Источники фона можно
разделить на две основные части. Во-первых, – это
устройства, формирующие гамма – пучок. К ним
относятся коллиматоры, система мечения, пучок
электронов в накопителе. Они создают
электромагнитный фон (ливни из электронов,
позитронов и гамма-квантов). Во-вторых,
источником фона может служить мишень, на которой
проводятся измерения. Поскольку разные
парциальные каналы часто приводят к образованию
одних и тех же нейтральных или заряженных
кластеров, то каждый из этих каналов создает
определенный фон по отношению к другому каналу.
Например, образование нейтральных мезонов
является существенной помехой для регистрации
комптоновского рассеяния и т.д. При этом для
проведения корреляционных экспериментов важно
обеспечить достаточно низкий уровень случайных
совпадений по отношению к полезному выходу.
Рассмотрим характерные фоновые
условия на примере уже упоминавшейся ранее
установки GRAAL. Детектор этой установки, как было
показано в шестой главе, состоит из двух основных
частей: широкоапертурного калориметра BGO и
времяпролетного спектрометра, охватывающего
переднее направление вылета частиц.
 Рис.11.1 Угловое θ-распределение для событий в BGO с MCLUS<8 для полной ( ромбы) и пустой (квадраты) мишени. |
Для оценки фоновых
условий в BGO – калориметре сравним прежде всего
выходы от мишени, заполненной жидким водородом и
пустой мишени (см. рис.11.1). Файлы с данными от
пустой и полной мишени не нормировались, а были
выбраны из условия одинаковой дозы облучения
(разность интегральных потоков облучения была
менее 2%). Максимальная энергия для этих файлов
составляла 1500 МэВ и данные интегрировались по
всему спектру комптоновского пучка).
Из приведенных данных видно, что
моделирование хорошо описывает результаты
эксперимента. В частности, виден пик при угле 500
, природа которого связана с угловыми
распределениями доминирующих парциальных
каналов фоторождения мезонов. В число этих
каналов входят следующие реакции:
γp 
π+n,
π0p, π+π-p,
π+π0n,
π0π0p,
ηp 2γp
Как будет показано ниже, они
практически полностью исчерпывают полное
сечение фотопоглощения при энергии фотонов Eγ
 Рис. 11.2. Полный выход адронов из водородной мишени, полученный с помощью моделирования по программе GEANT (треугольники) в сравнении с результатами эксперимента (ромбы). Экспериментальные данные получены вычитанием выходов от полной и пустой мишени |
На рис.11.2 показана разность
полных выходов из пустой и полной мишени в
сравнении с результатами моделирования,
выполненного с помощью программы GEANT.
Как отмечалось ранее, отклик детектора
на любую зарегистрированную частицу выглядит
как кластер, состоящий из откликов нескольких
(может быть один) элементов детектора. Размер
кластера (MCLUS) зависит от типа частицы. Для
нейтронов он мал, потому что при рассеянии
нейтрона в BGO активируется, как правило, один
кристалл. Для гамма – квантов благодаря
образованию лавины может активироваться до семи
кристаллов одновременно.
На рис.11.1, события с MCLUS > 8 вычтены из
полного выхода. Здесь можно видеть гало на задней
стороне детектора BGO. После вычитания фона от
пустой мишени, который может достигать 30% по
отношению к полному выходу, этот оставшийся
вклад полностью исчезает. Очевидно, он связан с
выходом адронов из стенок (окон) стакана мишени,
куда заливается жидкий водород. Если включить в
анализ событий отбор заряженных частиц, то этот
вклад падает примерно до 5%. Для любых парциальных
каналов, где отбор событий проводится с помощью
кинематических ограничений, этот фон не
превышает 1%. Возможно, небольшой вклад (порядка 1%)
в выходе от пустой мишени связан с наличием в ней
остаточного газа. Мишень считается “пустой” при
повышении рабочей температуры, соответствующей
переходу водорода из жидкого в газообразное
состояние, на 10 градусов. Хорошее согласие между
измеренным адронным выходом и результатом
моделирования (рис.11.2) показывает, что вклад
электромагнитного фона в полный выход от пустой
мишени пренебрежимо мал. Значит, поскольку этот
фон идет не от мишени, а от внешних источников,
его можно надежно вычитать для определения
полного сечения фотопоглощения на веществе
мишени, в данном случае, на водороде.
 Рис.11.3. Угловые распределения по углу φ для событий в BGO с MCLUS > 8 для полной и пустой мишени (сплошные и пунктирные линии, соответственно) |
При обработке данных вводилось
условие MCLUS < 8; и полный выход адронных
событий измерялся с жестким триггером (порог BGO 160
МэВ) в совпадении с системой мечения фотонов по
энергии. Больше никаких условий отбора событий
при вычитании фона от пустой мишени не вводилось.
События с большим MCLUS (больше 8-ми) обусловлены
широким ливневым фоном от накопителя, который
лежит в плоскости кольца (см.рис.11.3). Таким
образом, размер кластера служил средством
предварительной идентификации частиц и
отделения фона.
Следует отметить, что фоновые условия
на установке GRAAL имеют хорошую долговременную
стабильность. Например, два файла,
использованные в настоящем анализе, набирались с
перерывом в 2 дня, и выходы при этом практически
не менялись. Это обусловлено высоким качеством
пучка электронов в накопителе ESRF (время жизни
пучка в накопителе составляет более 40 часов) и
стабильностью положения орбиты пучка
относительно коллимационной системы.
Рассмотрим теперь фоновые условия в направлении “вперед”, где установлены пластиковые сцинтилляционные стены для регистрации заряженных частиц и ливневый электромагнитный калориметр. На рис.11.4 показаны координатные распределения полного выхода для этих двух детекторов. Вблизи оси пучка виден фон от коллиматора, который в интеграле сравним с полезным выходом событий.
  Рис. 11.4. Координатные распределения полного выхода для детекторов в направлении “вперед”: сцинтилляционной стены для регистрации заряженных частиц (слева) и ливневого электромагнитного калориметра (справа). |
 Рис. 11.5. Распределения энергетических потерь (ΔE) от времени пролета (t) в ливневом калориметре |
Для дискриминации фона в
направлении “вперед” используется метод
времени пролета. На рис.11.5 показаны
распределения энергетических потерь (ΔE) от времени пролета в
ливневом калориметре.
На рис.11.5 можно выделить несколько
характерных особенностей. Во-первых, виден
мощный пик при времени пролета около 11 нс,
который соответствует частицам, у которых
скорость близка к скорости света (расстояние от
мишени до стены составляет 3 м). В значительной
степени этими частицами являются ливневые
электроны и позитроны от коллиматора, то есть
фон. В диапазоне времен пролета от 11 до 20 нс можно
увидеть медленные протоны и нейтроны, у которых
ионизационные потери уменьшаются с ростом
энергии частиц. Наконец, хорошо видны пики от
случайных совпадений, соответствующие различным
банчам накопителя, которые следуют друг за
другом с интервалом около 3 нс.
Число случайных совпадений зависит от
полной интенсивности пучка, проинтегрированной
по всему энергетическому спектру. При большой
загрузке в каждом временном интервале (банче)
может оказаться заметное количество двух, тех и
более гамма – квантов. Их число определяется по
формуле Пуассона:
 , |
(11.1) |
где N – множественность частиц в одном банче, N0 – отношение интенсивности пучка к частоте прохождения электронов через секцию накопителя. На установке GRAAL частота повторения близка к 50 МHz при полном заполнении орбиты, а загрузка (интенсивность пучка) составляет при этом около 1 MHz. Таким образом, вероятность появления двойных фотонов в одном банче не превышает 0.1%, что находится в согласии с экспериментом.
В качестве примера на рис.11.6 показан временной спектр случайных и истинных совпадений установки GRAAL.
 Рис. 11.6. Вероятность случайных совпадений (слева от центрального пика) на установке GRAAL |
На установках с тормозным пучком эти показатели значительно хуже, хотя интенсивность там выше. Однако, следует учитывать, что форма тормозного спектра значительно мягче, чем комптоновского, поэтому полезные загрузки при высоких энергиях оказываются сравнимы.
Дополнительная литература:
- N.Rudnev. “Total photoabsorptrion off the proton and deuteron at intermediate energies”, Proc.of EMIN-2003, pupl.INR, (2003) Moscow.
24.04.2014
