2 Исследования по релятивистской ядерной физике
реклама
2 Исследования по релятивистской ядерной физике 2.1 Проект ALICE. «Поиск кварк-глюонной материи при столкновении ультрарелятивистских ядер» 2.1.1 Функционирование стартового детектора Т0 в триггерной и времяпролётной системах эксперимента ALICE Экспериментальная установка ALICE представляет собой сложный многоцелевой комплекс детекторных систем, обеспечивающий возможности всесторонних исследований процессов столкновений ядер сверхвысоких энергий (Рис.1). В качестве возможных сигналов проявления кварк-глюонной плазмы будут исследованы процессы рождения странных, очарованных и прелестных частиц, рождения состояний чармония и ботомония, коллективные потоки, подавление рождения струй, прямые фотоны и т.д. Рисунок 1 - Экспериментальная установка ALICE В этом комплексе детекторов важную роль играет стартовый время - пролетный и триггерный детектор Т0, созданный при определяющем вкладе ИЯИ РАН. Детектор располагается вблизи точки столкновения релятивистских ионов с двух сторон от этой точки (Т0-А и Т0-С) и обеспечивает рожденных частиц, мониторирование проведение измерений множественности и определение светимости, измерение времени- пролета рожденных частиц, диагностику пучка и используется как триггерный детектор. В 2012 году проводились сталкивающихся протонов физические и пилотных измерительные сеансы на пучках столкновений протонов с ионами свинца . T0 принимал участие (100%) во всех измерительных сеансах проводимых экспериментом 45 ALICE. Модернизация, устранение неполадок, поддержание работоспособности, обеспечение безаварийного процесса измерений и получения экспериментальных данных с детектора Т0 были выполнены практически полностью сотрудниками ИЯИ. 2.1.1.1 Анализ и устранение неисправностей в работе Т0 детектора в течение протонного и протон-ионного сеансов на LHC (январь – декабрь 2012 гг.) Анализ работы детектора Т0 в 2012 году показал, что основные параметры детектора Т0 соответствуют требованиям, однако были выявлены ряд факторов, влияющих на результаты измерений и установки параметров системы управления и контроля. В работе лазерной системы было обнаружено влияние магнитного поля на работу аттенюатора лазерной системы калибровки и разброс амплитуд на всех амплитудных каналах детектора при одном и том же значении аттенюатора. Для решения первой проблемы в январе 2012 года была произведена замена старого аттенюатора на новый (оплата произведено за счет Финляндии) и проведены новые калибровочные измерения. Решение второй проблемы отложено на время остановки ускорителя в 2013-2014 гг. (LH1). Для изучения множественности заряженных частиц с использованием данных детектора Т0 требуется стабильное амплитудное разрешение. Было проведено тестирование модуля QTC, осуществляющего преобразование заряда во время. Результаты тестирования показали: а). Модуль адекватно осуществляет преобразование в заявленном диапазоне амплитуд. При этом максимальное время преобразования составляет 160 нс, что для работы на ускорителе LHC с циклом 25 нс является недостаточным. б). Установлено, что модуль имеет зависимость выходной характеристики от положения входного сигнала внутри строба. в). Также установлено, что если входные сигналы приходят во время окончания преобразования, модуль выдаёт неадекватные выходные сигналы, т.е. проявляет критическую нестабильность. Для решения этой проблемы в настоящее время создан прототип нового модуля QT, который планируется установить во время остановки ускорителя (LH1). Быстрая электроника детектора Т0 использует сигнал LHC BC (bunch crossing) для синхронизации с моментом взаимодействия. Для синхронизации с разными подсистемами ALICE использовал модуль аналоговой задержки, разработанный в МИФИ. Недостатком этого модуля является неустойчивая возможность установки нужного значения 46 задержки и большого количество дополнительных кабелей и дополнительного модуля в стандарте NIM. Новый модуль в стандарте VME был разработан в ИЯИ (Рис.2). Рисунок 2 - Модуль программируемой аналоговой задержки Модуль установлен в VME крейт детектора Т0 и используется с сентября 2012 года (TS-2). Один из усилителей (Т0-А2) был заменен на запасной модуль. Тестирование этого усилителя показало, что проблема не в самом усилителе, а в контактах на переключаемой панели. Это панель будет заменена на новую во время LS1. В начале 2012 года для увеличения эффективной работы системы сбора данных (DAQ ALICE) было принято решение добавить новый тип событий Synch. Это привело к необходимости внести изменения во встроенное программное обеспечение модуля DRM (firmware for Data Readout Module) и в систему управления и контроля (Т0 DCS). Во время тестирования Т0 триггерных сигналов, поступающих на центральный триггерный процессор (CTP) , было установлено, что длительность входных Т0 сигналов составляет 18 нс. Для устойчивой работы CTP длительность всех входных триггерных сигналов должна быть 23-25 нс. Совместно с триггерной группой на все Т0 триггерные кабели были установлены специальные устройства (Cable equalizers), что позволило решить проблему с длинными триггерными кабелями . 2.1.1.2 Триггерные сигналы детектора Т0 Т0 детектор обладает уникальной возможность режектировать фоновые события в реальном времени при высокой частоте взаимодействий и является поэтому одним из основных триггерных детекторов. Для изучения центральных Pb-Pb и p-Pb столкновений требуется формирование триггеров в зависимости от центральности столкновений с минимальным влиянием фоновых событий. Т0 детектор обеспечивает формирование таких триггеров со 100% эффективностью для событий с вершиной взаимодействия +10 см. Основным недостатком детектора является маленький аксептанс. Но в связи с тем, что cцинтилляционный детектор V0 не может работать при частоте взаимодействий V0tot > 400 47 kГц ( из-за эффекта старения) возникла необходимость исследовать возможность использования Т0 детектора совместно с другими «шумящими» детекторами (muon trigger, EMCal, PHOS) . В таблице 1 приведен список новых классов созданных с использованием триггерных сигналов детектора Т0 и V0. T0 детектор является “min.bias” триггером для системы сбора данных при частоте взаимодействий V0tot > 700 kГц. Таблица 1 - Список триггерных классов для рр столкновений 2012 года. При частоте взаимодействий больше чем 400кГц (7 в имени класса означает - V0 детектор, 8- Т0 детектор) используются только классы с использованием Т0 . Анализ эффективности триггерных сигналов показал: - эффективность сигнала VBAND (V0) составляет 75% для упругих pp взаимодействий (~72 mb) ; -эффективность сигнала T0VTX составляет 50% относительно VBAND (38% для упругих p-p взаимодействий) . - Muon&T0 имеет 70% эффективности относительно muon&V0 На Рис.3 показано распределение инвариантных масс с использованием детектора Т0 и V0 в качестве тригерных детекторов. Использование Т0 детектора приводит к потере J/ сигнала на ~ 25% и Upsilon сигнала ~24%. На основе этого анализа было принято решение продолжить набор данных с этими классами триггеров до конца 2012 года. 48 Рисунок 3 - Распределение инвариантных масс с использованием детектора Т0 и V0 в качестве триггерных детекторов. 2.1.1.3 Модернизация системы контроля и оповещение об аварийных ситуациях детектора Т0 Контроль работоспособности модулей детектора осуществляется через систему контроля и управления детектором (DCS), которая должна также обеспечивать защиту детектора от аварийных ситуаций. В 2012 году в систему T0 DCS были внесены следующие изменения : - автоматическое конфигурирования электроники по сигналу подготовки к набору данных (SOR- Start Of Run): - автоматическое конфигурирования электроники по сигналу от центрального триггерного процессора (СТР) об изменении статуса сигнала BC( bunch clock): - возможность изменения задержки ТTCrx (Time Trigger and Control, Receiver ASIC); -мониторирование полного количества зарегистированных событий (T0total). Сигнал T0total включает в себя физические ( OTVX) и фоновые события. В 2012 году проводились работы по обслуживанию и модернизации узлов управления. Были обнаружены и устранены неисправности в подсистемах. 2.1.1.4 Программный пакет AMORE Данный пакет создает, заполняет и выводит на экран оператора набор гистограмм, характеризующий различные аспекты принимаемых данных. В 2011 году для контроля работоспособности детектора использовались данные от лазера, которые набирались во время физического рана. Триггерная электроника детектора Т0 позволяет блокировать 49 формирование триггерных сигналов при наличии лазерных данных, но система DCS не позволяет отделить физические данные от лазерных. Так как мониторирование светимости ведется по данным Т0 DCS, было принято решение исключить запуск лазерной системы во время набора физических данных. Это привело к необходимость полностью переработать весь набор гистограмм основываясь только на физических данных. Гистограммы разделены на 2 группы: для круглосуточного контроля оператором ALICE и для экспертов детектора Т0. На экран оператора выводятся как гистограммы характеризующие состояние детектора Т0 так и позволяющие следить за качеством вывода пучка. Составлена инструкция для оператора. Набор гистограмм позволяющий экспертам контролировать состояние детектора не находясь в центре управления записывается в электронный журнал (logbook). На Рис.4 представлены новые гистограммы для протонного сеанса записанные в электронный журнал (logbook). Период приема данных длительностью от нескольких минут до нескольких часов принято называть ранами (run). Рисунок 4 - Т0 контрольные гистограммы публикуемые в logbook для всех физических ранов. 50 Набор для экспертов содержит 205 гистограмм детально отображающих состояния детектора и позволяющих настраивать каждый канал электроники. Для постоянного контроля реконструируемых данных на сайт детектора выкладываются так называемые трендовые гистограммы. Они показывают разрешение детектора, положение T0 сигналов, которые использует TOF и среднюю амплитуду на каждом ФЭУ в зависимости от номера рана. 2.1.1.5 Анализ возможностей детектора Т0 для регистрации фоновых событий Благодаря высокому временному разрешению детектора Т0 удается различать временную структуру пучка и определять произошло ли событие от основного сгустка пучка или от «сателлита» при характерных временных сдвигах 1,25 нс. В режиме реального времени «on-line» при наборе данных с использованием триггерного сигнала OTVX такие события режектируются. На Рис. 5 (левый рисунок) представлен двумерный график, соответствующий вершине (Т0С-Т0А)/2 и времени (Т0А+Т0С)/2 событий без отбора по OTVX триггеру. В центре «правильные события», остальные – взаимодействие с сателлитами и остаточным газом. Видно, что события хорошо разделяются и о времени и по вершине взаимодействия. На Рис. 5 (правый рисунок) представлен двумерный график (on-line), соответствующий сигналу с Т0А и Т0С при условии срабатывания OTVX триггера. Видно, что фоновых события хорошо отрезаются триггерным сигналом. Рисунок 5 - Двумерное распределение событий по координате (T0C-T0A)/2 и времени (T0C+T0A)/2 для pp взаимодействий. Для мониторирования фоновых событий в 2011 году использовался детектор V0. Как уже отмечалось выше, этот детектор не работает в 2012 году при частоте взаимодействий V0tot > 400 kГц ( из-за эффекта старения). 51 Была поставлена задача внести изменения в быструю электронику детектора Т0, чтобы иметь возможность мониторивать (по частоте) фоновые события и определять условия при которых можно переходить на набор физических данных с включением других детекторов. Для этой цели была собрана электронная схема позволяющая регистрировать все события (T0total) и проведен анализ полученных данных. Были проведены измерение частоты сигнала T0total в зависимости от светимости для трех периодов вывода пучков (Fill number). На Рис.6 хорошо видна стабильная линейная зависимость T0total от значения измеренной светимости. Рисунок 6 - Зависимость частоты сигнала T0total от светимости ( Lumi) для трех периодов вывода пучков (Fill number). Рисунок 7 - Зависимость частоты сигналов T0total, OTVX, V0total от светимости. 52 Был проведен сравнительный анализ результатов измерений с использованием обоих детекторов. На Рис.7 и Рис.8 показаны зависимости сигналов T0total, OTVX, V0total от светимости и корреляция T0total, V0total. По результатам анализы было принято решение изменить ALICE LHC интерфейс. На Рис.10 приведен новый вариант ALICE LHC интерфеса. Измерение параметров T0VX, IR_monitor, Alice luminosity,T0 total, T0 bkg, estimation V0 проводятся в настоящее время по данным детектора Т0. T0 TOT rate relatively V0 TOT 700000 3194 600000 3208 T0 rate 500000 3207 400000 3204 300000 3203 y = 0.7693x y = 0.7336x y = 0.7285x y = 0.729x 200000 100000 linear 3194 linear 3208 0 0 200000 400000 600000 800000 1000000 V0 TOT linear 3204 linear (3203) Рисунок 8 - Зависимость частоты сигналов T0total от V0total Рисунок 9 - Мониторирование светимости и фоновых событий во время набора данных установкой ALICE. 53 2.1.1.6 Определение начального времени столкновения для время-пролетной системы Возможность идентификации заряженных частиц в эксперименте ALICE осуществляется комбинированным способом с помощью группы детекторов, которая включает в себя: систему внутреннего трекинга ITS, время-проекционную камеру TPC, детектор переходного излучения TRD, время-пролетный детектор TOF.. Рисунок 10 - Распределение параметра в в зависимости от импульса заряженных частиц Времяпролётная система с использованием стартового сигнала Т0 детектора позволяет идентифицировать пионы, протоны при значениях поперечного импульса от 0.5 до 2.5 ГэВ /c , а для каонов и протонов до 4 ГэВ/c. Разрешение TOF время лучше, чем 100 пс. Рисунок 11 - Показано изменение времени столкновения и разрешение детектора Т0 Время столкновения (нулевой момент времени) измеряется с помощью детектора Т0 или, для события, в которых сигнал Т0 отсутствует, измеряется самим детектором TOF. Разрешение Т0 детектора составляет ~40 пс для протон-протонных столкновений 54 и ~20 пс для столкновений ионов свинца (Рис.11) после введения нового алгоритма калибровки детектора. Идентификация заряженных частиц основана измеренным временем пролета и ее ожидаемым на измерении разности между значением, вычисленным для каждой массы в зависимости от импульса и длины трека. 2.1.1.7 Измерение и мониторирование светимости Точное определение светимости и его мониторинг необходим, поскольку значение светимости входит в расчеты сечений всех физических процессов. Светимость на ALICE измеряется передними детекторами: V0, Т0 , и ZDC. Во время фазы запуска LHC, для того чтобы оценить качество пучка, V0 и T0 используются для оценки светимости. Регулярный мониторинг светимости необходим для оптимизации условий во время настройки, а также для обеспечения корректной работы всех детекторов ALICE. Относительные значения светимости записываются в поток данных для дальнейшего анализа . Во время p-p столкновений в течении 2012 года для этих целей используется детектор Т0. В качестве основного сигнала для оценки светимости на установке ALICE использовался триггерный сигнал C0TVX Lob (сигнал генерируется, если вершина столкновении находится в пределах +-30 см ). На Рис.12 приведена копия графического интерфейса для мониторирования светимости на LHC. Рис. 12. Мониторирование светимости для установок ATLAS, ALICE, CMS, LHCb. 55 2.1.1.8 Модернизация Т0 детектора B настоящее время эффективность регистрации множественность детектором Т0 для рр- столкновений событий с малой низка, чтобы использовать T0 детектор в качестве основного детектора для “minimum bias” триггера. На Рис. 13 показана эффективность детектора Т0 относительно детектора V0 в зависимости от центральности столкновений (траклет SPD). Другие причины требующие модернизации детектора: Подавление послеимпульсов: Послеимпульсы есть на магнитостойких ФЭУ с сетчатыми динодами, это связано с их конструкцией. Они есть и на ФЭУ Hamamatsu и на ФЭУ-187. Разброс их количества очень большой, и зависит от экземпляра. Уменьшение объема занимаемого детектором: чтобы учесть установку других систем (для мюонного переднего трэкера). Расширение функциональности: улучшить амплитудное разрешение в широком динамическом диапазоне (1-100 MIP) для измерения плотности заряженных частиц и плоскости реакции. В 2012 году были начаты работы по подготовке предложения по модернизации детектора. Мы предлагаем заменить Т0 (рабочая версия) на одно или два кольца детекторов на основе микроканальных фотоумножителей (MCP-PMT, Рис.14). На Рис.15,16 показаны геометрия детекторов и возможные варианты изготовления кварцевого радиатора. Результаты моделирования (Рис. 17,18) показывают, что заменяя старое кольцо T0 12 ФЭУ на новое кольцо с 8 MCP-PMTs мы увеличиваем в четыре раза число зарегистрированных частиц. У нового T0 детектора эффективность ~100% будет для рр- столкновений при энергии 7 TэВ и эффективность восстановления вершины ~93% при сохранении временного разрешения менее 50 пс. Рисунок 13 - Эффективность детектора Т0 относительно детектора V0 в зависимости от центральности столкновений (траклет SPD ) 56 Рисунок 14 - Расположение микроканальных фотоумножителей (MCP-PMT) вокруг ионопровода. Рисунок 15 - Конструкция нового детектора Рисунок 16 - Два варианта изготовления кварцевого радиатора 57 Рисунок 17 - Распределение зарегистрированных частиц на поверхности нового детектора. Рисунок 18 - Эффективность регистрации заряженных частиц в зависимости от количества первоначальных частиц. 2.1.2 Разработка и создание FARICH-детектора для идентификации частиц с импульсом до 15 ГэВ/с на установке ALICE, CERN Применение разработанного в 2007 - 2009 гг. в Институте ядерных исследований РАН, г. Москва FARICH-детектора [1-5] с угловым разрешением 0,6 мрад расширит на установке ALICE (LHC, CERN) диапазон идентификации заряженных частиц до 10 ГэВ/с для разделения пионов и каонов и до 15 ГэВ/с для разделения каонов и протонов. Это позволит развить одно из важных направлений исследований в релятивистской физике столкновений тяжёлых ионов – выход частиц с высоким поперечным импульсом. Предложенная конструкция аэрогельного RICH-детектора использует концепцию фокусировки черенковского света, основанную на применении радиатора, состоящего из 58 нескольких последовательно возрастающими значениями расположенных показателя слоев кремниевого преломления по SiO2-аэрогеля направлению с движения регистрируемой частицы. Прототип-2 FARICH-детектора, изготовленный и испытанный в 2012 г., состоял из следующих основных частей (Рис.19, слева, Рис.20(a)): - механического корпуса с тепловой и световой изоляцией; - радиатора фотонов излучения Черенкова на основе 1-, 2-, 3- или 4-слойного кремниевого (SiO2)-аэрогеля. В качестве опытных образцов для испытаний в 2012 г. применялись 2 радиатора, изготовленных в Институте катализа (СО РАН, г. Новосибирск): 4-слойный аэрогель суммарной толщиной 34 мм с показателем преломления 1,046 в слое с наибольшей плотностью (фокальная длина ≈ 20 см) и однослойный аэрогель толщиной 20 мм с показателем преломления 1,08; - фото-чувствительной координатной матрицы лавинных диодов (цифровых кремниевых фото-умножителей dSiPM), разработанной фирмой Philips (Германия) специально для регистрации черенковских колец; - системы охлаждения кремниевых фото-умножителей dSiPM до температуры – 400С, позволявшей уменьшить в 20 раз скорость счёта одноэлектронного шума; - Philips-системы CMOS-электроники низкой мощности (front-end и цифровой электроники (TDC)), интегрированной в тот же чип, что и матрица лавинных диодов. В отчётный период Прототип-2 FARICH-детектора проходил стадию испытаний на пучке PS T10 (CERN, 11 – 25 июня, 2012 г.). В период подготовки к испытаниям была проведена следующая работа: 1. На фирме Philips (Германия) изготовлена и испытана фоточувствительная координатная матрица на основе цифровых кремниевых фото-умножителей (dSiPM) с системой охлаждения до температуры – 400С (Рис.19, справа). Каждая ячейка (лавинный фотодиод) в dSiPM имеет свою собственную электронную цепь, которая в процессе регистрации черенковского фотона формирует логический сигнал. dSiPM электроника регистрирует количество «активных» ячеек, а также даёт возможность проводить временные измерения с помощью TDC, интегрированных в чип. Позиционная чувствительность системы определяется размерами одного dSiPM-пикселя и составляет 4 × 4 мм2 . Каждый dSiPM представляет собой (2 × 2)-матрицу пикселей и монтируется в «плитку» (tile) c конфигурацией матрицы (4 × 4)-dSiPM, имеющей собственное FPGA-считывание. 2. Изготовлены 2 новых радиатора черенковского однослойного аэрогеля и 4-слойного аэрогеля с фокусировкой . 59 излучения на основе Измерены рабочие характеристики Прототипа-2 FARICH-детектора на тестовом канале PS T10 в CERN (11 – 25 июня, 2012 г.). В качестве релятивистских частиц, образующих световой конус черенковского излучения, использовались положительные пионы и протоны пучка (с малой примесью каонов) с импульсом 1 - 6 ГэВ/с и интенсивностью 103 частиц/сброс. Триггер пучка формировался методом совпадений сигналов от двух сцинтилляционных счётчиков размерами 1,5 × 1,5 см 2 , расположенных на оси пучка. В ходе испытаний на тестовом канале PS T10 были измерены характеристики фоточувствительной матрицы, состоящей из 3 × 3 = 9 Philips dSiPM-плиток (tiles) размерами 20 × 20 см2 и содержащей 2304 пикселей. В тестовых измерениях: - определялась способность Прототипа-2 FARICH-детектора разделять пионы и протоны в области значений импульсов от 1 до 6 ГэВ/с с интервалом 1 ГэВ/с; основная статистика собрана для наиболее высокого значения импульса: 6 ГэВ/с; - определялась оптимальная фокальная длина при изменении расстояния между «фокусирующим» 4-слойным аэрогелем и плоскостью фотонного детектора. Пример карты активных пикселей с изображением черенковских колец показан на Рис.20(b). Для каждого события (пучкового триггера) черенковское кольцо аппроксимировалось методом максимального правдоподобия со следующими свободными параметрами: положение центра кольца, радиус кольца, среднее положение фотона на временной шкале. Распределения треков частиц (хитов) по времени и радиусу показаны на Рис.20 (c, d). Для пионов с импульсом 6 ГэВ/с и расстояния 20 см от «фокусирующего» аэрогеля до фотонного детектора получены следующие результаты: 1) временное однофотонное разрешение – 100 пс; 2) ошибка в определении однофотонного радиуса – 1,9 мм; 3) разрешение по радиусу кольца для трека – 0,8 мм; среднее число фотоэлектронов – 14. В настоящее время проводится анализ данных с целью определения диапазона разделения частиц по массе и сравнения опытных данных с данными моделирования методом Монте-Карло. Рисунок 19 - 3D-схема Прототипа-2 FARICH-детектора (слева). 20 × 20 см2 фоточувствительная координатная dSiPM-матрица фирмы Philips (справа) 60 Рисунок 20 - (a) фотография Прототипа-2 FARICH-детектора на тестовом канале; (b) пример карты активных пикселей с изображением черенковских колец; (c) распределение треков частиц (хитов) по времени; (d) распределение треков частиц (хитов) по радиусу. 2.1.3 Изучение ультрапериферических взаимодействий ядер на SPS и установке ALICE на ускорителе БАК, ЦЕРН На основе разработанной в ИЯИ РАН в предыдушие годы модели RELDIS, описывающей фрагментацию ядер в ультрапериферических взаимодействиях, сделаны расчеты полных сечений одиночной и взаимной электромагнитной фрагментации ядер свинца на БАК (Рис.21). Подготовлена и направлена в печать публикация экспериментальных результатов по электромагнитной фрагментации ядер свинца на Большом адронном коллайдере (БАК) в эксперименте ALICE. На последнем этапе проведённого анализа были оценены систематические ошибки вычислений с помощью модели RELDIS, разработанной в Лаборатории, сечений каналов 1n, 2n, 3n. Оценка проведена на основе сравнения результатов двух моделей фотоядерных реакций. Работа принята к публикации в Physical Review. Letters. Результаты представлены электромагнитным взаимодействиям ядер. 61 на XIII Международном семинаре по В рамках сотрудничества между коллаборациями ALICE и ATLAS на БАК в ЦЕРНе для ATLAS подготовлены файлы событий электромагнитного взаимодействия ядер свинца. Проведено рабочее совещание с ALICE ZDC group, где были обсуждены результаты моделирования электромагнитной фрагментации ядер. Рисунок 21 - Распределения полной энергии нейтронов, попадающих в ZDC в результате электромагнитной диссоциации встречных пучков ядер свинца с энергиями 1.38 А ТэВ. Сплошная кривая – результаты измерений, пунктирная – результаты RELDIS. С помощью модели RELDIS оценены сечения электромагнитных процессов при взаимодействии протонов с ядрами свинца на LHC при энергии в системе центра масс на нуклонную пару 5.02 TeV. Подготовлены предложения по анализу соответствующих данных, полученных в сентябре 2012 года. В ходе обработки ранее полученных на SPS экспериментальных данных по электромагнитной диссоциации ядер индия на различных мишенях при энергии 158 A ГэВ введены новые поправки на поглощение ядер пучка и образующихся нейтронов. Подготовлена статья, которая направлена в журнал «Ядерная физика». Результаты представлены на XIII Международном семинаре по электромагнитным взаимодействиям ядер. 62 2.2 Проект HADES 2.2.1 Исследование рождения векторных мезонов в адрон-ядерных и ядроядерных взаимодействиях В 2012 году работа по эксперименту ХАДЕС группой ИЯИ РАН проводилась по трем основным направлениям: - подготовка экспериментальной установки ХАДЕС к физическому сеансу на пучке тяжелых ядер и участие в этом сеансе, который состоялся в марте 2012г. Были проведены измерения выходов электрон-позитронных пар в реакциях столкновений ядер золота при энергии налетающих ядер золота 1.25 ГэВ на нуклон, а также выходы пионов, каонов и других заряженных частиц; - калибровка переднего годоскопа установки ХАДЕС. Разработка методики определения угла плоскости реакции с помощью экспериментальных данных, полученных с переднего годоскопа. Предварительный анализ потоков заряженных пионов и протонов на основе полученных данных и сравнение с имеющимися данными по потокам заряженных частиц в этой области энергии. - разработка, моделирование и тестирование электромагнитного калориметра, создаваемого для установки ХАДЕС для работы на создаваемом ускорительном комплексе SIS100. 2.2.2. Участие ИЯИ РАН в подготовке и проведении сеанса Au+Au при энергии налетающих ядер золота 1.24 ГэВ на нуклон В марте 2012 г. в ГСИ на установке ХАДЕС был проведен физический сеанс на пучке ядер золота с энергией 1.24 ГэВ на нуклон. Цель сеанса - измерение выходов электронпозитронных пар в реакции столкновений ядер золота при энергии налетающих ядер золота 1.25 ГэВ на нуклон, а также выходов пионов, каонов и других заряженных частиц. 2.2.3 Краткое описание модернизированной с участием ИЯИ установки ХАДЕС Установка ХАДЕС (HADES – High Acceptance DiElectron Spectrometer) [1] представляет собой широкоапертурный магнитный спектрометр для идентификации и измерения энергии адронов и электронов/позитронов, образующихся в ядро-ядерных взаимодействиях при энергиях налетающих ядер 1 -2 ГэВ на нуклон в адрон-ядерных взаимодействиях при энергиях до 4 ГэВ. Геометрически спектрометр разделен азимутально на шесть идентичных секторов, которые определяются расположением обмоток сверхпроводящего тороидального магнита и которые перекрывают область полярных углов в диапазоне от 18 ° до 88 ° и практически 63 полный азимутальный угол. Поперечное сечение двух противоположных секторов показано на Рис. 2.2.1. При такой геометрии аксептанс установки в области промежуточных быстрот для дилептонных пар достаточно большой и составляет ~40%. Для идентификации и измерения импульсов заряженных частиц спектрометр имеет несколько детекторных подсистем. Электроны и заряженные адроны – пионы, каоны, протоны и более тяжелые заряженные фрагменты идентифицируются по времени пролета частиц между стартовым детектором, расположенным перед мишенью и двумя системами сцинтилляционных годоскопов TOININO и TOF, расположенными после магнита. Одна из этих систем (TOFINO) перекрывала полярный угол от 18 до 45 градусов и представляла собой 24 радиально расположенных сцинтилляционных детекторов сгруппированных по 4 детектора в каждом из 6 секторов. Эта система была разработана и создана группой ИЯИ РАН. Она использовалась в экспериментах на ХАДЕСе по исследованию выходов электронпозитронных пар и заряженных частиц при столкновениях р+р, n+p, p+Nb, С+С, Са+КСl в течение 2002-2007гг. Однако, при переходе к исследованию столкновений более тяжелых ядер, такая система уже не могла быть использована из-за ее относительно небольшой гранулярности. В 2011г. она была заменена на резистивные плоскостные камеры с хорошей гранулярностью и временным разрешением порядка 80 пикосекунд [2]. Это позволяет с высокой эффективностью идентифицировать заряженные частицы в столкновениях тяжелых ядер. Рисунок 2.2.1 - Слева - схема установки ХАДЕС; справа – фотография установки ХАДЕС в сеансе 2012г. На переднем плане показан передний годоскоп внутри светонепроницаемого экрана. 64 Второй сцинтилляционный годоскоп времяпролетной системы (TOF) [3] перекрывает полярный угол от 45 до 88 градусов. Он состоит в общей сложности из 384 сцинтилляционных детекторов, также разбитых на 6 секторов. Такая геометрия позволяет иметь достаточно хорошую степень гранулярности в области полярных углов 45 до 88 градусов, что уменьшает вероятность двойных попаданий частицы в одну пластину в данном событии даже в реакциях с тяжелыми ядрами. Свет с обоих торцов каждой из сцинтилляционных пластин собирался на фотоумножители с помощью пластических световодов. Временное разрешение этого сцинтилляционного годоскопа составляет порядка 180 пикосекунд. Для идентификации электронов, помимо описанной выше времяпролетной системы, используется кольцевой черенковский пороговый детектор (RICH) расположенный в области вокруг мишени, где отсутствует магнитное поле и дополнительно. Дополнительно, также для этой цели, в области передних углов используется предливневый детектор (SHOWER). Детектор RICH обеспечивает идентификацию лептонов, будучи нечувствительным к быстрым к пионам с энергией приблизительно до 3 ГэВ, а SHOWER позволяет улучшить дискриминацию лептонов от адронов посредством детектирования электромагнитной лавины от электронов. Измерение импульсов заряженных частиц и их углов вылета из мишени обеспечивается трековой системой детекторов, состоящей из сверхпроводящего тороидального магнита и набора из четырех плоскостей мини дрейфовых камер (MDC). Камеры измеряют положение и направление движения заряженных частиц до и после области магнитного поля. Из отклонения траекторий в магните определяется импульс каждой частицы. Данная система обеспечивает импульсное разрешение для заряженной частицы с точностью порядка 1 %. Для отбора событий используется двухуровневая триггерная система, которая позволяет отбирать события по их центральности, используя информацию о множественности частиц во времяпролетной системе и по онлайн идентификацию лептонов в RICH, TOF и SHOWER детекторных системах. Такой отбор позволяет сократить количество неинтересных с точки зрения физики, событий, и уменьшить количество данных, записываемых на диск. Проведенная модернизация системы сбора данных с использованием новой считывающей электроники на основе TRB2, в разработке которой принимала участие и группа ИЯИ РАН, позволила существенно увеличить скорость сбора данных. Подробное описание этих детекторных систем установки ХАДЕС, организация триггера, системы сбора и анализа данных приведено в работе [1]. 65 Еще одной важной детекторной системой установки ХАДЕС является передний многоканальный сцинтилляционный годоскоп FW (Forward Wall), см. Рис. 2.2.1. Этот годоскоп был впервые использован при исследовании образования электрон-позитронных пар в np взаимодействиях при энергии налетающих нейтронов 1.24 ГэВ [6]. Годоскоп располагался на расстоянии 7 м за жидководородной мишенью и перекрывал область полярного угла от 0,33 до 7,17 градусов. Для этого эксперимента в качестве налетающего пучка использовался пучок дейтронов, а в качестве мишени жидководородная мишень. Реакция np идентифицировалась посредством регистрации передним годоскопом непровзаимодействовавшего протона спектатора из ядра дейтрона. 2.2.3 Передний годоскоп установки ХАДЕС После значительной модернизации переднего годоскопа, проведенной группой ИЯИ РАН, он впервые был использован в 2012г. в эксперименте по исследованию образования электрон-позитронных пар в реакции Au+Au при энергии налетающих ядер золота 1.24 ГэВ на нуклон. Основное назначение переднего годоскопа в этом эксперименте состоит в определении плоскости реакции при пособытийном анализе данных и использование этой информации для анализа потоков заряженных частиц в данной реакции. Поэтому, модернизация годоскопа включала в себя создание более симметричной конструкции на базе существующих детекторных ячеек годоскопа, полную замену высоковольтного питания фотоумножителей сцинтилляционных детекторов годоскопа, полную замену электроники и системы считывания данных с годоскопа. переднего сцинтилляционного Группа ИЯИ РАН участвовала в модернизации годоскопа, необходимой для его использования в экспериментах с тяжелыми ядрами и отвечала за подготовку его к сеансу 2012г, а также за его правильное функционирование во время сеанса измерений, калибровку и анализ данных. 2.2.4 Конструкция годоскопа Передний годоскоп установки ХАДЕС представляет собой многоканальную систему сцинтилляционных детекторов для регистрации заряженных частиц. При создании годоскопа были использованы сцинтилляционные детекторы переднего годоскопа установки KaoS (GSI, Darmstadt) [4]. На Рис. 2.2.2 представлена геометрия расположения детекторных ячеек переднего годоскопа установки ХАДЕС. Для оптимизации аксептанса и уменьшения систематики в определение угла плоскости реакции была выбрана симметричная геометрия расположения сцинтилляционных ячеек. 66 Рисунок 2.2.2 - Схема геометрического расположения сцинтилляционных детекторных ячеек в переднем годоскопе установки ХАДЕС. Годоскоп состоит из 288 сцинтилляционных детекторных ячеек: 140 ячеек – в центральной области, 64 ячейки – в промежуточной области и 84 ячейки – во внешней области. В центральной области годоскопа используются детекторные ячейками малого размера (сцинтилляторы с активной площадью 4 × 4 см2). В промежуточной области годоскопа используются детекторные ячейки среднего размера (сцинтилляторы с активной площадью 8 × 8 см2). И, наконец, во внешней области годоскопа используются детекторные ячейки большого размера (сцинтилляторы с активной площадью 16 × 16 см2). Толщина всех сцинтилляционных детекторных ячеек составляет 2,54 см. В качестве сцинтилляторов используется BC408. В геометрическом центре (по оси пучка) годоскопа изготовлено отверстие 8 × 8 см2 для пропускания первичного пучка релятивистских частиц. Полный поперечный размер годоскопа 180 х 180 см2. На Рис. 2.2.3 (слева) показана фотография передней стороны годоскопа, закрытой светоизолирующей плёнкой и модулей высоковольтного HV-питания на передвижной платформе в экспериментальном зале установки ХАДЕС. На Рис. 2.2..3 (справа) показана фотография общего вида задней стороны годоскопа, на которой видны отверстия для монтажа корпусов ФЭУ. Рисунок 2.2.3 - Слева – фронтальный вид годоскопа (под защитной плёнкой) Справа – вид тыльной стороны годоскопа с отверстиями для монтажа корпусов ФЭУ. 67 Отдельная сцинтилляционная детекторная ячейка состоит из следующих функциональных элементов (Рис. 2.2.4): 1. Пластмассовый сцинтиллятор ВС408. 2. Воздушный световод с корпусом из алюминиевого сплава с полированной внутренней светоотражательной поверхностью. Такой световод используется для собирания света со сцинтиллятора на фотокадод фотоумножителя. 3. ФЭУ типа XP2982 для детекторных ячеек малого размера в центральной части годоскопа и XP2262 для детекторных ячеек среднего и большого размеров в промежуточной и внешней областях годоскопа. 4. Делитель высокого напряжения для питания ФЭУ. 1 2 3 4 Рисунок 2.2.4 - Функциональные элементы сцинтилляционной детекторной ячейки. Основные параметры ФЭУ типа XP2982 и XP2262 представлены в Табл. 2.2.1. Таблица 2.2.1 - Основные параметры ФЭУ XP2982 и XP2262 Время параметр тип ФЭУ Количество нарастания Диаметр динодных каскадов, шт. фотокатода, мм импульса тока, нс XP2982 1,9 11 29 XP2262 2,0 12 51 Так как амплитуда сигналов с ячеек годоскопа пропорциональна квадрату заряда детектируемой частицы, то необходимость измерения как протонов спектаторов, так и тяжелых фрагментов приводит к большому динамическому диапазону измерения амплитуд сигналов. Для уменьшения динамического диапазона используемые делители напряжения ФЭУ обеспечивают падение напряжения на динодах и, соответственно, уменьшение усиления ФЭУ пропорционально величине тока через динодную систему. Благодаря такому дизайну делителей достигается практически линейная зависимость амплитуды сигнала от величины заряда регистрируемого фрагмента. 68 2.2.6 Электроника считывания сигналов с детекторов переднего годоскопа Для считывания сигналов с фотоумножителей сцинтилляционных детекторов переднего годоскопа времяпролетным использовалась детектором (TOF) система сбора установки данных, ХАДЕС. Она унифицированная представляет с собой распределенную (без использования каркасных модулей) систему, основанную на использовании единственного системного модуля TRB (TriggerReadoutBoard) на всех уровнях иерархии системы сбора данных [5]. На нижнем уровне каждому модулю TRB соответствует аналоговый модуль усилителей дискриминаторов TOFAddOn с числом каналов 128. При этом аналоговый модуль TOFAddOn полностью управляется, получает напряжение питания, а так же вычитывается модулем TRB. Таким образом, объединение модулей TRB и TOFAddOn в один блок создает минимальный и самодостаточный элемент системы сбора данных с числом каналов считывания 128. Модуль аналоговой обработки сигнала TOF AddOn был разработан в ГСИ (Дармштат, Германия) специально для использования с времяпролетными детекторами эксперимента ХАДЕС на основе фотоумножителей XP2982 и XP2262 в комбинации с системным модулем TRB. Модуль TRB содержит четыре чипа время-цифровых преобразователей HPTDC (ЦЕРН, АЛИСА) [6] c ценой деления 100 пс (40пс среднеквадратичное отклонение). При этом время цифровые преобразователи работают в так называемой многохитовой моде, что позволяет измерять не только время прихода переднего фронта импульса, но и его длительность (вычисленную как разность переднего и заднего фронтов импульса), что при определенных условиях соответствует величине входного заряда. Диапазон измерения длительности импульсов задан ценой деления 100 пс и 12 разрядными время-цифровыми преобразователями HPTDC, и составляет 4096 х 100 (пс) = 400 нс. 128 канальный модуль аналоговой обработки сигнала TOFAddOn, построен на принципе TOT (TimeOverThreshold – Время-Импульсного Преобразования - ВИП). Упрощенная электрическая схема дискриминатора показана на рисунке (2.5). Для обеспечения однозначного соответствия входного заряда и длительности импульса в модуле TOFAddOn была выбрана двухпороговая структура дискриминатора. Передний фронт импульса на выходе такой схемы формируется быстрым каналом дискриминатора (БД), а задний - медленным дискриминатором (МД). Такая схема обеспечивает точную временную привязку по переднему фронту (собственный джиттер менее 10пс) и соответствие длительности импульса входному заряду с точностью около 0,3%. В основе обоих дискриминаторов лежит 8-ми канальная специализированная интегральная схема НИНО [7], разработанная в ЦЕРНе специально для времяпролетных приложений в рамках эксперимента АЛИСЕ. 69 Рисунок 2.2.5 - Упрощенная схема модуля аналоговой обработки сигнала TOFAddOn, реализующего метод Время Импульсного Преобразования. Быстрый дискриминатор не имеет особенностей за исключением функции растяжки времени, реализованной добавлением постоянной величины к длительности импульса. Такая же растяжка времени введена и в медленном дискриминаторе для исключения случаев формирования сдвоенных импульсов на одно событие. Раздельная установка порогов и добавочных длительностей для быстрого и медленного каналов дискриминатора позволяет не только точно настроить дискриминатор для работы с конкретной формой входного импульса, но и получить однозначную зависимость заряд – длительность импульса (Рис.2.6). На этом рисунке показаны результаты тестирования ВИП дискриминатора при подаче сигнала от импульсного генератора с длительностью импульса 7 нс. На рисунке 2.2.6 видно, что, начиная с амплитуды сигнала около 500 мВ, зависимость становится линейной. Это достигается введением принудительного режима амплитудного ограничения в медленном канале дискриминатора. В результате, приращение длительности в жестко ограниченном по амплитуде аналоговом каскаде происходит линейно, т.к. подчиняется закону сохранения заряда. В квадратных скобках показана точность представления измеряемой величины, вычисленная как отношение среднеквадратичного отклонения длительности импульса к ее усредненному значению в каждой точке. 70 Рисунок 2.2.6 - Зависимость длительности импульса ВИП дискриминатора и ошибка (в квадратных скобках) от амплитуды импульсного генератора. Особенностью медленного канала дискриминатора является применение специального аналогового каскада, формирующего выходной импульс, форма которого постоянна, а амплитуда пропорциональна заряду, интегрированному за время около 30 нс. Такой каскад является принципиальным для корректного восстановления заряда из длительности импульса, т.к. ВИП метод практически осуществляет сканирование постоянным порогом изменяющейся формы сигнала. Критерием правильной настройки схемы (см. Рис. 2.2.7) является наличие небольшого по величине (около 1% по эффективности), пика (будем называть его далее «пороговый артефакт») в зарядовом спектре расположенном точно на пороге срабатывания быстрого дискриминатора, что соответствует отметке примерно 300 отсчетов ВЦП (30нс). Рисунок 2.2.7 - Пороговый артефакт в районе 300 отсчёта на типичном зарядовом спектре ВИП дискриминатора. На горизонтальной шкале отложены отсчеты ВЦП с ценой деления 100пс, на вертикальной шкале отложено количество срабатываний. 71 Наличие этого пика показывает, что быстрый дискриминатор срабатывает первым по времени, т.е. точность временной привязки не «размывается» срабатываниями медленного канала дискриминатора. Вообще, избавиться от «порогового артефакта» невозможно, т.к. причиной его является динамическая неоднородность формы импульса на выходе ФЭУ при неизменной его амплитуде. Управление по последовательному цифровому интерфейсу между TRB и TOFAddOn TRB и TOFAddOn позволяет программно устанавливать общие для всех 128 каналов и индивидуальные пороги быстрых и медленных дискриминаторов, длительности выходных сигналов, а также величину гистерезиса. Диапазон изменения длительности импульсов на выходе модуля TOFAddOn начинается с минимальной величины 30-40нс (программно устанавливаемая величина длительности на пороге дискриминации) до 400нс (граница диапазона ВЦП), что определяется неизменяемыми параметрами аналоговой части схемы медленного дискриминатора. На Рис. 2.2.8, слева показана фотография модуля TOFAddOn размещенного на плате TRB. Всего для переднего годоскопа используется 3 таких сборки, которые размещаются непосредственно рядом с годоскопом под крейтами высоковольтного питания фотоумножителей. Рисунок 2.2.8 - Слева, фото одной из сборок TOFAddOn – TRB. Справа, расположение электроники на переднем годоскопе во время сеанса 2012г. Впервые передний сцинтилляционный годоскоп был использован в эксперименте ХАДЕС в 2007 г. для исследования образования электрон-позитронных пар в квазисвободных нейтрон-протонных взаимодействиях. Для этого, передним годоскопом детектировались протоны-спектаторы в реакции взаимодействия налетающих дейтронов с 72 протонами мишени при энергии дейтронов 1.25 ГэВ/нуклон. По результатам данного эксперимента сотрудником ИЯИ РАН К.Лапидусом подготовлена кандидатская диссертация, которая успешно защищена в 2011г.[8]. Основной задачей переднего сцинтилляционного годоскопа в сеансах с тяжелыми ядрами является измерение угла плоскости реакции для изучения потоков частиц. Группой ИЯИ РАН в процессе модернизации детектора была полностью заменена электроника считывания и установлены новые TRB (Trigger and Readout Board) модули со встроенной DAQ (Data AQuasition) функциональностью, которые были разработаны с участием ИЯИ. Во время тестового сеансов 2011г. передний годоскоп, был установлен в рабочее положение (Рис. 2.2.3, слева) и испытан с новой электроникой на пучке в реакции Au+Au, 1.25 ГэВ/нуклон. При работе детектора на пучке были подобраны высокие напряжения (HV) на ФЭУ и пороги таким образом, чтобы получить лучшее разделение спектаторов по величине заряда. Результат отклика детекторов переднего годоскопа показан схематично на Рис. 2.2.3, справа. 2.2.7 Выравнивание амплитудного отклика ячеек годоскопа с помощью космики Идентификация невзаимодействующих фрагментов ядер в переднем годоскопе требует достаточно большого динамического диапазона амплитудной шкалы в каждой индивидуальной ячейке детектора. Действительно, фрагменты с зарядом Z=10 должны выделять энергию в сцинтилляторе в 100 раз больше в сравнении с энерговыделением от протона. Для уменьшения динамического диапазона используемые делители напряжения ФЭУ обеспечивают падение напряжения на динодах пропорционально величине тока через динодную систему. Благодаря такому дизайну делителей достигается практически линейная зависимость амплитуды сигнала от величины заряда регистрируемого фрагмента. Дальнейшая оптимизация динамического диапазона амплитудной шкалы осуществляется за счет подстройки коэффициентов усиления ФЭУ. Очевидно, что амплитудный пик от заряженных частиц с Z=1 должен быть максимально близким к пьедесталу, но, в то же время, надежно идентифицироваться от спектра частиц с низкими энергиями, образующего пик вблизи пьедестала. Этот пик около 550 канала обусловлен нелинейностью отклика AddOn в этой области (см. Рис. 2.2.6). Настройка коэффициентов усиления ФЭУ осуществлялась с помощью космических лучей перед сеансом на ионном пучке. С этой целью был организован триггер, требующий срабатывания по крайней мере 5 сцинтилляционных ячеек годоскопа. Данный триггер 73 выбирает космические мюоны, проходящие преимущественно в вертикальной плоскости (плоскости годоскопа). Энерговыделение от мюонов в ячейках пропорционально длине пробега в сцинтилляторе и зависит от поперечных размеров центральных, средних и внешних ячеек. Спектры космических мюонов для различных типов ячеек приведены на Рис. 2.2.9. Левый узкий пик соответствует пьедесталу. Средний пик в 550 канале соответствует низким энерговыделениям от мюонов. Правый пик соответствует вертикальным мюонам, прошедшим через всю ячейку. Амплитуды пиков пропорциональны поперечным размерам ячейки. Рисунок 2.2.9 - Амплитудные спектры от космических мюонов, прошедших через центральную (левый рисунок), среднюю (центральный рисунок) и внешнюю (правый рисунок) ячейки. Первый пик в гистограммах соответствует пьедесталу, второй-пик от мюонов с низким энерговыделением. Числа соответствуют отношению поперечных размеров ячейки к толщине ячейки вдоль оси пучка. Точность настройки коэффициентов усиления ФЭУ проиллюстрирована на Рис. 2.2.10, где показаны амплитудные спектры фрагментов ионов для центральных, средних и внешних ячеек, полученные в реакции Au+Au при энергии 1.24 ГэВ на нуклон. Рисунок 2.2.10 - Амплитудные спектры от фрагментов ионов пучка, прошедших через центральную (левый рисунок), среднюю (центральный рисунок) и внешнюю (правый рисунок) ячейки. Первый пик в гистограммах соответствует пьедесталу, второй-пик от частиц с низкими энергиями. Как видно, положение пика, соответствующего энерговыделению от частиц с Z=1 во всех типах ячеек примерно одинаковое и соответствует приблизительно 900 каналу. 74 Таким образом, использование специального триггера по отбору космических лучей в вертикальной плоскости позволило провести выравнивание коэффициентов усиления ФЭУ и оптимизацию динамического диапазона ячеек годоскопа непосредственно перед физическим сеансом. 2.2.8 Калибровка переднего годоскопа на пучке 2.2.8.1 Временная калибровка детекторов годоскопа на пучке Цель временной калибровки заключается в определении коэффициентов преобразования времени срабатывания быстрого дискриминатора, выраженного в каналах, во время пролета частицы-спектатора от мишени до соответствующей ячейки годоскопа, выраженного в нсек. Калибровка выполняется индивидуально для каждой ячейки годоскопа. Для этого, на первом этапе, определяются параметры коррекции времени, обусловленные время-амплитудной зависимостью сигнала. Для этой коррекции использовалась формула: t = a1 + a2/√ADC, где t – скорректированное время, выраженное в нсек; a1 и a2 – параметры фитирования время-амплитудной зависимости; ADC – амплитуда сигнала, выраженная в каналах. На Рис. 32 приведены время-амплитудные зависимости с одной из маленьких ячеек годоскопа до и после применения процедуры время-амплитудной коррекции, Рисунок 2.2.11 - Время-амплитудная зависимость сигнала с одной из маленьких ячеек годоскопа до (слева) и после (справа) применения процедуры время-амплитудной коррекции. Затем, на втором этапе, вычислялась величина смещения временного спектра таким образом, чтобы время пролета частицы-спектатора стало равным теоретическому значению ее времени пролета от мишени до калибруемой ячейки. Для данного импульса фрагмента частицы-спектатора это время зависит только от расстояния от мишени до центра ячейки. Время-пролетный спектр после время-амплитудной коррекции и время-пролетный спектр, выставленный на теоретическое значение для калибруемой ячейки показаны на Рис. 2.2.12. 75 Рисунок 2.2.12 - Временной спектр после процедуры WC (слева) и время-пролетный спектр, выставленный на теоретическое значение (справа) для маленькой ячейки #51 годоскопа. После калибровки всех ячеек годоскопа можно оценить разрешение по времени пролета как отдельных ячеек, так и суммарное временное разрешение ячеек каждого размера. На Рис. 2.2.13, для примера, представлены распределения по времени пролета для отдельных ячеек трех разных размеров, а на Рис. 2.2.14 - суммарные временные спектры для маленьких, средних и больших ячеек. Рисунок 2.2.13 - Распределения по времени пролета для маленькой (слева), средней (в середине) и большой (справа) ячеек годоскопа. Рисунок 2.2.14 - Суммарные распределения по времени пролета для маленьких (слева), средних (в середине) и больших (справа) ячеек годоскопа. Как видно из этих распределений, наилучшее временное разрешение имеют маленькие ячейки годоскопа – порядка 725 пикосекунд, в то время как средние и большие ячейки имеют временное разрешение порядка 800 и 900 пикосекунд, соответственно. Этого 76 разрешения вполне достаточно для идентификации фрагментов-спектаторов, которые в данной реакции имеют время пролета порядка 25 наносекунд. Проверка стабильности параметров временной калибровки была выполнена с использованием данных, набранных в течение всего сеанса измерений (26 дней) реакции Au+Au при энергии 1.24 ГэВ на нуклон. На Рис. 2.2.15 приведены средние значения времени пролета для различных ячеек годоскопа в зависимости от времени проведения измерений, из которых видно качество выполненной временной калибровки переднего годоскопа. Рисунок 2.2.15 - Средние значения времени пролета для маленьких (сплошная линия), средних (штрих-пунктирная линия) и больших (пунктирная линия) ячеек годоскопа в зависимости от времени проведения измерений (номера файла данных). 2.2.8.2 Амплитудная калибровка детекторов годоскопа на пучке Для идентификации фрагментов-спектаторов, детектируемых передним годоскопом, необходимо наряду с определением времени пролета спектаторов от мишени до соответствующей ячейки детектора переднего годоскопа, измерять и их электрический заряд. Для этого измерялись ионизационные потери фрагментов в сцинтилляционных детекторах годоскопа, которые пропорциональны квадрату заряда детектируемой частицы. Однако, как уже отмечалось выше, используемые делители напряжения ФЭУ обеспечивают падение напряжения на динодах пропорционально величине тока через динодную систему. Благодаря такой конструкции делителей достигается практически линейная зависимость амплитуды сигнала от величины заряда регистрируемого фрагмента и обеспечивается уменьшение динамического диапазона. Коэффициенты усиления ФЭУ в тестах на космике подбирались таким образом, чтобы амплитудный пик от заряженных частиц с Z=1 был максимально близким к пьедесталу. В то же время, он должен был надежно разделяться от спектра частиц с низкими энергиями, образующего пик вблизи пьедестала около 550 канала. 77 Как уже отмечалось выше, этот пик обусловлен нелинейностью отклика AddOn (см. Рис 2.2..6). Типичный вид спектров характерных для малых ячеек, расположенных вблизи оси пучка, средних, расположенных дальше от центра пучка, и больших ячеек детекторов годоскопа, расположенных на периферии, показан на Рис. 2.2.16. Рис. 2.2.16 - Примеры амплитудных спектров энерговыделения для малых, средних и больших ячеек годоскопа. Для последующего анализа данных, была проведена калибровка амплитудной шкалы для каждой ячейки годоскопа, которая заключалась в выравнивании положения пиков всех спектаторов с данным зарядом для всех ячеек годоскопа. Учитывая практически линейную зависимость амплитуды сигнала от величины заряда регистрируемого фрагмента, калибровка сводится к линейному преобразованию, выставляющему первые два пика для спектаторов с зарядом Z=1 и Z=2 в фиксированные значения калиброванной шкалы. При этом, можно ожидать, что после применения такой калибровки пики для фрагментов с большими зарядами с хорошей точностью будут в одних и тех положениях для всех ячеек годоскопа. Первые два пика с амплитудами до 750 канала (Рис. 2.2.16) игнорируются при калибровке, т.к. первый пик соответствует пьедесталу, а второй пик обусловлен, как уже отмечалось, нелинейностью TOFAddOn. Таким образом, калибровка амплитудной шкалы проводилось для 3-го и 4-го пиков. Для автоматизации процесса калибровки находились положения максимумов, отвечающих зарядам спектаторов равных единице и двойке. Для этого каждое распределение предварительно сглаживалоь медианным фильтром с ядром 5 для устранения шумов и более точного определения пиков (Рис. 2.2.17). Такая обработка позволяет определить число пиков простым подсчетом. Для дальнейшего уточнения положения пиков использовалось приближение исходной формы спектра распределением Гуасса. 78 Рисунок 2.2.17 - Третий пик амплитудного распределения для ячейки 160 до (слева) и после (справа) применения медианного фильтра. Указанный алгоритм позволяет найти от 2 до 15 пиков в спектре при накопленной статистике порядка нескольких часов. Таким образом, более 90% ячеек имеет более 2 пиков, что достаточно для проведения описанной выше калибровки. После этого проводилось линейное преобразование, отображающее считанные значения амплитуд сигналов на калиброванную шкалу. Для этого пику, отвечающему единичному заряду спектатора, приписывалось значение в 100 условных единиц, а пику, соответствующему спектатору с зарядом 2, приписывалось значение в 200 условных единиц калиброванной шкалы. Для проверки гипотезы, что максимумы найдены корректно, требовалось, чтобы положение третьего пика после процедуры калибровки шкалы было с хорошей точностью одинаково для всех ячеек. В результате для каждой ячейки годоскопа получены параметры a и b линейного преобразования E = a E' + b, где E' – считанная амплитуда сигнала, а E –калиброванная амплитуда сигнала (в относительных единицах). Результат применения калибровки приведен на Рис. (2.18). Видно, что выбор линейного преобразования для калибровки амплитудной шкалы является оправданным для выравнивания пиков спектра. 79 Рисунок 2.2.18 - Распределение амплитуды сигналов по ячейкам до калибровки (слева) и после калибровки (справа). После такой калибровки, можно c хорошей точностью задать границы пиков на уровнях, не зависящих от номера ячейки годоскопа. Заметные отклонения начинаются только для 4-5х пиков, что достаточно для первой стадии анализа. Если в дальнейшем анализе потребуется относительное совпадение положений всех пиков для разных ячеек, то можно будет применить кусочно-линейное преобразование между значениями всех зарегистрированных пиков, или ограничиться табуляцией индивидуально подобранных границ. Исследование долговременной стабильности положения этих пиков для разных ячеек показало, что имеется небольшое отклонение их положения от начальных значений в среднем около 3% за время сеанса (около 20 дней) для подавляющего большинства ячеек. Применяя отдельный набор калибровочных коэффициентов для каждого периода времени, можно добиться стабильного положения пиков, ликвидировав временной дрейф. Данные калибровок для каждой ячейки для каждого дня сохраняются в базе данных и доступны для анализа. 2.2.9 Определение угла плоскости реакции реакции с помощью переднего годоскопа для столкновений Au-Au при энергии 1.24 ГэВ на нуклон Одной из важных задач эксперимента ХАДЕС является изучение коллективных потоков заряженных частиц в полуцентральных столкновениях тяжелых ядер, которые проявляются в виде азимутальной анизотропии импульсного распределения рожденных заряженных частиц. Анизотропия в импульсном пространстве является следствием того, что при полуцентральных столкновениях ядер область перекрытия сталкивающихся ядер в координатном пространстве представляет собой эллипсоид вращения, внутри которого происходит взаимодействия частиц налетающего ядра с частицами ядра мишени и рождаются вторичные частицы. Эта пространственная анизотропия области взаимодействия сталкивающихся ядер приводит к тому, что в процессе термализации рожденного вещества 80 создаются градиенты давления, при этом, максимальное давление будет вдоль меньшей оси эллипсоида и минимальное давление будет вдоль большей оси. В результате азимутальное импульсное распределение частиц становится анизотропным. В экспериментах анизотропию импульсного распределения вылета образовавшихся заряженных частиц изучают относительно так называемой плоскости реакции, которая определяется осью налетающего пучка и вектором, соединяющим центры сталкивающихся ядер. В эксперименте ХАДЕС, спектры вторичных частиц измеряются магнитным спектрометром в угловом диапазоне 18-89 градусов. Для определения угла плоскости реакции в лабораторной системе координат используется передний годоскоп, описанный выше. Этот годоскоп идентифицирует заряженные спектаторы налетающего ядра, т.е. частицы, которые не участвовали во взаимодействии и которые несут информацию о центральности взаимодействия – чем центральнее взаимодействие, тем меньше число спектаторов попадает в передний годоскоп. Для экспериментального определения угла плоскости реакции разработаны и используются несколько методов: методика сферического тензора [9], методика суммарной передачи поперечного импульса [10]. Поскольку передний-годоскоп не позволяет измерять поперечный импульс частиц спектаторов, то в данной работе использовался модифицированный метод суммарной передачи поперечного импульса [11], [12]. В данном методе плоскость реакции в каждом событии определяется направлением налетающего пучка и вектором Q, который есть сумма взвешенных векторов поперечных скоростей всех заряженных частиц спектаторов в данном событии. Отличительной характеристикой спектаторов налетающего ядра является их одинаковая скорость, независимо от массы фрагмента-спектатора. Поэтому, вектора поперечных скоростей спектаторов ориентированы параллельно соответствующим пространственным векторам положения спектаторов в плоскости X-Y, перпендикулярной оси пучка, т.е. в плоскости переднего годоскопа. Вектор Q можно записать в виде , где n – число сработавших ячеек в событии, удовлетворяющих критериям спектаторов, ri – вектор положения i-й ячейки годоскопа в событии, ωi – вес, зависящий от быстроты спектатора и поперечного импульса спектатора, знак которого положителен для частиц, летящих в системе центра масс вперед и отрицателен для частиц летящих, соответственно, назад. Величина веса выбирается из соображений дающих наилучшее угловое разрешение для восстанавливаемой плоскости реакции, однако выбор величины веса 81 слабо влияет на получаемое угловое разрешение плоскости реакции. Если детектор не позволяет измерять поперечный импульс частицы, то абсолютную величину веса можно выбрать равной единице [Fai87], [Uhl03]. Для сцинтилляционого годоскопа, измеряющего заряд спектатора, выбор абсолютного значения веса равным заряду спектатора дает несколько лучшие результаты по сравнению с единичным весом [12], что подтверждается с помощью математического моделирования. При реконструкции реальных данных распределение по углу плоскости реакции, полученное с применением указанного выражени, должно быть изотропным для событий не подвергнутых систематическим искажениям. Однако, на практике полученное распределение dN/dφRP зачастую оказывается не изотропным. Это видно и на Рис. 2.6.1, где слева показано экспериментальное двумерные распределения загрузки ячеек годоскопа спектаторами до процедуры центровки на положение пучка (с градациями серого, изображающими интенсивность регистрации). В центре этого же рисунка показано распределение по реконструированному углу плоскости реакции, соответствующее этому двумерному распределению. При реконструкции угла плоскости реакции использовались координаты центров ячеек детекторов, но для наглядности отображения срабатывание каждой конкретной ячейки было равномерно распределено (размыто) по поперечным размерам ячейки. Из левого рисунка видно небольшое смещение центра пучка относительно координат центра детектора, что приводит к систематическому искажению измерения значений поперечного импульса, выраженного через координаты центра модулей. Для расчета распределения по реконструированному углу плоскости реакции в качестве первого приближения использовался вес ωi равный единице. Такой подход лучше оправдывает себя для достижения угловой изотропии восстановленного угла плоскости реакции в случае, когда заметное количество ячеек имеют проблемы с динамическим диапазоном измерения заряда спектатора (в нашем случае этому эффекту оказались подверженными около 10% ячеек). При этом потери в разрешении восстановленного угла плоскости реакции незначительны. Полученное распределение по реконструированному углу плоскости реакции показано на Рис. 2.2.19 в центре. Видна значительная угловая анизотропия, вызванная небольшим смещением центра пучка относительно координат центра детектора. Коррекция анизотропии в dN/dφRP из-за смещения центра пучка относительно координат центра детектора была выполнена с помощью коррекции положения центра координат ячеек детектора к положению центра пучка x i=xi-xbeamCenter, yi=yi-ybeamCenter. 82 В случае пособытийных колебаний положения центра пучка за счет эффектов нестабильности при выводе пучка данная коррекция может быть выполнена пособытийно. После проведения процедуры сдвижки координат годоскопа с учетом средних значений положения пучка, а также после исключения из рассмотрения ячеек располагающихся в непосредственной близости от центра годоскопа, где при смещении центра пучка отсутствующие центральные ячейки вносят некоторую дополнительную асимметрию полученное распределение по восстановленному углу плоскости реакции принимает вид показанный на правом Рис. 2.2.19. Наблюдается довольно хорошее согласие с изотропным распределением. Рисунок 2.2.19 - Двумерное распределение загрузки ячеек годоскопа (слева); распределение по восстановленному углу плоскости реакции, соответствующее этому двумерному распределению (в центре). Справа - распределение по восстановленному углу плоскости реакции после проведения описанной в тексте процедуры сдвижки с учётом центра пучка. Другими распространенными источниками систематики в распределении по восстановленному углу плоскости может служить неэффективность части модулей годоскопа, и, как следствие, привносимая азимутальная анизотропия, а также некоторая азимутальная неоднородность эффективности детекторов, участвующих в выработке триггера. Для восстановления присущей изотропии может применяться т.н. методика азимутального выравнивания, см. например [13-15]. Для изучения отклика детектора было проведено математическое моделирование реакции столкновения ядер золота с энергией 1.24 ГэВ на нуклон с ядрами золота в системе неподвижной мишени методом Монте-Карло. В качестве исходного генератора событий был выбран код SHIELD, основанный на многостадийной динамической модели включающей фрагментацию [16]. Выбор генератора обусловлен тем, что при столкновении ядер происходит генерация фрагментов наряду с другими вторичными частицами. Полученные в результате данной реакции частицы были проведены через модель установки ХАДЕС с помощью кода Geant и, полученный результат был подвергнут обработке программой реконструкции. 83 Распределения по множественности вторичных заряженных частиц, измеренных детекторами TOF и RPC установки ХАДЕС, показаны на Рис. 2.2.20 (слева) после реконструкции реальных данных и на Рис. 2.2.20 (справа) после реконструкции полного математического моделирования. Видно, что полученные распределения находятся в хорошем согласии, за исключением области малой множественности, где распределение, отвечающее реальным данным, несколько искажается за счет условия на множественность, вносимое триггером. Таким образом, использование генератора SHIELD достаточно хорошо воспроизводит распределения по множественности заряженных частиц. Рисунок 2.2.20 - Распределения по множественности заряженных частиц, измеренные детекторами TOF и RPC для реальных данных (слева) и полученных с помощью математического моделирования (справа). На основе анализа результатов полученных в ходе описанной выше процедуры математического моделирования было выбрано 5 интервалов, отвечающих разной центральности события К.ц.1., …, К.ц.5 от периферических (К.ц.1) до центральных (К.ц.5.), см. Рис 2.2.21. Каждому интервалу центральности отвечает интервал суммарной множественности вторичных частиц, зарегистрированных в детекторах TOF и RPC. Описанные интервалы множественности были выбраны так, что они практически не пересекаются друг с другом, и они использовались для отбора событий по центральности при обработке реальных данных. Для оценки разрешения по углу плоскости реакции, полученного с помощью годоскопа, использовалась методика разбиения события на два равных подсобытия A и B, в каждом из которых производится оценка угла плоскости реакции [Dan85]. Угол плоскости реакции определялся для событий, отобранных для разных интервалов по центральности взаимодействия. Отбор по центральности проводился по величине множественности заряженных частиц в детекторах TOF и RPC в установке ХАДЕС. Распределение разности углов плоскости реакции из двух подсобытий A и B показано на рисунке 2.2.22 для пяти выбранных классов центральности К.ц.1 – К.ц.5. где К.ц.1 соответствует периферическим событиям, К.ц.2 – полупериферическим событияи и т.д. и, наконец, К.ц.5 соответствует 84 центральным событиям. Полученные дисперсии для распределений по разности углов плоскости реакции равны, соответственно 91.1О, 80.9О, 68.7О, 86.4О и 92.О. Дисперсия распределения по углу плоскости реакции, полученной на основе сработавших ячеек для полного события, согласно [Dan85], должно быть в два раза лучше дисперсии распределения разности углов для двух равных подсобытий. Полученное разрешение в целом неплохо согласуется с результатами в эксперименте KaoS для реакции [email protected]ГэВ/нуклон [For03], полученными с несколько большей энергией пучка. Из проведенных расчетов видно, что наилучшее разрешение достигается для полуцентральных событий (для значений прицельного параметра близких к 8 фм). Оценка дисперсии восстановленного угла плоскости реакции для таких событий составляет около 34О для центральных событий. Рисунок 2.2.21 - Распределения по прицельному параметру столкновения для реакции [email protected]ГэВ на нуклон для пяти различных классов множественности вторичных заряженных частиц, зарегистрированных детекторами TOF и RPC. 85 Рис. 2.2.22 - Распределения разности восстановленных углов плоскости реакции из двух равных подсобытий для пяти интервалов множественности, отвечающих различным классам центральности (К.ц). 2.2.10 Участие ИЯИ РАН в разработке, моделировании и тестировании электромагнитного калориметра ХАДЕС Планируется, что ХАДЕС будет установлен на пучке тяжелых ядер первой очереди ускорительного комплекса SIS-100, запуск которого должен состояться в 2017г., для исследования процессов образования электрон-позитронных пар в ядро-ядерных столкновениях при энергиях до 11 ГэВ/нуклон. Для понимания свойств диэлектронных спектров и поиска эффектов восстановления киральной симметрии необходимо детальное знание так называемого «адронного коктейля» — вклада в диэлектронный спектр адронных распадов после химического вымораживания. Здесь главный вклад дают Далиц-распады нейтральных псевдоскалярных π- и η-мезонов. Таким образом, необходимо знание сечений рождения мезонов в ядро-ядерных столкновениях, которые отсутствуют для энергий в области 11 ГэВ/нуклон. Для измерения сечений рождения нейтральных псевдоскаляров по их двухфотонным распадам необходимо оснащение установки ХАДЕС электромагнитным калориметром. Также необходимы γ – измерения от каналов образования странных частиц, таких как распад Λ(1405), K0→ π0+ π0. Электромагнитный калориметр помимо регистрации нейтральных фотонов должен обеспечивать также разделение адронов и электронов при больших значениях импульсов частиц (p>400 MeV/c) и заменить используемый в настоящее время предливневый детектор. На Рис. 2.2.23 показана схема общего вида калориметра установки ХАДЕС, установленного на специальной платформе. Геометрия калориметра повторяет общую 86 структуру детекторных систем ХАДЕСа и также состоит из 6 секторов, каждый из которых собран из 163 модулей. Рис. 2.2.23 - Схема общего вида электромагнитного калориметра установки ХАДЕС. Как известно, еще в 2008г., ИЯИ РАН предложил использовать в качестве основных элементов существующие модули использованного ранее калориметра установки OPAL в ЦЕРНе. Была достигнута договоренность между ИЯИ РАН и собственниками модулей в ЦЕРНе о передаче этих модулей в ГСИ для использования в электромагнитном калориметре для ХАДЕС. Более 1000 этих модулей были отобраны силами ИЯИ РАН в ЦЕРНе и доставлены в ГСИ. Радиатором модулей калориметра является свинцовое стекло марки CEREN 25 с размерами 92х92х420 мм. Для использования этих модулей в калориметре ХАДЕСа, необходимо провести работу по их полной реконструкции с заменой фотоумножителей, отражателей и реконструкции корпусов. Такая работа была начата ИЯИ РАН в 2009г. и продолжена в 2010 - 2012г.г. К концу 2012г. силами группы ИЯИ РАН полностью реконструированы около 330 модулей из 978 модулей, необходимых для сборки 6 секторов калориметра. Испытания модулей калориметра на космике проводятся в ГСИ на специальном стенде, созданном ИЯИ РАН (Рис. 2.2.24), позволяющем тестировать одновременно 5 модулей калориметра. 87 Рис. 2.2.24 - Созданный ИЯИ РАН стенд для проведения тестирования модулей калориметра на космике. С участием ИЯИ РАН подготовлен технический проект калориметра (TDR), см. arXiv:1109.5550 [nucl-ex] . В этом проекте, в котором в настоящее время совместно с ИЯИ РАН РАН участвуют группы из Германии, Чехии и Польши, приводится подробное описание состояния дел по моделированию отклика калориметра, проведенных тестовых измерениях энергетического разрешения и разделения пионов и электронов на тестовых пучках. Приводятся расчеты механической системы для сборки и установки модулей калориметра и другие технические и организационные детали проекта. В техническом проекте приведены также распределения работ и координаторы направлений работ по созданию калориметра между институтами, входящими в коллаборацю ХАДЕС. ИЯИ РАН участвует в реконструкции и сборке модулей калориметра и в их тестовых испытаниях. 2.3 Проект NA61 (SHINE) Основные результаты работы ИЯИ РАН в 2012 году в эксперименте NA61 в ЦЕРНе заключаются в следующем: 1. Полностью завершена разработка, изготовление и тестирование всех 44 модулей переднего адронного калориметра фрагментов. 2. Разработаны, изготовлены и протестированы все 44 комплекта аналоговой и цифровой 88 электроники для всех модулей калориметра. Проведено успешное электроники на пучке NA61 для всех 44 модулей калориметра и ее испытание интеграция в систему сбора и обработки данных. 3. Передний адронный калориметр (все 44 модуля) полностью собран и установлен на движущейся платформе в штатное положение на экспериментальной установке NA61. 4. Проведена энергетическая калибровка всех 44 модулей на мюонном и протонном пучках при энергии частиц 158 ГэВ в июне 2012г. Калибровка модулей калориметра проводилась на тестовом пучке, специально выделенном для этой цели в июне 2012г. 5. Завершен анализ полученных во время калибровочного сеанса данных и получен набор калибровочных параметров, которые будут использованы в физическом сеансе. 6. В декабре 2012г. состоялся сеанс на фрагментированном пучке ядер бериллия – 7. В реакции 7Ве +9Ве при энергиях налетающих ядер бериллия-7 измерены выходы заряженных частиц. Впервые, для 13, 20 и 30 ГэВ на нуклон определения центральности взаимодействий и точного определения числа взаимодействующих нуклонов в каждом столкновении был использован полностью собранный передний адронный калориметер. 7. Разработан и изготовлен новый А-детектор для измерения изотопного состава вторичного фрагментированного пучка ядер время-пролетным методом. Проведены измерения временного разрешения этого детектора на тестовом пучке Т10 на ускорителе PS в июле 2012г. Получена оценка временного разрешения порядка 60 пикосекунд для измерений на легких фрагментах. 8. Продолжена работа по разработке и интегрированию в систему сбора данных пакета программ для контроля качества экспериментальных данных в эксперименте NA61 и контроля параметров калориметра. 9. Группой ИЯИ РАН до конца 2012 г. отработано более 60 смен в период с июня по 17 декабря 2012 в эксперименте NA61(SHINE). Сотрудники ИЯИ РАН участвовали в сеансах по измерению выходов заряженных частиц в реакции 7Ве+9Ве, в сеансе по калибровке калориметра на протонном пучке в июне 2012г. и физическом сеансе в сентябреоктябре на протонном пучке по исследованию pPb реакции. Сотрудники ИЯИ РАН участвовали также в рабочих совещаниях NA61(SHINE) и в представлении результатов на международных совещаниях и конференциях. 89 2.3.1 Участие российских институтов в модернизации экспериментальной установки NA61(SHINE) на SPS Эксперимент NA61(SHINE) является единственным оставшимся экспериментом на SPS в ЦЕРНе, который имееет утвержденную в ЦЕРНе программу по исследованиям ядроядерных взаимодействий при энергиях 10-158 ГэВ на куклон. Экспериментальная установка, которая используется в этом эксперименте - это модернизированная установка бывшего эксперимента NA49 [1] (Рис.(3.1)). Рисунок 2.3.1 - Экспериментальная установка NA61. Справа: красным цветом выделены в верхней половине рисунка системы NA61(SHINE), введенные в эксплуатацию ИЯИ РАН и СПбГУ в 2011-2012 гг. Установка состоит из ряда пучковых детекторов, расположенных в области мишени, которые используются для формирования триггера и контроля положения пучка на мишени. Основными компонентами установки для регистрации образовавшихся в ядро-ядерных взаимодействиях частиц являются две время-проекционные камеры (VTPC), каждая длиной 2 метра, расположенные, соответственно, в двух сверхпроводящих дипольных магнитах с вертикальным зазором 1 метр. Магниты обеспечивают максимальную жесткость пучка 9 Тм. Эти камеры используются для реконструкции вершины взаимодействия, определения импульса частиц и идентификации типа частиц путем измерения ионизационых потерь в газе детекторов. Импульсное разрешение установки σ(p)/p2 составляет 5 × 10−3 (GeV/c). Далее, слева и справа от оси пучка располагаются еще две большие время-проекционные камеры (MTPCs) с размерами 4 х 4 х 1.2 м, каждая. Эти камеры используются дополнительно для измерения импульса частиц высоких энергий и идентификации типа частиц по их ионизационным потерям с разрешением 90 порядка 4%. Два времяпролётных сцинтилляционных годоскопа (TOF-L и TOF-R), по 891 сцинтилляционному детектору в каждом годоскопе, также используются для идентификации частиц и обеспечивают временное разрешение порядка 70 пикосекунд. Они располагаются сразу за MTPC, симметрично по обе стороны от оси пучка. По измерениям времен пролета и ионизационных потерям осуществляется идентификации типа частиц в импульсном диапазоне от 1 до 10 ГэВ/с. Время-проекционные камеры, магниты и времяпролетные годоскопы TOF-L и TOF-R в эксперименте NA61 те же самые, что использовались в NA49 и подробно описаны в работе [2]. Однако, для выполнения намеченной программы исследований эту установку необходимо было серьезно модифицировать. В результате модернизации электроники считывания сигналов с время-проекционных камер, скорость считывания данных увеличена с 10 событий в секунду до 100 событий в секунду. Эта модернизация была выполнена венгерской группой. Новой детекторной системой NA61 является и передний сцинтилляционный времяпролетный годоскоп –TOF- F, который перекрывает область между годоскопами TOF-L и TOF-R для увеличения аксептанса установки. Другие две очень важные модернизации установки выполнены российскими группами. ИЯИ РАН разработал и изготовил новый передний адронный калориметр фрагментов, который имеет высокое энергитеческое разрешение и способен пособытийно определять с точностью до одного нуклона число провзаимодействовавших нуклонов в центральном ядро-ядерном взаимодействии. Это является очень важным фактором в исследовании флуктуаций различных наблюдаемых. Концепция калориметра, электроники и системы анализа данных полностью является разработкой ИЯИ РАН. Передний адронный калориметр (PSD), располагается на расстоянии от 17 до 23 метров от мишени, в зависимости от энергии налетающих ядер. Этот калориметр используется для измерения энергии спектаторов и описывается в следующем разделе. Калориметр и электроника полностью изготовлены ИЯИ РАН. Эта работа велась в течение последних 6 лет и в уже в конце 2011г,, впервые, часть калориметр использовалась в физическом сеансе на фрагментированном пучке легких ядер в эксперименте NA61. В 2012г. калориметр полностью собран и будет использован в декабрьском сеансе. 91 2.3.2 Разработка и изготовление переднего адронного калориметра фрагментов группой ИЯИ РАН 2.3.2.1 Разработка и изготовление модулей калориметра ИЯИ РАН участвует в эксперименте NA61 с 2005г и отвечает за разработку, изготовление и тестирование нового переднего адронного калориметра фрагментов, который является важнейшим детектором для выполнения программы ядро-ядерных исследований эксперимента NA61. Данный калориметр фрагментов должен обеспечивать с хорошей точностью определение числа нуклонов налетающего ядра, которые не взаимодействовали с ядрами мишени. Для этого калориметр должен обладать хорошим энергетическим разрешением, что является необходимым условием для исследования флуктуаций множественности вторичных частиц и других наблюдаемых величин в каждом событии. Предложенная модульная структура калориметра (Рис. 2.3.2, слева), обеспечивает хорошее энергетическое разрешение калориметра, порядка 56%/sqrt(E) + 2%, по всей поперечной плоскости калориметра. Центральная часть калориметра состоит из 16 модулей с поперечным размером 100х100мм2. Внешняя часть калориметра состоит из 28 модулей с поперечным размером 200х200мм2. В 2011г. была собрана и использовалась в эксперименте только часть калориметра, состоящая из 16 маленьких центральных модулей и 16 больших внешних модулей (они показаны на схеме Рис. 2.3.2 внутри красного прямоугольника). Такое количество модулей обеспечивало почти 100% аксептанс спектаторов калориметром при измерении реакции 7 Ве+9Ве при энергиях налетающих ядер бериллия 40, 75, 158 ГэВ на нуклон и положении калориметра 23м от мишени. Для эксперимента 2012г. для измерений этой же реакции, но при энергиях 13, 20 и 30 ГэВ на нуклон, калориметр полностью собран, как показано на Рис.(3.5), справа и будет располагаться на минимально возможном расстоянии от мишени 17м для обеспечения практически 100% аксептанса для спектаторов. 92 Рисунок 2.3.2 - Слева - схема адронного калориметра (вид спереди). Выделенная красным прямоугольником часть калориметра была использована в эксперименте 2011г. Справа показана фотография полностью собранного в 2012г. калориметра, установленного на несущей платформе. Технология изготовления и сборки калориметра полностью разработаны в ИЯИ РАН. В ИЯИ создан участок с необходимым оборудованием для сборки и испытаний модулей калориметра. Каждый модуль калориметра состоит из 60 слоев свинца и сцинтилляционных тайлов с оригинальной схемой съема сигнала с калориметра. Свет, передаваемый спектросмещающими оптоволокнами, вклеенными в канавку на передней плоскости в каждом сцинтилляторе детектируется десятью микропиксельными лавинными фотодиодами (MAPD 3А) с плотностью пикселей 15000 на квадратный миллиметр, размещенными на задней панели модуля калориметра (Рис. 2.3.3). Рисунок 2.3.3 - Схема модуля калориметра 93 Разработка данного калориметра является пионерской в применении этих современных технологий в калориметрии. В 2011г. ИЯИ РАН завершил изготовление всех 44 модулей калориметра, включая 16 маленьких модулей для внутренней части и 28 больших модулей для внешней части переднего адронного калориметра. Фотография одного из собранных больших модулей (без установленной верхней крышки модуля) показана на Рис. 2.3.4. Изготовление и сборка модулей выполнено силами сотрудников ИЯИ РАН. Рис. 2.3.4 - Слева - фотография одного из собранных больших модулей (без установленной верхней крышки модуля). Справа – процесс сборки модулей калориметра В 2012г. калориметр полностью собран и на несущей платформе установлены 16 маленьких и 28 больших модулей (Рис. 2.3.5, справа), которые необходимы для проведения запланированных физических измерений в 2012г. для реакции 7Ве+9Ве при энергиях 13, 20 и 40 ГэВ на нуклон с использованием фрагментированого пучка ядер 7Ве. 2.3.2.2 Разработка и изготовление аналоговой и цифровой электроники для калориметра Электронная схема съема сигналов и управления является неотъемлемой частью адронного калориметра и полностью разработана в ИЯИ РАН. В 2012 г. было завершено изготовление, настройка и тестирование на пучке электроники для всех 44 модулей калориметра. Аналоговая часть электроники (10 интеграторов, сумматор, контрольный усилитель) реализована на одной мезонинной плате (Рис. 2.3.5, слева). Амплитудноцифровые преобразователи и схема контроля за рабочим напряжением на лавинных фотодиодах расположены на второй плате (Рис. 2.3.5, центр). Третья электронная плата с расположенной на ней программируемой логической интегральной схемой отвечает за 94 считывание сигнала с амплитудно-цифровых преобразователей и передачу данных в систему сбора экспериментальных данных эксперимента NA61 (Рис. 2.3.5 справа). Рисунок 2.3.5 - Фото отдельных плат электроники каждого индивидуального модуля адронного калориметра, используемой для съема сигналов и управления Все три платы в каждом модуле собираются в одну сборку, как показано на Рис. 2.3.6 слева, и устанавливаются на заднем торце каждого модуля. Задняя сторона собранной в 2011 г. части калориметра с установленной электроникой показана на Рис. 2.3.6 справа. Рисунок 2.3.6 - Собранный комплект аналоговой и цифровой электроники для каждого индивидуального модуля (слева). Вид задней торцевой части калориметра с установленной электроникой (справа) В 2012г. проведена окончательная отладка электроники. Удалось существенно подавить уровень собственных шумов электроники, что позволило провести калибровку модулей калориметра на мюонном пучке. Окончательно вся электроника была испытана на тестовом пучке NA61 и проведена интеграция считывания сигналов со всех 44 модулей калориметра в систему сбора и обработки данных эксперимента NA61. 95 2.3.2.3 Фотодетекторы калориметра Для детектирования света со сцинтилляторов с каждой из 10 секций продольно сегментированного модуля калориметра требуется 10 отдельных фотодетекторов на каждый модуль. В качестве фотодетекторов были выбраны кремниевые полупроводниковые микропиксельные лавинные фотодиоды, MAPD-3А, производства Zecotek Photonics Inc (Сингапур) [3,4]. Выбор этих фотодиодов для данного калориметра обусловлен такими их свойствами, как высокое внутреннее усиление, высокая квантовая эффективность детектирования фотонов, компактность и нечувствительность отклика к прохождению через них заряженных частиц. Некоторые характеристики лавинных фотодиодов MAPD-3А показаны на Рис. 2.3.7. Здесь на левом верхнем рисунке показана зависимость усиления фотодиода от приложенного напряжения. Видно, что при выбранном рабочем напряжении 66 вольт, коэффициент усиления составляет порядка 4х104. На правом верхнем Рис.(3.7) приведена измеренная зависимость квантовой эффективности детектирования фотонов (PDE) для данного типа фотодиода, в зависимости от длины волны падающего фотона. PDE для MAPD-3A со спектром излучения Y11 WLS-волокна на длине волны 510 нм достигает 15%. Выбранный тип фотодиодов имеет высокую плотность пикселей порядка 15000 на квадратный миллиметр, или порядка 135000 пикселей для фотодиода с чувствительной областью 3х3мм2. Такого количества пикселей достаточно для обеспечения линейности отклика переднего адронного калориметра во всем диапазоне измеряемых энергий в эксперименте NA61. Это видно из зависимости квадрата дисперсии амплитуды сигнала (выраженной в числе фотоэлектронов) для данного типа фотодиода в зависимости от количества амплитуды сигнала, также выраженной в числе фотоэлектронов, показанной на левом нижнем Рис.(3.7). Наблюдается хорошая линейная зависимость для амплитуд сигнала вплоть до 104 фотоэлектронов, что достаточно для всего энергетического диапазона измеряемых энергий, в котором максимально ожидаемая средняя амплитуда для одной секции модуля калориметра составляет около 1500 фотоэлектронов. 96 Рисунок 2.3.7 - Измеренные характеристики фотодиодов MAPD-3A. Верхний левый рисунок - зависимость коэффициента усиления фотодиода от приложенного напряжения. Верхний правый рисунок – зависимость квантовой эффективности детектирования фотонов от длины волны падающих фотонов. Левый нижний рисунок – линейность отклика фотодиода. Правый нижний рисунок – загрузочная характеристика фотодиода. Еще одним важным требованием к выбранному типу фотодетекторов является способность работать в условиях достаточно больших загрузок, вплоть до скоростей счета порядка 2х105 Гц, характерных для центральной области калориметра. Здесь средняя амплитуда в одном секции модуля калориметра, как ожидается, будет около 1500 фотоэлектронов. Иными словами, время восстановления MAPD-3A фотодиододов должно быть достаточно быстрым, чтобы обеспечить стабильную амплитуду сигнала при загрузках до 200 кГц. Для проверки стабильности амплитуды импульсов фотодиод облучался на разных частотах с помощью светоизлучающего диода и его амплитуда сравнивалась с амплитудой сигнала, подаваемого параллельно на ФЭУ. Полученные результаты представлены на правом нижнем Рис. 2.3.8. Видно, что амплитуда сигнала падает примерно на 5% для максимальной интенсивности пучка, предусмотренной в NA61 эксперименте. Таким образом, свойства фотодиодов MAPD-3A удовлетворяют всем требованиям, предъявляемым к фотодетекторам для переднего адронного калориметра эксперимента 97 NA61. В этом калориметре используются 440 микро-пиксельных фотодиодов MAPD-3A в качестве фотодетекторов. Результаты тестирования прототипов модулей адронного калориметра с использованием этого типа фотодиодов приведены в работах [5-7]. 2.3.2.4 Калибровка калориметра на мюоном и протонном пучках Энергетическая калибровка всех модулей калориметра была выполнена в июне 2012г. на пучке мюонов с энергией 100 ГэВ. На Рис. 2.3.8 красным цветом показаны амплитудные спектры мюонов для 10 секций одного из маленьких центральных модулей (слева) и амплитудные спектры для 10 секций одного из больших модулей внешней части калориметра (справа). Синим цветом показаны шумовые амплитудные спектры, которые наблюдаются в секциях данных модулей при облучении мюонами одного из соседних модулей. Видно, что средняя амплитуда от мюонов во всех секциях хорошо отделяется от средних значений шумовых амплитуд. Амплитуда сигнала от мюонов в одной секции калориметра соответствует примерно 2 фотоэлектронам. Так как средние энергетические потери мюонов в каждой секции модуля калориметра определяются суммарной толщиной 6 сцинтилляторов и составляют порядка 5 МэВ, то цена канала амплитудного преобразователя преобразуется в энергетическую шкалу простым делением этой энергии на соответствующий номер канала. Рисунок 2.3.8 - Амплитудные спектры мюонов (красный цвет) для 10 секций одного из маленьких центральных модулей (слева) и амплитудные спектры мюонов для 10 секций одного из больших модулей внешней части калориметра (справа). Синим цветом показаны шумовые амплитудные спектры. После проведенной калибровки модулей калориметра на мюонном пучке, отклик всех 44 модулей калориметра был исследован на пучке протонов с энергией 158 ГэВ. Результаты измерений среднего положения реконструированной энергии протонов с использованием калибровочных коэффициентов, полученных на мюонном пучке, показаны на Рис.(3.9) (слева). Видно, что средняя энергия протонов хорошо реконструируется во всех модулях калориметра. Энергетическое разрешение модулей показано справа на этом же 98 рисунке. Красные кривые на этих рисунках соответствует учету выделенной энергии во всех 440 секциях калориметра, а синие кривые соответствует учету выделенной энергии только в модулях окружающих непосредственно рассматриваемый модуль. Видно, что шумы электроники практически не влияют на точность реконструкции средней энергии в модулях и на энергетическое разрешение модулей при выбранном пороге регистрации. Прямая линия на правом рисунке соответствует энергетическому разрешению модулей порядка 6.5%, полученному в Монте Карло моделировании и находится в хорошем согласии с полученным экспериментальным разрешением. Рисунок 2.3.9 - Среднее положение реконструированной энергии протонов (слева) и энергетического разрешения модулей (справа) с использованием калибровочных коэффициентов, полученных на мюонном пучке. Красные и синие кривые соответствуют разным способам реконструкции энергии и разрешения, описанным в тексте. Таким образом, проведенное в начале 2012г. усовершенствование электроники калориметра позволило существенно снизить уровень ее собственных шумов, необходимое для регистрации очень слабых сигналов от мюонов. В 2011г. проводилась энергетическая калибровка всех модулей собранного к тому времени калориметра (16 маленьких и 16 больших модулей) на протонном пучке при энергии налетающих протонов 158 ГэВ. В этом случае для каждой секции калориметра определялся свой коэффициент калибровки посредством решения линейной системы из 10 уравнений с 10 неизвестными калибровочными параметрами. Для этого, для каждого модуля набиралось порядка 500 тыс. событий. Результаты калибровки на протонном пучке показаны на Рис. 2.3.10. 99 Рисунок 2.3.10 - Восстановленное значение энергии протонов в каждом модуле (слева) и полученное энергетическое разрешение каждого модуля после восстановления с помощью полученных калибровочных коэффициентов. Слева показано значение энергии, восстановленное с помощью полученных калибровочных коэффициентов на протонном пучке. Справа показано энергетическое разрешение в каждом модуле. Параллельные полученное прямые показывают фактическое значение энергии протонов (рис. слева) и значению энергетического разрешения, полученного в моделировании (рис. справа). Видно, что полученные результаты калибровки на протонном пучке в 2011г. существенно улучшены за счет уменьшения шумов электроники модулей калориметра и использования для калибровки мюонного пучка вместо протонного. 2.3.2.5 Моделирование отклика калориметра и анализ экспериментальных данных Основное полученных внимание в 2012г. уделялось анализу экспериментальных данных, 2011г., оценке эффективности восстановления энергии спектаторов, регистрации спектаторов, точности выбору ограничений на полную энергию в калориметре для включения в общий триггер. Первый физический сеанс на NA61 с использованием пучка ядер Ве при энергиях 7 40, 75 и 150 AГэВ, налетающих на мишень 9Ве, состоялся в конце 2011г. Передний адронный калориметр был в это время еще не полностью собран (отсутствовали 12 внешних модуля). Ядра 7Ве в налетающем пучке образовывались при фрагментации налетающих ядер свинца на бериллиевой мишени. При соответствующей настройке магнитного канала пучок фрагментированных ядер транспортировался на исследуемую мишень 9Ве установки NA61 [8]. Интенсивность пучка фрагментированных ядер составляла порядка 2х10 5 частиц в секунду. Идентифицикация ядер 7Be и их положение пучка на мишени осуществлялось рядом пучковых детекторов, установленных в канале транспортировки пучка перед мишенью 9Ве. Рис. 2.3.11 (слева) показывает распределение выделенной энергии частиц 100 пучка в калориметре для пучкового триггера и без каких-либо дополнительных ограничений на выделение типа частицы. При этом магнитная жесткость канала соответствует энергии 75 АГэв для ядер 7Ве. Рисунок 2.3.11 - Энерговыделение частиц фрагментированного пучка ядер в калориметре, соответствующее настройке канала транспортировки пучка для 75 AГeВ ядер 7Ве без ограничения (красный) и с ограничением (синий) на амплитуду сигнала Z-детектора. В спектре четко наблюдется 3 пика, соответствующие энерговыделениям ядер дейтрона, гелия и бериллия. При наложении соответствующих ограничений на амплитуду сигнала в кварцевом черенковского детекторе (Z-детектор), установленном в пучке перед мишенью, пики от дейтронов и гелия исчезают и в калориметре виден только четкий пик, соответствующий энерговыделению ядер 7Ве (Рис. 2.3.11, справа). Таким образом, проведенная калибровка и первые измерения на пучке протонов и ядер показали, что созданная электроника и калориметр в целом обеспечивают измерение энергии спектаторов с заданным энергетическим разрешением и при загрузках до 2х10 5 частиц в секунду. При этом, вклад шумов электроники в разрешение калориметра минимален. В 2012г. проведено полное моделирование отклика калориметра при энергиях 13, 20 и 30 ГэВ иа нуклон для реакции 7Ве+9Ве с использованием разработанного в ИЯИ кода SHIELD в качестве генератора событий. На Рис. 2.3.12 приведены пространственные распределения спектаторов ядер бериллия на поверхности калориметра на расстоянии 17м от мишени. 101 Рисунок 2.3.12 - Пространственные распределения спектаторов ядер бериллия на поверхности калориметра на расстоянии 17м от мишени для трех значений энергии налетающих ядер Таким образом, при этих низких энергиях ядер бериллия калориметр необходимо устанавливать на минимально возможном расстоянии от мишени и при этом, даже при энергии 13 АГэВ, аксептанс калориметра для спектаторов ядер бериллия близок к 100%. 2.3.3.6. Разработка А-детектора для исследования изотопного состава фрагментированного пучка ионов Как уже отмечалось выше, в 2011 году для настройки канала транспортировки фрагментированного пучка ядер бериллия-7 и идентификации ядер бериллия-7 времяпролетным методом использовался так называемый А-детектор, созданный группой ИЯИ РАН. Этот детектор состоял из быстрого пластического сцинтиллятора ВС-408 и двух ФЭУ- EMI 9133, считывающих сигнал с противоположных сторон сцинтиллятора. Данная конструкция детектора обеспечивает требуемое временное разрешение даже при широком пространственном распределении пучка. Суммирование времен срабатывания двух противоположных ФЭУ компенсирует временной разброс, вызванный широким профилем фрагментированного пучка. А-детектор установлен на канале транспортировке пучка на расстоянии 140м от исследуемой мишени (Рис. 2.3.13, слева). Прямые измерения на фрагментированном пучке ядер в 2011г. дали временное разрешение порядка 80 пикосекунд при энергии пучка 13.6 ГэВ на нуклон. На Рис. 2.3.13 (в центре) показан амплитудный спектр с А-детектора, полученный при настройке вывода пучка бериллий-7 при энергии 13А ГэВ на нуклон. На рисунке видны пики соответствующие заряженным фрагментам ядер с разными Z. На этом же рисунке (справа) показан времяпролетный спектр ядер бериллия 7. В 2012г. в этом детекторе были установлены более быстрые фотоумножители HAMAMATSU R7525. Для определения временного разрешения модифицированного детектора А-детектора в июле 2012г. был проведен тестовый сеанс на пучке пионов канала Т10 протонного синхротрона ЦЕРН (Рис. 2.3.14). 102 В качестве стартового детектора использовался черенковский детектор с кварцевым радиатором и известным временным разрешением порядка 50 пикосекунд. Было получено временное разрешение модифицированного А-детектора порядка 60 пикосекунд. Такое разрешение позволит улучшить отбор изотопов ядра бериллия – 7Ве в предстоящем в декабре 2012г. сеансе. Рисунок 2.3.13 - А-детектор, установленный на канале транспортировки пучка эксперимента NA61 (слева). Амплитудный спектр с А-детектора при энергии 13А ГэВ на нуклон (центр). Справа- времяпролетный спектр ядер 7Ве. Рисунок 2.3.14 - Тест А-детектора на канале Т10 ускорителя PS в ЦЕРНе в июле 2012г. 103 2.4 Проект CASTOR (CMS) 2.4.1. Создание переднего калориметра CASTOR (эксперимент CMS, CERN) Создание переднего калориметра CASTOR в рамках эксперимента CMS на Большом Адронном Коллайдере в Европейском Центре ядерных исследований позволяет проводить измерения при энергиях, соответствующих энергиям космических лучей, но при несравненно больших интенсивностях, что наиболее важно для изучения редких и необычных явлений. Достижимые энергии в протон-протонных столкновениях соответствуют 10 лабораторной системе, а при столкновении ядер свинца 3 10 18 17 эВ в эВ, что соответствует наиболее интенсивно исследуемому диапазону энергий космических лучей высоких энергий. В отличие от основных детекторных систем эксперимента CMS калориметр CASTOR расположен в области больших быстрот 5<<7. CASTOR представляет собой калориметр, состоящий из последовательно расположенных вдоль направления пучка пластин вольфрама и кварца трапецеидальной формы, которые располагаются под углом 45° относительно оси пучка. При взаимодействии частиц в пластинах вольфрама возникает адронный/электромагнитный ливень и при прохождении заряженных частиц ливня через кварцевые пластины возникает черенковское излучение, которое регистрируется фотоумножителями. Калориметр перекрывает полный азимутальный угол и разбит на 16 секторов. Механическая конструкция в азимутальном направление представляет собой октант с 2 секторами в каждом октанте. В продольном направлении каждый сектор разбит на отдельные секции (reading units) и черенковский свет с каждой из секций собирается на отдельный фотоумножитель. Первые две секции в каждом секторе представляют собой электромагнитный калориметр последующие 12 адронный калориметр. Каждая из секций электромагнитного калориметра состоит из 5 пластин вольфрама и 10 кварцевых пластин. Свет с каждой из секций собирается воздушными световодами на отдельные фотоумножители. Полное число фотоумножителей калориметра составляет 224 штуки. 2.4.1.1 Результаты работы на установке CASTOR в 2012 г. В 2012 году сотрудниками ИЯИ РАН была выполнена работа по настройке калибровочной системы детектора CASTOR. Кроме того, была произведена замена позиционных датчиков, с целью отслеживания перемещения детектора во время включения магнитного поля. После замены оптоволоконной системы, а также замены старых ФЭУ на новые, способные работать в сильных магнитных полях, возникла необходимость заново настроить калибровочную систему детектора. Для этого с помощью LED пульсатора 104 генерировались импульсы белого света длительностью менее 20 нс и передавались по оптоволокну в окно ФЭУ. Форма сигнала с ФЭУ предварительно анализировалась, после чего принималось решение либо о необходимости наладки системы (рис. 2.4.1 – слишком большая длительность сигнала в канале 7, два максимума в канале 5; рис. 2.4.2 – в каналах 14, 16, 18-23 сигнал отсутствует), либо о возможности использовать полученные данные для калибровки рис. 2.4.3. В приведённых гистограммах по оси X откладывается время. Рисунок 2.4.1 - Форма отклика на LED-сигнал в каналах № 0-11 детектора, требующая настройки калибровочной системы по причине неправильной формы сигнала 105 Рис. 2.4.2 - Форма отклика на LED-сигнал в каналах № 12-23 детектора, требующая настройки калибровочной системы по причине отсутствия сигнала. Рисунок 2.4.3 - Форма отклика на LED-сигнал в каналах № 12-17 детектора Таким образом, были получены данные об отклике калибровочной системы на импульс света для каждого из 224 каналов при четырёх значениях напряжения (2000, 1800, 1600 и 1200 Вольт) и без напряжения. Эти данные будут использоваться при калибровке детектора CASTOR на пучке после его установки на CMS в январе 2013 года. По 106 результатам работы будут опубликованы тезисы доклада «Калибровка детектора CASTOR установки CMS на Большом адронном коллайдере» в рамках 55-й научной конференции МФТИ. Фотографии установки CASTOR и измерительного стенда приведены ниже (Рис. 2.4.4). В 2013 г. сотрудниками ИЯИ РАН планируется участие в подготовке и проведении сеансов на установке CASTOR, наладка аппаратуры, а также проведение анализа физических данных. Будут изучены возможности наблюдения аномальных событий в условиях больших быстрот на установке CASTOR. Рисунок 2.4.4 - Детектор CASTOR 2.5 Проект CBM 2.5.1 Исследование свойств сжатой барионной материи на установке СВМ в GSI (Дармштадт, Германия) Установка CBM предназначена для исследования свойств сжатой барионной материи. ИЯИ РАН отвечает в коллаборации СВМ на ускорительном комплексе FAIR за разработку и изготовление переднего адронного калориметра для определения центральности взаимодействия и угла плоскости реакции в ядро-ядерных взаимодействиях. Каждый модуль калориметра состоит из 60 слоев свинцовых и сцинтилляционных пластин. Для детектирования света в калориметре используются микропиксельные лавинные фотодиоды с плотностью пикселей 15000 на квадратный миллиметр, что необходимо для обеспечения линейности отклика калориметра в широком динамическом диапазоне. Для переднего 107 калориметра установки полномасштабного СВМ прототипа в 2012г. были модуля проведены исследования калориметра (энергетическое отклика разрешение и линейность) на пучках пионов и протонов с импульсами в диапазоне от 1 до 6 ГэВ/с канала Т10 в ЦЕРНе (рис. 2.5.1). Рисунок 2.5.1 - Супермодуль калориметра на тестовом пучке в ЦЕРНе (слева). Зависимость энергетического разрешения супермодуля от энергии пионов (справа) Полученные результаты показали, что предложенная концепция и конструкция модуля калориметра обеспечивает необходимое энергетическое разрешение калориметра и, таким образом, может быть использована для измерений центральности столкновений и угла плоскости реакции в диапазоне энергий 2—6 ГэВ на нуклон сталкивающегося ядра на установке СВМ на первой очереди ускорителя SIS100. В 2012г. подготовлен технический проект переднего адронного калориметра установки СВМ на создаваемом ускорительном комплексе FAIR в Дармштадте, Германия. В техническом проекте приводится описание требований к калориметру, результаты моделирования отклика калориметра, конструкция модулей калориметра, приводятся результаты измерений различных характеристик фотодетекторов калориметра и результаты проведенных в течение последних нескольких лет пучковых тестов изготовленных прототипов модулей. Приводятся результаты детального моделирования точности определения угла плоскости реакции с помощью этого калориметра для первой очереди ускорителя SIS100. В течение 2012г. продолжалось также моделирование образования и детектирования J/ψ с помощью электромагнитного калориметра. В 2013 г планируется проведение работ, связанных с подготовкой и утверждением технического проекта переднего адронного калориметра эксперимента СВМ. Разработка, 108 проведение испытаний и оптимизация параметров прототипа адронного калориметра под нулевым углом PSD при энергиях коллайдера SIS-100 на пучках Нуклотрона. 2.6 Проект MPD _ NICA 2.6.1 Исследование коллективных эффектов и ненуклонных степеней свободы в ядрах и переходных процессов в сжатой ядерной материи при столкновениях протонов и тяжёлых ионов с ядрами Детектор MPD (Multi-Purpose Detector) предназначен для исследования коллективных эффектов, ненуклонных степеней свободы в ядрах и переходных процессов в сжатой ядерной материи при столкновениях протонов и тяжёлых ионов с ядрами на коллайдере NICA (Nuclotron-based Ion Collider fAcility) в Объединенном Институте Ядерных Исследований (ОИЯИ, Дубна). Для определения прецизионного опалесценции отбора событий при поиске центральности столкновения и для флюктуаций в области критической разработан адронный калориметр ZDC (Zero Degree Calorimeter) для регистрации фрагментов пучка. Он будет расположен в области малых углов на расстоянии около 3 м вблизи пучка с обеих сторон от точки взаимодействия пучков коллайдера, Главным отличием в использовании калориметра в проекте MPD/NICA, является его работа при низких энергиях около 1-6 ГэВ. В ИЯИ РАН для исследования работы калориметра ZDC предложенного варианта адронного для регистрации спектаторов в столкновениях тяжелых ядер на коллайдере NICA с энергией в с.ц.м. порядка нескольких ГэВ изготовлен прототип калориметра. В 2012 г. отклик изготовленного модуля был исследован на пучке канала T10 PS в ЦЕРНе. (рис. 2.6.1). Этот канал обеспечивал пучки пионов и протонов с импульсом в диапазоне 2 - 6 ГэВ/с. Рис. 2.6.1 - Положение модуля калориметра на канале T10 PS в CERN 109 В качестве прототипа калориметра ZDC установки MPD использованы сэндвич-модули, состоящие из слоев свинца и пластического сцинтиллятора с поперечным размером 20 х 20 см2. До настоящего времени отклик таких модулей экспериментально исследовался только при энергиях протонов больше 20 ГэВ. При энергиях протонов ниже 10 ГэВ экспериментальных данных по энергетическому разрешению и линейности отклика таких модулей нет. В области энергий адронов ниже 5 ГэВ отклик калориметра должен отличаться для пионов и протонов в связи с различиями в развитии адронного ливня при этих энергиях. Таким образом, требуются дополнительные экспериментальные исследования отклика калориметра в области низких энергий протонов. Для обеспечения необходимого энергетического разрешения каждый модуль собран из 60 слоев свинца с расположенными между ними сцинтилляционными пластинами. Толщина каждой свинцовой пластины составляет 16 мм, а толщина сцинтиллятора 4 мм. При таком соотношении 4:1 толщин свинца и сцинтиллятора выполняется условие так называемой компенсации, при котором вклад электромагнитной компоненты в адронный ливень равен вкладу от чисто адронной компоненты. Для детектирования света со сцинтилляторов с каждой из 10 секций продольно сегментированного модуля калориметра требуется 10 отдельных фотодетекторов на каждый модуль. В качестве фотодетекторов были выбраны кремниевые полупроводниковые микропиксельные лавинные фотодиоды, MAPD-3А, производства Zecotek Photonics Inc (Сингапур). Для идентификации пионов и протонов в пучке измерялось время пролета частицы между двумя черенковскими детекторами с кварцевыми радиаторами диаметром 20 мм. Проведенные исследования энергетического разрешения и линейности модуля калориметра показали, что предлагаемая концепция и техническая реализация на основе слоистого свинец / сцинтиллятор конструкции модуля калориметра и выбранной схемы света считывания света с помощью микропиксельных фотодетекторов обеспечивает получение необходимого энергетического разрешения и линейности отклика в диапазоне энергий ускорительного комплекса НИКА. Проведенные исследования работы прототипа калориметра на выведенном пучке Т10 в ЦЕРНе позволяют приступить к созданию Технического проекта детектора. Будут также проведены исследования работы прототипа калориметра на выведенном пучке Нуклотрона ОИЯИ. Сотрудники Лаборатории примут участие в разработке физической программы измерений на коллайдере NICA. 110 Проведены измерения функции возбуждения выхода пионов в реакции d+Ag, d+Cu, d+W на внутреннем пучке Нуклотрона ЛФВЭ ОИЯИ при энергиях около 350 МэВ на нуклон. 2.7 Эксперимент Е06-TREK (Япония) 2.7.1. Поиск Т- нечетной поляризации мюона в распадах положительных каонов Планируемый эксперимент Е06, J-PARC (Япония) предназначен для поиска Тнечетной поляризации мюона в распадах положительных каонов. Основной изучаемой модой является Kµ3 распад каона на положительный мюон, нейтральный пион и нейтрино. Нарушение Т-инвариантности в данном распаде требует существования компоненты поляризации мюона РТ, перпендикулярной плоскости Kµ3 распада, поскольку данная компонента меняет знак при операции обращения времени. Таким образом, эксперимент требует определения плоскости распада и величины поляризации мюона, перпендикулярной данной плоскости. Эксперимент использует модернизированную установку предыдущего эксперимента Е246, выполненного в КЕК (Япония) в 1996-2003 гг. Схема установки приведена на рис.(7.1). Основными элементами установки являются: дифференциальный Черенковский счетчик, идентифицирующий каоны в налетающем пучке; активная сегментированная мишень, останавливающая каоны; CsI(Tl) электромагнитный калориметр, детектирующий фотоны из распада нейтральных пионов; сверхпроводящий магнитный спектрометр, состоящий из тороидального магнита и системы пропорциональных камер; поляриметр, находящийся на выходе спектрометра и регистрирующий позитроны из распада остановившихся мюонов. Кратко, принцип работы установки заключается в следующем. Каоны с импульсом менее 800 МэВ/c останавливаются в активной мишени и с вероятностью 3.2% распадаются на нейтральный пион, мюон и нейтрино. Мюон проходит через один из 12 секторов тороидального магнита, отклоняется почти на 90 градусов и останавливается в поляриметре. Исследуемая поляризация РТ проявляется как угловая асимметрия позитронов из распада мюона. Энергия и направление нейтрального пиона из Kµ3 распада измеряются CsI(Tl) электромагнитным калориметром. Уникальной особенностью эксперимента является использование остановленных в активной мишени каонов, что обеспечивает серьезные преимущества, а именно: определение с высоким разрешением полной кинематики Kµ3 распада, регистрация распадов во всей кинематической области, отсутствие влияния начальных параметров пучка, низкий фон и относительно небольшой размер экспериментальной установки. Регистрация нейтральных пионов всех направлений 111 обеспечивает измерение Т-нечетной поляризации с противоположными знаками для двух классов событий с нейтральными пионами, направленными по- и против направления пучка. Вычитание измеренной в этих двух классах событий поляризации удваивает эффект и подавляет большинство систематических ошибок, имеющих один и тот же знак, независимый от направления нейтрального пиона. Рисунок 2.7.1 - Схема установки Е246 по поиску Т-нечетной поляризации мюона в распаде положительного каона Сверхпроводящий тороидальный спектрометр предоставляет несколько других преимуществ. Магнитное поле 0.9 Тл обеспечивает хорошее импульсное разрешение для заряженных частиц. Отклонение частиц на угол около 90 градусов предотвращает попадание фона в поляриметр. Существование квазифокальной плоскости позволяет построить достаточно компактный мюонный поляриметр. Благодаря Е246 эксперименту получены лучшие в мире результаты по измерению Т-нечетной поляризации РТ= - 0.0017±0.0023(stat)±0.0011(syst) ( |РТ| <0.0050 (90% C.L.). Как видно, результаты эксперимента были ограничены статистической точностью, главным образом, из-за низкой интенсивности каонного пучка. Тем не менее, сама экспериментальная установка имеет ряд недостатков, не позволяющих существенно улучшить точность измерений. Статистическая точность измерений ограничена не только низкой интенсивностью пучка, но и небольшим, около 10% аксептансом детектирования позитронов в пассивном поляриметре. В CsI(Tl) калориметре наблюдался значительный случайный фон от примеси заряженных пионов в пучке. Данный фон, обусловленный медленной формой сигнала, недопустимо возрастет при увеличении интенсивности пучка. 112 Трековая система установки, обеспечивающая хорошее импульсное разрешение, тем не менее, не позволяет эффективно подавить распады пионов на лету от фоновых мод распада каона. Неоднородное магнитное поле в пассивном поляриметре значительно уменьшает анализирующую способность и приводит к относительно большим систематическим ошибкам. Очевидно, что параметры установки должны быть кардинально улучшены для выполнения более точных измерений. Новые измерения Т-нечётной поляризации РТ планируются на ускорительном комплексе J-PARC, Япония. Предполагается использовать каонный пучок с интенсивностью на порядок больше, чем в Е246 эксперименте. Предложена схема установки, обеспечивающая высокую чувствительность к измеряемой поляризации. Предполагается измерить Т-нечетную поляризацию на уровне 10^{-4}, что примерно в 20 раз превышает точность Е246 эксперимента. Чтобы достичь поставленной цели, необходимо значительно улучшить детекторные удовлетворять системы следующим целям: существующей увеличение установки. аксептанса Модификация установки, должна уменьшение систематических ошибок и адаптация к высокой интенсивности пучка. Будут проведены следующие изменения в установке: 1. Активная мишень будет иметь меньшие размеры, но более мелкую фрагментацию. 2. Будут установлены дополнительные трековые элементы, улучшающие импульсное разрешение и подавляющие фон от заряженных частиц. 3. Вместо пассивного будет установлен активный поляриметр, обеспечивающий увеличение аксептанса на порядок и большую анализирующую способность. 4. В области активного поляриметра будет установлен новый магнит, создающий однородное магнитное поле, параллельное измеряемой поляризации. 5. Старая система съема сигнала с CsI(Tl) калориметра будет заменена на новую, с минимальной длительностью сигнала и использующую современные лавинных фотодиоды. С заменой схемы съема сигнала ожидается увеличение быстродействия CsI(Tl) детектора почти на порядок. 6. Прежняя система электронных каналов будет заменена современной, обеспечивающей необходимую скорость считывания событий. Схема электромагнитного калориметра, регистрирующего γ-кванты из распада π0 →2γ приведена на рис. (7.2). Он состоит из 768 индивидуальных модулей (сегментов) CsI(Tl) длиной 25 см, направленных на центр мишени и закрывающих 75% от полного телесного угла. Кристаллы CsI(Tl) имеют форму усеченных пирамид с размерами, определяемыми полярным и азимутальным углами модулей. Каждый сегмент π0-детектора выполнен в виде индивидуального модуля, представляющего собой самостоятельный сцинтилляционный 113 детектор. В предыдущем эксперименте Е246 в качестве фотодетекторов использовались полупроводниковые кремниевые PIN-диоды. Обернутый в диффузный отражатель кристалл CsI(Tl) с фотодиодом и предусилителем помещен в алюминиевый контейнер толщиной 0,1 мм, покрытый снаружи черной краской и обеспечивающий световую и электрическую изоляцию модуля от соседних сегментов. С задней стороны модуля имеется отверстие для крепления оптических волокон системы калибровки и стабилизации. Рисунок 2.7.2 - Схема детектора нейтральных пионов. Все модули π0-детектора подразделяются по размерам на 7 основных групп, а также 3 дополнительных, закрывающих пространство между отверстиями для вылета мюонов. Каждый модуль основных групп закрывает угол 7.5˚ как в азимутальном, так и в полярном направлениях, исключая 48 ближайших к оси пучка сегментов, для которых азимутальный угол увеличен до 15˚. Поперечные размеры кристаллов в среднем близки к 3 × 3 см 2 и 6 × 6 см2 для меньшего и большего оснований усеченной пирамиды, соответственно. Масса одного кристалла лежит в пределах 1.9-2.9 кг, а общая масса калориметра составляет приблизительно 1.7 т. В эксперименте E246 энергетическое разрешение калориметра равнялось 4.3% при 100 МэВ и 2.8% при 200 МэВ. Угловое разрешение составляло 20-2.4°. Временное разрешение сильно зависело от выделенной в CsI(Tl) модуле энергии и равнялось 10.5 нс при 25 МэВ и 3.5 нс при 100 МэВ. Максимальная скорость счета для использованной в эксперименте E246 схемы съема сигнала составляет приблизительно 20 кГц, что недостаточно для пучка большей интенсивности J-PARC в предложенном эксперименте TREK. Новая схема съема сигнала с использованием современных типов фотодиодов и быстрых усилителей позволит увеличить загрузочную способность CsI(Tl) модулей до 100 кГц. 114 2.7.1.1. Схема съема сигнала с CsI(Tl) модуля в эксперименте TREK Cхема съема сигнала с одного CsI(Tl) модуля электромагнитного калориметра эксперимента TREK представлена на рис. 2.7.3. Рисунок 2.7.3 - Схема съема сигнала с CsI(Tl) модуля электромагнитного калориметра Свет с CsI(Tl) сцинтиллятора преобразуются в электрический сигнал в лавинном фотодиоде. Коэффициент усиления фотодиода составляет 50-100 для обычного лавинного фотодиода или около 104 –для фотодиода, работающего в Гейгеровском режиме усиления. Дополнительное усиление сигнала осуществляется усилителем постоянного тока (УПТ) А, повторяющим форму сигнала с сцинтиллятора. Сигнал с усилителя разветвляется и поступает в быстрый амплитудно-цифровой преобразователь (АЦП), оцифровывающий сигнал с временным интервалом 30 нс. Другой сигнал с усилителя поступает на вход дискриминатора Д, формирующего временную привязку для выработки триггера и логический сигнал на вход время-амплитудного преобразователя. Схема усилителя постоянного тока УПТ приведена на рис. 2.(7.4. УПТ имеет два каскада усиления с коэффициентом усиления 100 и 20, соответственно, а также, схему компенсации флуктуаций напряжения постоянного уровня. Использование в первом каскаде усиления двух низко шумящих транзисторов обеспечило уровень шума усилителя меньше 1000 электронов. Как будет показано ниже, параметры усилителя позволяют его использовать как с лавинными фотодиодами низкого (50-100) усиления, так и с микропиксельными лавинными фотодиодами с усилением 104 и более. 115 Рисунок 2.7.4 - Схема усилителя постоянного тока, используемого для съема сигнала с CsI(Tl) модуля Оцифрованная быстрым АЦП форма сигнала идентична форме световой вспышке в сцинтилляторе, что позволяет отслеживать наложения световых сигналов в случае регистрации двух близких событий. Последующий анализ формы сигнала позволяет восстановить энерговыделения индивидуально для каждого из событий. Данный метод обеспечивает увеличение загрузочной способности CsI(Tl) модулей и корректное восстановление энергий двух близких событий. Анализ формы сигнала особенно важен, поскольку сцинтилляционная вспышка в CsI(Tl) имеет две временных компоненты: быструю компоненту с временем высвечивания 900 нс, отвечающей за 90% интенсивности вспышки, и медленную компоненту с временем высвечивания 7 мкс. Измеренная на осциллографе форма CsI(Tl) сигнала представлена на рис. 2.7.5. Как видно, хвост сигнала имеет длительность до 6 мкс, что делает особенно актуальным данный анализ при максимальной частоте загрузки до 100 кГц. Рисунок 2.7.5 - Форма сигнала с CsI(Tl) сцинтиллятора, измеренная на осциллографе. 116 2.7.1.2 Исследование параметров CsI(Tl) модуля в лабораторных условиях Параметры CsI(Tl) модуля с несколькими типами фотодиодов были исследованы в лабораторных условиях с помощью космических лучей. Схема экспериментальной установки приведена на рис.(7.6). Треки мюонов, вертикально пересекающих CsI(Tl) модуль, отбирались двумя счетчиками с фотоэлектронными умножителями, размещенными над и под модулем. Площадь органических сцинтилляторов в счетчиках 20х20 мм2 позволяет отбирать практически вертикальные мюоны. К сожалению, длина мюонного трека в CsI(Tl) сцинтилляторе, а, следовательно, и энергия, выделенная в кристалле, имеет определенный разброс, связанный с геометрией модуля, выполненного в виде усеченной пирамиды. Прохождение вертикального мюона через два запускающих счетчика вырабатывает триггер в схеме совпадения, который одновременно является стробом для амплитудно-цифрового преобразователя (АЦП) и стартом для время-цифрового преобразователя (ВЦП). Временные сигналы с запускающих счетчиков и CsI(Tl) модуля вырабатываются дискриминаторами постоянного уровня, Д. В установке использовались зарядо-чувствительный АЦП LeCroy 2249W и ВЦП LeCroy 22, выполненные в стандарте КАМАК. Длина строба на АЦП равнялась 5 мкс, что позволили интегрировать практически полную длительность сигнала с CsI(Tl) сцинтиллятора. Рисунок 2.7.6 - Схема установки по исследованию параметров CsI(Tl) модулей с помощью космических мюонов. Обозначения на рисунке: ФД- лавинный фотодиод, У-усилитель постоянного тока, Д- дискриминатор импульсов, СС – схема совпадений двух запускающих счетчиков, АЦП – амплитудно-цифровой преобразователь, ВЦП – время-цифровой преобразователь. В процессе измерения энергетические и временные спектры детекторов записывались в файл данных для последующей обработки. Измерения были проведены с геометрией запускающих счетчиков, обеспечивающей пробег мюона в CsI(Tl) сцинтилляторе около 5 см. 117 Так как удельное энерговыделение мюона в CsI(Tl) приблизительно равно 5 МэВ/см, полная потеря энергии мюона в кристалле составляет около 25 МэВ. По результатам измерений при этой энергии были определены энергетическое и временное разрешения модуля. Результаты, полученные в измерениях с двумя типами лавинных фотодиодов, обсуждаются ниже. 2.7.1.3 Параметры CsI(Tl) модуля с лавинным фотодиодом с низким усилением Лавинные фотодиоды, ЛФД с низким усилением 50-100 в настоящее время широко используются в калориметрах. Пионером в их применении является электромагнитный калориметр эксперимента SMS, ЦЕРН, где более 120 тыс. ЛД типа S8148 производства Hamamatsu Co. используются для съема сигнала с кристаллов PbWO4. Существуют также несколько экспериментальных работ, где исследуется энергетическое разрешение небольших (объемом в несколько кубических сантиметров) CsI(Tl) кристаллов с использованием ЛФД большой площади. Причем, основное внимание уделяется регистрации -квантов с энергией около 1 МэВ. В эксперименте TREK диапазон измеряемых энергий γ-квантов составляет 5-200 МэВ. Причем, наряду со спектрометрическими свойствами, основное внимание уделяется временному разрешению электромагнитному калориметру, которое является определяющим в идентификации истинных γ-квантов из распада нейтральных пионов в присутствии интенсивного случайного фона в детекторе. Более того, значительная стоимость ЛФД большой площади делает их использование весьма проблематичным в многоканальных детекторах. Поэтому, в наших исследованиях использовались фотодиоды небольшой площади размером 5х5 мм2, с учетом того, что CsI(Tl) кристаллы имеют заднюю поверхность площадью около 60х60 мм2. Очевидно, что эффективность светосбора с модуля в нашем случае является определяющим фактором. Как отмечалось выше, каждый CsI(Tl) кристалл обернут диффузионным отражателем микропористой белой бумагой, имеющей коэффициент отражения более 90% в области излучения CsI(Tl) сцинтиллятора. Для обеспечения большей технологичности CsI(Tl) модуля, задняя поверхность кристалла покрыта диффузионным отражателем TYVEK, имеющим лучшую механическую прочность. Лавинный фотодиод S8664-55 производства компании Hamamatsu (Япония) установлен в центре задней поверхности модуля в небольшом вырезе в отражателе. Как указано выше, испытание модуля проводились на установке, представленной на Рис. 2.7.6. Космические мюоны, проходящие около 5 см в сцинтилляторе, выделяют 25 МэВ видимой энергии. Полученные амплитудные и временные спектры представлены на Рис. 2.7.7. Там же показаны результаты фита спектров распределением Гаусса. При энергии 25 МэВ получено энергетическое разрешение 12.7%, которое соответствует приблизительно 6.3% при 100 МэВ, если допустить общепринятую зависимость разрешения от энергии σE/E~1|√Е, где Е118 энерговыделение в детекторе. Следует отметить, что полученное разрешение является верхней оценкой, поскольку пробег мюонов в сцинтилляторе, а, следовательно, и энерговыделение в модуле зависит как от угла входа мюона, так и от геометрии модуля, имеющем форму усеченной пирамиды. Простые оценки указывают, что относительный вклад геометрии измерения в разрешение может достигать 10%. Реальное разрешение в таком случае составит около 5%. Напомним, что энергетическое разрешение, полученное с PIN-диодом большой площади, равно 4.3%. Таким образом, энергетическое разрешение модуля с ЛФД маленькой площади вполне сравнимо с предыдущими измерениями с PINдиодом большой площади. Рис. 2.7.7 - Левый спектр – амплитудное распределение от космических мюонов с энерговыделением 25 МэВ. Пьедестал соответствует 220 каналу. Положение и ширина пика после фита распределением Гаусса равны 438 и 28 каналам, соответственно. Правый пик – временной спектр. Ширина временного спектра после фита равна 59 каналам, что соответствует 3 нс. Временное разрешение модуля при энергии 25 МэВ определялось из ширины пика в правом спектре Рис. 2.7.7. Ширина пика (одно стандартное отклонение) равна 59 каналам ВЦП. Принимая во внимание цену деления шкалы ВЦП 50 пс/канал, получаем временное разрешение 3.0 нс. Напомним, что временное разрешение при 25 МэВ с PIN-диодом большой площади равно 10.5 нс. Таким образом, ЛФД обеспечил улучшение временного разрешения более чем в 3 раза. Лавинные фотодиоды S8664-55 производства компании Hamamatsu (Япония) обеспечивают требуемые параметры CsI(Tl) модулей. Однако стоимость данных фотодиодов и необходимость использования сложного усилителя постоянного тока стимулирует поиск других типов лавинных фотодиодов с большим усилением и меньшей ценой. Наиболее привлекательным вариантом являются микропиксельные лавинные фотодиоды МЛФД, активно разрабатываемые в последние годы. Несмотря на малую площадь таких фотодиодов, параметры CsI(Tl) модулей большого объема могут быть 119 улучшены по сравнению с предыдущим вариантом с PIN-диодами. К сожалению, испытанные МЛФД МAPD-3N, имеющие необходимые для калориметрии большой динамический диапазон, не удовлетворяют требованиям по скорости счета в эксперименте TREK из-за большого времени восстановления индивидуальных пикселей. Альтернативой таким фотодиодам с большой плотностью пикселей являются МЛФД с быстрым временем восстановления. В этом случае, эквивалентное количество активных пикселей практически на порядок превышает их физическое количество, поскольку индивидуальные пиксели неоднократно регистрируют фотон и восстанавливаются в процессе высвечивания сцинтиллятора. Такие фотодиоды найдут широкое применение в электромагнитных калориметрах, в частности, в CsI(Tl) калориметре эксперимента TREK. 120