энергиях в адронных пучках была заметная доля мюонов, а положительный адронный пучек состоял из 7г-мезонов и протонов, последние доминируют при больших энергиях. Доля электронов в электронных пучках составляла (> 90% е~).

3.1.3 Схема считывания и калибровка прототипа

Сигнал с фотоумножителей выводился 80-и метровыми кабелями на АЦП в измерительной комнате. Две различные схемы считывания использовались на протяжении измерений. В первой серии тестов использовались 11-и канальные АЦП с полнам диапазоном 0.5 нКл (коэффициент усиления АЦП 4 канала/пкКл), которые работали с воротами в 60 нсек.

Коэффициенты усиления ФЭУ подбирались таким образом, чтобы в каждой ячейке иметь сигнал примерно в 300 каналов за вычетом пьедестала для пучка электронов с энергией 50 ГэВ, направленного в центр

этой ячейки. Так как почти вся (> 96%) энергия электромагнитного ливня выделяется в одной башне, коэффициент усиления ФЭУ соответствует 1.5 пкКл/ГэВ (6 каналам АЦП на ГэВ). Стабильность коэффициента усиления проверялась несколько раз на протяжении всей серии измерений (обычно каждые два дня) повтором калибровочных экспозиций с электронами 50 ГэВ. Средние значения сигналов в каждой ячейке воспроизводились с точностью примерно 2%.

Так как в каналы электроники (включая ФЭУ), в первом цикле измерений, вносили заметные нелинейные искажения в зависимость амплитуды сигнала от энергии, во втором цикле ФЭУ заменили на ХР2020. Также были внесены изменения в схему считывания: стали использоваться АЦП с динамическим диапазоном 15 бит и наименьшим регистрируемым зарядом в 50 пкКл, позволяя работать при меньших коэффициентах усиления. Во втором цикле те же 300 каналов АЦП соответствовали энергии электрона 50 ГэВ, что в свою очередь соответствовало коэффициенту усиления 0.3 пкКл/ГэВ, то есть в пять раз меньше чем в первом цикле. Как будет показано ниже, эти изменения позволили почти полностью устранить нелинейности.

Используя результаты экспозиций с электронами энергии 50 ГэВ1, была введена энергетическая шкала для прототипа, в которой энергии электрона 50 ГэВ соответствует суммарная амплитуда сигналов со всех ячеек 50 ГэВ. В дальнейшем эта шкала будет называться "электромагнитной" шкалой.

]В последних сериях экспозиций использовались электроны с энергией 80 ГэВ

3.1.4 Данные

Для отбора событий в качестве триггера использовалась схема совпадения для сигналов от сцинтилляционных счетчиков перед калориметром. В большинстве экспозиций для выработки триггерного сигнала применялись пластины размером 5x5 см2 и 2 х 2 см2 Таким образом из пучка выделялась область, совпадающая по размеру с наименьшей из пластин, то есть 2x2 см2. Информация с дрейфовых камер помогала выделить треки (лишь около 50% их можно было восстановить), попадающие в небольшую область 2 х 2 см2) на передней поверхности прототипа. Между сбросами ускорителя формировались триггерные сигналы, чтобы получить информацию о пьедесталах во всех каналах электроники. Вблизи фотоумножителей были установлены светодиоды, генерирующие сигналы для осуществления контроля за стабильностью коэффициента усиления. Эти сигналы также записывались между сбросами.

Поскольку в первом цикле измерений в каналах электроники наблюдалась заметная нелинейность, результаты этих экспозиций были использованы для изучения характеристик калориметра, для которых такая нелинейность не является источником систематических ошибок, а именно для изучения:

• пространственной однородности отклика калориметра;

• угловых зависимостей сигнала в калориметре;

• воздействия зеркал на сигнал в калориметре;

• сигнала от мюонов;

• временной структуры сигнала.

Анализ линейности сигнала в зависимости от энергии и энергетического разрешения для электронов, пионов и протонов также как и зависимости e/iг отношения был выполнен для данных из второго цикла измерений.

Для изучения характеристик калориметра в первом цикле измерений использовались следующие наборы данных:

1. Электроны с энергиями 10, 12, 15, 20, 35, 50, 80, 100, 120 и 150 ГэВ, пучек ориентирован по центру калориметра, угол между направлением пучка и осями волокон: 3° для экспозиций с зазеркален-ными концами волокон и 0° для волокон с удаленными зеркалами. Количество записываемых событий составляло примерно 25000 за экспозицию

2. Адроны при двух ориентациях калориметра: ф = 0° и ф = 180°, концы волокон зазеркалены. Отрицательные пучки адронов (тт~) имели энергии в диапазоне от 20 до 150 ГэВ. Положительные адронные пучки были с энергиями от 150 до 375 ГэВ и состояли из смеси положительных пионов и протонов с преобладанием последних при больших энергиях.

3. Электроны при энергии 80 ГэВ при различных углах: ф — 0°, 3° и 6° (концы волокон зазеркалены, в = 0°) и в = 1°, 2°, 3° и 4°

(зеркала удалены, ф = 0°).

4. Серия измерений отклика в зависимости от координаты для электронов с энергией 80 ГэВ при угле ф = 3° с зеркалами и углах ф = 0° и ф = 180° без зеркал, пионов 80 ГэВ и протонов 300 ГэВ для ф = 3° с зеркалами. Вертикальная координата модуля изменялась с шагом в 1 см, количество регистрируемых событий составляло примерно 10000 за экспозицию.

5. Мюоны с энергией 225 ГэВ при угле между осями волокон и направлением пучка 3°. В этой серии измерений концы волокон были зазеркалены.

6. Экспозиции с цифровым осциллографом2. При помощи цифрового осциллографа с очень малой длительностью строба была произведена запись изображений сигнала для электронов и пионов с энергией 150 ГэВ (для случая с зазеркаленными концами волокон) и пионов с энергией 300 ГэВ с зеркалами на концах волокон и без зеркал под разными углами: 0° и 90°. Сигналы от ФЭУ передавались к осциллографу посредством кабеля длиной 10 м. В части экспозиций стандартные ФЭУ были заменены на "быстрые" фотоумножители производства Hamamatsu.

Следующие наборы данных были использованы для анализа данных во втором цикле измерений:

2Lecroy LC7200, частота оцифровки 1 ГГц

1. Электроны с энергиями 8, 10, 12, 15, 20, 35, 50, 80, 100, 120, 150, 200 и 250 ГэВ, пучек ориентирован по центру калориметра, угол между направлением пучка и осями волокон 0°, концы волокон неза-зеркалены (впрочем как и во всех остальных экспозициях второго цикла). Считывание сигнала осуществлялось при помощи фотоумножителей ХР2020. За экспозицию набиралось примерно 25000 событий.

2. Электроны в том же диапазоне энергий и для тех же условий, но сигнал от центральной ячейки регистрировался посредством ФЭУ ХР2020(^ с кварцевым окном.

3. Отрицательные адроны с энергиями 12, 15, 20, 35, 50, 80, 100, 120, 125, 150, 175, 200, 225, 250, 275, 300, 325, 350 и 375 ГэВ. Сигнал от всех башен регистрировался при помощи ФЭУ ХР2020.

4. Отрицательные адроны в том же диапазоне энергий, но для ФЭУ ХР2020(^ в центральной ячейке.

5. Положительные адроны с энергиями 100, 125, 150, 175, 200, 225, 250, 275, 300, 325, 350 и 375 ГэВ. Пучек состоял из смеси 7г+ и протонов с преобладанием доли последних при росте энергии.

6. Электроны с энергиями 80 и 120 ГэВ, угол между волокнами и пучком 90°. Электромагнитный ливень проходил через 10-ю, 6-ю, 5-ю и 4-ю башни. Прототип перемещался перпендикулярно пучку с шагом 5 см. Сигнал от центральной башни принимался на ФЭУ

XP2020Q, от остальных на ФЭУ ХР2020.

7. Серия измерений сигнала в зависимости от координаты по оси Y для отрицательных адронных пучков с энергиями 35, 80, 150 и 350 ГэВ, ф = 0°. Шаг смещения был равен 1 см, число регистрируемых событий 10000.

8. Серия измерений сигнала в зависимости от толщины стенки из стальных блоков, установленной перед прототипом для отрицательных адронов с энергией 35, 50, 150 и 350 ГэВ, ф = 0°.

Данные, набиравшиеся в пучковых тестах записывались на ленты в формате RZ. Данные записывались на ленту в необработанном виде, то есть в виде амплитуд АЦП и ВЦП для всех задействованных каналов. В дальнейшем они были преобразованы в формат PAW ntuple, причем показания ВЦП дрейфовых камер были пересчитаны в координаты и углы трека, остальные амплитуды были оставлены в неизменном виде, чтобы обеспечить большую гибкость при анализе. Анализ данных производился при помощи пакета PAW.

3.1.5 Методы отбора событий

Чтобы подавить влияние фонов, для дальнейшего анализа отбирались только те события, для которых в течении заданного промежутка времени (длительности ворот АЦП) был только один отсчет во временно-цифровых преобразователях (ВЦП) системы триггерных счетчиков и один хорошо восстанавливаемый трек, проходящий через область на

передней поверхности калориметра размером 20 х 20 мм. Из-за низкой эффективности восстановления треков примерно 20-50% событий отвергалось на этом этапе.

Значительная доля событий (> 90%) в большинстве экспозиций относилась к частицам нужного типа, за редкими исключениями. При высоких энергиях электронные пучки содержали долю адронов и мю-онов, особенно, когда коллиматоры были открыты шире, чем нужно. Большинство таких событий (> 90%) могло быть отвергнуто сочетанием требований к амплитуде сигнала в калориметре и поперечному размеру ливня в калориметре. В качестве критерия, определяющего размер ливня, использовалось отношение калиброванной амплитуды сигнала в центральной башне к сумме сигналов во всех башнях. Упомянутый выше критерий отбора проиллюстрирован на рисунке 7 — видно, что сигналы от электронов, адронов и мюонов легко отделяются друг от друга.

Пучки адронов, как правило, имели некоторую долю мюонов. При больших энергиях мюоны легко отделялись благодаря малой амплитуде сигнала для таких событий. При малых энергиях (< 80 ГэВ) мюоны можно было выделить, используя сцинти л пирующую пластину большой площади, установленную непосредственно за калориметром, в дополнение к штатным мюонным счетчикам, установленным позади калориметра по пучку за толстыми стальными блоками.

^200

so

о

180 160 140 120 100 80 60 40 20

° 0 0.1 0.2 0.3 0.4 0.5 0.6 0.7 0.8 0.9 1

Рис. 7: Зависимость амплитуды отклика для различных частиц в зависимости от энерговыделения в центральной башне

3.1.6 Флуктуации пьедесталов

Кроме фонов и неправильно идентифицируемых частиц на экспериментальные распределения сигнала влияли электрические наводки с частотой 50 Гц. Такие наводки имели сильную корреляцию между каналами. Ошибка из-за таких наводок при анализе энергетического разрешения могла быть устранена квадратичным вычитанием RMS таких

- \ ш щ р*

- \

- \

- \ .

-

\

-

Í, 1 1 _!_!_ ,7; i i A i • t. i:.' 1 ¿2Li~'i i

наводок, измеренного в отсутствии пучка из RMS для распределения по данным.

Сэксп = ^дан — °пьед (2)

Такие поправки были существенны при малых энергиях, так как RMS наводок не зависел от энергии пучка.

3.2 Экспериментальные результаты для электронов

3.2.1 Линейность сигнала

Линейность отклика сигнала для электромагнитного ливня является одним из фундаментальных свойств калориметра, и отклонения от линейной зависимости, обнаруженные в первом цикле измерений заставили нас изменить схему считывания сигнала. После модификации сигнал перестал сильно зависеть от номеров каналов электроники и стал существенно более линейным (отклонения в пределах ±1% в диапазоне энергий электронов от 8 до 250 ГэВ, см. рис. 8). Приведенная зависимость была получена для ФЭУ ХР2020 в центральной башне.

Результаты для фотоумножителя XP2020Q в центральной башне совпадают с вышеприведенными с точностью до 1%. Численные результаты измерений приведены в таблице 2.

3.2.2 Энергетическое разрешение

Зависимость энергетического разрешения для электронов изучалась как функция от энергии в диапазоне от 8 до 250 ГэВ. На рисунке 9

ы 1-1

1.075 1.05 1.025 1

0.975 0.95 0.925 0.9

0 50 100 150 200 250

Е, веУ

Рис. 8: Отношение амплитуды сигнала для электронов к энергии как функция от энергии

приведены типичные распределения амплитуды калиброванного сигнала для электронов с энергией 10 и 200 ГэВ для ФЭУ ХР2020 в центральной башне. На рисунке также приведены результаты аппроксимации распределений функцией Гаусса. Легко видеть, что, хотя сигнал для энергии 200 ГэВ хорошо описывается этой функцией, при 10 ГэВ видно отклонение экспериментальных данных от Гауссовского распределения. Это легко объясняется тем, что распределение сигнала определяется в основном флуктуациями количества фотоэлектронов, или фотостатистикой, а такое распределение описывается формулой Пуассона.

Сигналу от одного фотоэлектрона соответствовало в первом цикле измерений 6-10 каналов АЦП, во втором — 8-15. Соотношение между

;

:

:

•V......•...... •

т * * (

1

1

I_L, 1_1_1- ■ 1 1 1 1 1 1 1 1 1 i 1 1

>.1800 (В 1боо

^350 ^ 300 I 250 200 150 100 50 0

Г 157.4 / 142

— Сош^Ш 317.9

; д Меап 198.7

; 1 Д Sigma 19.67

Г 1 1--1 1 1 1 1 1 1 1 1 ТЧ Е= л*. , , , 1 , =200 веУ 1 1 1 1 1 1 1 1

150

200

250

300

350

400

веУ

Рис. 9: Характерные амплитудные распределения сигнала для электронов разных энергий

числом каналов и количеством фотоэлектронов определялось несколькими разными способами:

1. из распределении амплитуды сигнала в ячейках, отличных от той, в которую попала частица (для экспозиций с электронами 80 ГэВ). Малый световыход (около одного фотоэлектрона) для таких ячеек позволял выделить пик от одного фотоэлектрона и, определив его положение, получить соотношение;

2. из распределении амплитуды сигнала в ячейках, в которые попадал пучек при экспозициях с мюонами, (подобные экспозиции проводились только для центральной ячейки). Здесь небольшой световыход также позволял выделить пик от одного фотоэлектрона;

3. исходя из экспозиций с лазерной калибровочной системой во втором цикле измерений.

щ ю3 10 2

10 1

0 20 40 60 80 100

ADC chart

Рис. 10: Амплитудное распределение сигнала в ячейке соседней с той, в которую попадал пучек, начало координат соответствует позиции пьедестала

В распределениях сигнала для соседних ячеек и для экспозиций с мюонами измерялось положение пика в амплитудном распределении для сигнала от одного фотоэлектрона (в этих измерениях в основном фиксировались 0 или 1 фотоэлектрон, см. рис. 10). При измерениях с

X2/ndf 198.3 / 19

PI 3008.

Р2 -0.4968

РЗ 1.249

Р4 344.8

Р5 9.903

Р6 6.348

лазерной калибровочной системой, чтобы получить амплитуду сигнала от одного фотоэлектрона, параметры распределения сигнала пере-считывались исходя из того, что для подобной системы флуктуация амплитуды сигнала полностью объясняется флуктуацией количества фотоэлектронов, которая описывается распределением Пуассона.

где <т 1ф.э. — это RMS распределения для пика от одного фотоэлектрона для каждого конкретного ФЭУ. Из-за того, что коэффициент а для ФЭУ ХР2020 был меньше единицы, Ахф.э. для лазерных калибровок имел слегка завышенное значение.

Так как характеристики оптического канала могли зависеть от качества оптического контакта, квантовой эффективности фотоумножителя, коэффициента поглощения света в волокнах и так далее, между каналами наблюдалось отклонение количества фотоэлектронов на ГэВ от среднего значения в пределах ±10% (во втором цикле до 20-30%). Это число составляло в первом цикле около 0.75 ф.э./ГэВ и уменьшилось до 0.63 ф.э./ГэВ после удаления зеркал. Во втором цикле использовались фотоумножители ХР2020, для которых этот параметр уменьшился до 0.53 ф.э./ГэВ. Заменой ХР2020 на XP2020Q можно было увеличить количество регистрируемого света до 0.87 ф.э./ГэВ за счет коротковолновой составляющей черенковского света, но для реального калориметра волокна станут непрозрачными в этой области спектра даже после сравнительно небольших радиационных поврежде-

где

(3)

ний (неск. недель экспозиции, см. раздел 2.2).

О

f

Е, GeV

25 8.1 11.1 16 25 44 100 400

3 $ 0.6

0.5

0.4

0.3

0.2

0.1

О

1—I—1—I—I—I—Г

Похожие диссертационные работы по специальности «Физика атомного ядра и элементарных частиц», 01.04.16 шифр ВАК

Заключение диссертации по теме «Физика атомного ядра и элементарных частиц», Колосов, Виктор Аркадьевич

5 Основные результаты исследований

Впервые были произведены пучковые испытания полномасштабного прототипа адронного калориметра с кварцевыми волокнами, ориентированными под углом близким к нулю по отношению к направлению входящих в калориметр частиц. Испытания производились с электронами в диапазоне энергий от 8 до 200 ГэВ и 7г~ мезонами с энергией от 10 до 350 ГэВ. Были достигнуты следующие результаты:

• Была произведена калибровка ячеек прототипа на электронных пучках, она позволила ввести энергетическую шкалу, используемую при анализе данных. Энергетическое разрешение для электронов оказалось равным сг/Е = 1.43/у/Е при постоянном члене менее 3%. Для ж" мезонов было получено разрешение а/Е = 2.72 ф 0.13. Среднее значение амплитуды сигнала от электронов линейно зависит от энергии частиц в диапазоне от 8 до 250 ГэВ, отклонения от линейной зависимости не превышают 2%. Для пионов наблюдалась заметная нелинейность сигнала от энергии — отношение амплитуды сигнала к энергии при 12 ГэВ отличалось от такого отношения при 350 ГэВ примерно на 40%, кроме того, средний отклик для электронов и пионов при одинаковой энергии значительно различается (в 1.5-2 раза), то есть калориметр был сильно нескомпенсированным.

• Помимо энергетических характеристик были определены геометрические параметры детектируемого продольного и поперечного профилей электромагнитного и адронного ливней. Измеренные геометрические размеры электромагнитного ливня оказались близкими к наблюдаемых в калориметрах, использующих измерение АЕ/йх. Для пионов с энергией от 35 до 350 ГэВ 50% сигнала собирается внутри цилиндра радиусом 15-21 мм вокруг траектории начальной частицы, уровень сбора 90% достигается в пределах радиуса 73-80 мм. Полученные величины оказались значительно меньшими, чем для калориметров типа БРАСЛЬ. Например, площадь, необходимая для сбора 90% сигнала от адронного ливня, в случае кварцевого калориметра меньше примерно в 6 раз, чем для сцинтилляционного калориметра типа ЯРАСАЬ. Наблюдаемый продольный размер адронного ливня для уровня поглощения сигнала 95% оказался примерно на 1-1.5 длин поглощения меньше, чем для сцинтилляционных калориметров. Такое поведение может быть объяснено нечувствительностью черенковского калориметра к мягким частицам и нейтронам, доля которых растет с глубиной распространения адронного ливня и при удалении от траектории начальной частицы.

• Проведены исследования прототипа адронного калориметра, имеющего продольную сегментацию. Показано, что для продольносегментированной конфигурации можно изменять отношение среднего сигнала от электронов к среднему сигналу от пионов при той же энергии, изменяя калибровочные коэффициенты для электромагнитной и адронной секций, тем самым достигая равенства откликов для этих частиц в среднем по набору событий во всех исследовавшихся экспозициях. Проанализировано влияние различных способов подобной калибровки на погрешность при измерении энергии адронных струй.

• На основе экспериментальных данных сделаны оценки характеристик калориметра для ожидаемых в эксперименте CMS "таг-гируюгцих" струй. Показано, что для смоделированных струй для калориметра с продольной сегментацией и поперечной структурой как у данного прототипа можно получить энергетическое разрешение ТэВ, оно будет составлять около 11%, что адекватно требованиям CMS, предъявляемым к разрешению переднего калориметра.

• Проведены исследования временных характеристик калориметра, они показали, что время сбора сигнала для электронов и 7г-мезонов совпадает и определяется, главным образом, свойствами фотодетектора. Такое поведение объясняется мгновенным испусканием черенковского света при пересечении волокон заряженными частицами и чувствительностью калориметра, главным образом, к ультрарелятивистским частицам.

Методика кварцевой калориметрии была предложена исходя из ожидаемой высокой радиационной стойкости кварцевых волокон, которая позволяет обеспечить надежную работу калориметра в интенсивных радиационных полях, что является одним из основных требований для экспериментов на ускорителе LHC (ЦЕРН). В результате проведенных измерений показано, что методика обеспечивает измерение потоков энергии без утечек в неинструментированные области вплоть до значений псевдобыстрот г) = 4.5, она позволяет измерять энергию адронных струй с необходимой точностью, то есть удовлетворяет требованиям, предъявляемым к калориметрам, которые будут работать в области малых углов в экспериментах на ускорителе LHC. Калориметр такого типа будет использоваться в детекторе CMS.

6 Благодарности

Автор глубоко признателен В.Б.Гаврилову за научное руководство, постоянное внимание к работе и обсуждение научных результатов. Автор также хочет выразить благодарность В.JLСтопину, Ю.Герштейну и Д.О.Литвинцеву за оказанную поддержку в работе и обсуждение результатов. Автор считает своим долгом поблагодарить всех сотрудников группы Переднего Калориметра CMS.

А Методы восстановления сигнала от адронов и гамма-квантов при оценке отклика калориметра для адронных струй

При моделировании сигнала от адронных струй в продольно-сегментированном модуле были использованы данные, полученные в экспозициях с двухсекционном прототипом, на пучках пионов и электронов. Распределения сигнала для электронов аппроксимировались пуассонов-ским распределением для числа фотоэлектронов, после чего сигнал от гамма-квантов в адронных струях моделировался с использованием параметров аппроксимации амплитудного распределения для пьедестала, взятого из данных, и величины "постоянного" члена, полученного из результатов аппроксимации зависимости энергетического разрешения от энергии для продольно-сегментированного прототипа. Сигнал от адронов восстанавливался, путем интерполяции по распределениям, полученных эксперементально, при энергии частиц меньше 350 ГэВ и экстраполяцией по данным для энергий больше 350 ГэВ.

Для каждой экспозиции с пионами для двухсекционного прототипа амплитуды калиброванного (в электромагнитной шкале) сигнала в двух продольных секциях использовались для заполнения двумерного массива 255 х 255 (амплитуда в адронном модуле в зависимости от амплитуды в электромагнитном), в котором диапазон номеров ячеек 1255 соответствовал энергетическому диапазону -10-500 ГэВ амплитуд в электромагнитной шкале (отрицательные амплитуды наблюдались из-за сильных флуктуаций пьедестала) для электромагнитной (ЕМ) и адронной (HAD) секции, а ячейка содержала число, пропорциональное количеству событий в амплитудных диапазонах для ЕМ и HAD модулей, определяемых ее номером. Сумма всех элементов была отнор-мирована на единицу. Кроме того, для каждой такой экспозиции заполнялись пары одномерных массивов из 255 элементов (-10-500 ГэВ), каждый из массивов содержал распределение амплитуды сигнала в ЕМ и HAD секциях нормированное на единицу, являясь таким образом проекцией (суммой по строкам или столбцам) двумерного массива на ось, соответствующую одной из секций. Ненормированные распределения такого типа можно увидеть на рисунке 29.

Если исходный адрон имел энергию меньше 350 ГэВ, метод моделирования сигнала по данным был следующим. Сначала выбирались два массива, соответствующие паре экспозиций с энергиями (Е\: Е2) ближайшими к энергии этого адрона (Е), таким образом, чтобы выполнялось неравенство Е\ < Е < Е2. Один из массивов выбирался как основной, а другой как вспомогательный. Основной массив выбирался случайным образом с вероятностью, определяемой формулой:

Е2 Е

Pi = р-БГ (12)

Где pi — вероятность выбрать первый массив, Е\ и Е2 — энергии, соответствующие первому и второму массиву (Е2 > Ei), Е — энергия частицы. После этого из основного массива случайно, но в соответствии со своим весом выбиралась ячейка (¿0, Jo) и определялись сумма амплитуд для обоих проекций (ЕМ и HAD), соответствующих этой энергии: io

ЕМ = AkEM

У (13)

HAD ~ AkHAD

К= 1

Здесь AkEM и'А&НД£) значения элементов массивов, соответствующих проекциям на оси ЕМ и HAD. Sqem и Sohad, таким образом, представляют собой интегральные суммы для энергетических распределений в соответствующих модулях, в зависимости от пары координат (¿(hjo)- Следующим шагом было вычисление таких же интегральных сумм (SiEM ~ Sqem и Sihad & Sqhad, суммирование производилось пока значения сумм не будут равны с точностью до АкЕМ или А^нав ) для одномерных распределений для вспомогательного массива и, как естественное следствие, второй пары координат {i\,ji). В итоге пара амплитуд сигналов (Аем, A-had) в ЕМ и HAD для частицы с энергией Е получается интерполяцией из полученных двух пар энергий, соответствующих двум парам индексов (io,jo) и (ii,ji).

Если энергия исходного адрона превышает 350 ГэВ, то для экстраполяции использовалось распределение сигнала в модулях (ЕМ,HAD) для максимальной энергии использовавшейся в экспозициях (350 ГэВ). Как и в случае с Е < 350 ГэВ начальная пара амплитуд выбиралась случайным образом из двумерного массива с учетом веса каждой ячейки. После этого пара амплитуд (Aqem,Aqhad), соответствующих индексам ячейки, скалировалась с коэффициентом Е/350. Поскольку, как следствие зависимости ctrms от энергии, реальное распределение А(Аем + A-had)Ме сужается с ростом энергии, то для более точной оценки стоит учесть этот эффект. Для энергии 350 ГэВ было вычислено среднее значение суммарной амплитуды:

Ат = МьОЕМ + ^350HAD (14)

После этого было найдено отскалированное значение этой амплитуды для энергии Е:

Ае = А™ШэВ ^

Далее была вычислена разность между суммой АоЕМ + Aqhad и средней амплитудой для энергии Е:

До = (А0ем + A0had) - Ае (16)

Следующим шагом было масштабирование До, используя зависимость а/Е, полученную в разделе 3.4.3: а/Е = А/л/Ё ф В, где параметры А и В были:

А = 2.67 ± 0.02, В = 0.133 ± 0.002 (17)

Таким образом, используя эту зависимость, получаем:

А

Окончательно требуемую пару амплитуд вычисляем, используя соотношения:

AlBM + -4ifIJ„) - ЛЕ = Д,

19)

1F,M АоЕМ

Aihad A°had

Чтобы проверить метод, были взяты амплитудные распределения при 100 и 300 ГэВ и при помощи их было восстановлено распределение при 200 ГэВ. Поскольку при этой энергии проводилась экспозиция, то результат можно было сравнить с эксперементальными распределениями при этой энергии. Так как двумерное распределение сложно для визуального восприятия, на рисунке 46 приведены его характерные проекции или энергетические распределения Аем + Анав и Аем — Анав

350 300 250 200 150 100 50 0

400 350 300 250 200 150 100 50 0 0

-300

-200

-100 0 experiment МС (data based)

250

А 4-А ЕМ HAD'

300

GeV experiment МС (data based)

100

200

А А

ЕМ HAD'

300

GeV

Рис. 46: Распределения Аем+Анаи и Лем—Лн7Ш5 наблюдавшиеся эксперементально и восстановленные, используя данные для 100 и 300 ГэВ

LO.J.Ь

Видно, что распределения хорошо согласуются между собой, хотя точки заметно разнесены между собой. Это дало повод проверить устойчивость метода к выбрасыванию части опорных точек. Для восстановления сигнала от адронных струй энергии 1 ТэВ была использована только половина распределений, и результат сравнивался с полученным для полного набора. Характерные распределения {Аем+Анаб и Аем ~ Анаб) показаны на рисунке 47.

225 200 175 150 125 100 75 50 25 0. full set reduced set ' 1 L jLJii i

400 500 600 700

800 900 1000 1100 1200 AEM+Ahad> GeV

80 70 60 50 40 30 20 10 0 full set reduced set

-600 -400 -200

200 400 600 800 1000

AemAhad> GeV

Рис. 47: Распределения АЕМ + Анаю и Аем — Ан ав для адронных струй энергии 1 ТэВ для полного и сокращенного набора опорных распределений

Сигнал от электронов моделировался, используя результаты аппроксимации амплитудных распределений, полученных на данных, распределением Пуассона. Для определения параметров аппроксимации были выбраны экспозиции при энергиях 50 и 80 ГэВ как наимение подверженные влиянию флуктуации пьедестала и постоянного члена из зависимости энергетического разрешения от энергии. Используя для распределения Пуассона, формулу р(п) = где Е - энергия частицы в ГэВ, было получено значение параметра Л = 0.42 ГэВ~1, которое и было использовано для моделирования сигнала от гамма-квантов. Поскольку энергия электронов почти полностью поглощается в электромагнитном модуле, энерговыделение в адронной части при моделировании отклика не учитывалось. Для частицы, попадающей в калориметр, амплитуда сигнала в ЕМ случайным образом выбиралась из пуассоновского распределения с параметром ХЕ в качестве среднего значения. Кроме того, амплитуда сигнала была домножена на число, случайно выбранное из диапазона от 0.9 до 1.1 чтобы, смоделировать эффект, приводящий к постоянному члену величиной около 6% в зависимости энергетического разрешения. После этого к амплитудам в обеих секциях были добавлены амплитуды, случайным образом взятые из двумерного амплитудного распределения для пьедестальных событий, чтобы учесть вклад флуктуаций пьедестала.

Список литературы диссертационного исследования кандидат физико-математических наук Колосов, Виктор Аркадьевич, 1998 год

Литература

[1] Impact of Single Particle Resolution on Very Forward Physics, CMS TN/95-075.

[2] A.Ferrando et al., Nucl. Instr. and Methods, В 83 (1993) 205.

[3] N.Akchurin et al., Qartz Fiber Calorimeter, NIM A 379 (1996) 526-527

[4] N.Akchurin et al., Beam Test Results from a Fine-sampling Quartz Fiber Calorimeter for Electron, Photon and Hadron Detection, NIM A 399 (1997) 202.

[5] N.Akchurin et al., Beam test results of CMS quartz fibre calorimeter prototype and simulation of response to high energy hadron jets, NIM A 409 (1998) 593-597.

[6] GEANT Description and Simulation Tool, CERN Program Library Long Write Up W5013.

[7] Calorimetry Performance in the Very Forward Region of the CMS Detector , CMS TN-1995/149.

[8] A.Contin et al., R&D Proposal for development of quartz fibre calorimetry, CERN DRDC/94-4 (1994)

[9] G.Anzivino et al., Nucl. Instr. and Methods, A 357 (1995) 380.

[10] P.Gorodetzky et al., Nucl. Instr. and Methods, A 361 (1995) 1.

[11] The CMS Collaboration, Technical Proposal, CERN/LHCC 94-39, 1994.

[12] The CMS Collaboration, Technical Design Report, CERN/LHCC 9731, 1997.

[13] V.Gavrilov at al., Study of Quartz Fiber Radiation Hardness, CMS TN-94-324

[14] Nuclear Instruments and Methods in Physics Research, A 361 (1995) 161-179

[15] А.Амосов, Физика и химия стекла, т. 9, № 5, стр. 569, 1983.

[16] T.A.Gabriel at al., Nucl. Instr. and Methods, A 338 (1994) 336

[17] Jürgen Krüger, Length of Calorimeters and Effect of Absorbers in Front of Calorimeters, Large Hadron Coolider Workshop, Vol. Ill (1990) 306

[18] D.Acosta et al., Nucl. Instr. and Methods, A 316 (1992) 184

Таблица 1: Характеристики испытывавшихся волокон

Марка Производитель Оболочка Содержание ОН" (ррт) Ядро/оболочка (/хм)

KU INFOS (Россия) Фторированый кварц 1000 300/325

FVP Polymicro (США) Фторированый кварц 1000 300/330

HCG Bicron (США) Фторированый кварц 1000 500/550

KUVI INFOS (Россия) Фторированый кварц 10 300/325

KS4V2 INFOS (Россия) Фторированый кварц 0 300/325

PUV Ceram Optec (Германия) Силикон 500/550

HUV Ceram Optec (Германия) Твердый полимер 500/540

Таблица 2: Сигнал и энергетическое разрешение для электронов для односекционного прототипа с ФЭУ ХР2020 в центральной башне

Энергия(ГэВ) Калиброванный сигнал(ГэВЕм) ЯМБ/А

8 8.01 ± 0.04 0.522 ±0.005

10 10.05 ±0.04 0.455 ±0.005

12 12.04 ±0.04 0.414 ±0.005

15 15.01 ±0.04 0.372 ± 0.003

20 20.22 ±0.05 0.321 ±0.003

35 35.26 ±0.06 0.242 ± 0.002

50 50.16 ±0.07 0.203 ±0.001

80 80.38 ±0.10 0.160 ±0.001

100 100.5 ±0.1 0.140 ±0.001

120 118.9 ±0.1 0.130 ±0.001

150 149.9 ±0.1 0.115 ±0.001

200 198.8 ± 0.2 0.100 ±0.001

250 244.5 ± 0.4 0.088 ±0.001

Таблица 3: Сигнал и энергетическое разрешение для 150 ГэВ электронов для разных углов

Угол (ф, в) Калиброванный сигнал (ГэВ^м) RMS (ГэВем)

0°,0° 149.5 ±0.1 13.42 ±0.08

3°,0° 150.4 ±0.2 13.38 ±0.11

6°,0° 151.1 ±0.2 13.34 ±0.12

Таблица 4: Сигнал и энергетическое разрешение для пионов для одно-секционного прототипа с ФЭУ ХР2020 в центральной башне

Энергия (ГэВ) Калиброванный сигнал(ГэВ^м) ИМЯ/А

10 4.54 ±0.22 0.829 ±0.051

12 5.81 ±0.13 0.767 ± 0.024

15 7.46 ± 0.05 0.704 ±0.007

20 10.44 ±0.05 0.608 ±0.006

35 19.57 ±0.08 0.467 ±0.004

50 28.80 ±0.10 0.395 ±0.003

80 47.77 ±0.14 0.334 ±0.003

100 61.01 ±0.17 0.304 ±0.002

120 74.88 ±0.19 0.282 ±0.002

125 78.94 ±0.17 0.280 ±0.002

150 95.93 ±0.20 0.264 ±0.002

175 113.8 ±0.2 0.248 ±0.001

200 130.7 ±0.2 0.239 ±0.001

225 146.5 ±0.3 0.230 ± 0.001

250 164.2 ±0.3 0.219 ±0.001

275 181.3 ±0.3 0.210 ±0.001

300 298.5 ±0.3 0.206 ±0.001

325 215.1 ±0.3 0.197 ±0.001

350 233.6 ±0.3 0.195 ±0.001

375 252.7 ±0.4 0.189 ±0.001

Таблица 5: Параметры аппроксимации для поперечного профиля ливня

Частица С\ (ГэВ мм"2 рад-1) ах (мм 1) С2(ГэВ мм"2 рад"1) &2 (ММ Х)

80 ГэВ е~ 0.815 ±0.016 -0.282 ±0.003 0.0101 ±0.0004 -0.0638 ± 0.0008

35 ГэВ 7г~ 0.0313 ± 0.002 -0.129 ±0.006 0.00202 ± 0.00012 -0.0362 ± 0.0009

80 ГэВ 7г~ 0.128 ±0.006 -0.175 ±0.005 0.0059 ± 0.0002 -0.0385 ± 0.0004

200 ГэВ 7Г~ 0.344 ± 0.024 -0.158 ±0.006 0.0106 ± 0.0008 -0.0349 ± 0.0009

350 ГэВ 7г" 0.611 ±0.024 -0.167 ±0.003 0.0183 ± 0.0006 -0.0356 ± 0.0004

Таблица 6: Результаты измерения продольного профиля адронного ливня

Толщина железа, см(А^) 50 ГэВтг" 150 ГэВтг"

0(0) 100 100

10(0.60 ) 92.3 ±0.6 93.9 ±0.4

20(1.19) 78.2 ±0.5 81.7 ± 0.3

30(1.79) 61.1 ±0.5 66.3 ±0.3

40(2.39) 46.9 ±0.4 53.0 ±0.3

50(2.98) 34.6 ±0.3 40.8 ±0.3

60(3.58) 24.8 ±0.3 30.8 ±0.3

80(4.77) 14.2 ±0.2 18.6 ±0.2

100(5.97) 6.87 ±0.15 10.04 ±0.14

120(7.16) 3.37 ±0.11 5.40 ±0.10

140(8.35) 1.75 ±0.08 2.91 ±0.07

Таблица 7: Сигнал и энергетическое разрешение для электронов для двухсекционного прототипа

Энергия(ГэВ) Калиброванный сигнал(ГэВем) ЯМБ/А

8 8.09 ±0.05 0.554 ±0.008

10 9.99 ±0.05 0.497 ±0.006

12 12.16 ±0.05 0.457 ±0.006

15 15.16 ±0.06 0.401 ± 0.005

20 19.74 ±0.06 0.356 ±0.004

35 34.67 ±0.08 0.267 ±0.002

80 77.79 ±0.12 0.182 ±0.001

100 100.9 ±0.1 0.165 ±0.001

150 153.0 ±0.2 0.140 ±0.001

200 191.3 ±0.2 0.127 ±0.001

Таблица 8: Сигнал и энергетическое разрешение для пионов для двухсекционного прототипа

Энергия (ГэВ) Калиброванный сигнал(ГэВ^м) ЯМБ/А

12 5.52 ±0.11 0.822 ±0.021

15 7.69 ± 0.07 0.711 ±0.009

20 10.74 ±0.07 0.594 ±0.007

35 19.44 ±0.11 0.464 ±0.005

80 47.71 ±0.17 0.328 ±0.003

100 63.01 ±0.18 0.304 ±0.002

200 130.2 ± 0.3 0.229 ±0.002

300 202.3 ±0.5 0.206 ±0.002

350 237.7 ±0.4 0.194 ±0.001

Обратите внимание, представленные выше научные тексты размещены для ознакомления и получены посредством распознавания оригинальных текстов диссертаций (OCR). В связи с чем, в них могут содержаться ошибки, связанные с несовершенством алгоритмов распознавания. В PDF файлах диссертаций и авторефератов, которые мы доставляем, подобных ошибок нет.