Измерение спектров протонов и ядер гелия высоких энергий в космических лучах с помощью электромагнитного калориметра в эксперименте
жүктеу/скачать 68.21 Kb.
|
- Бұл бет үшін навигация:
- ИЗМЕРЕНИЕ СПЕКТРОВ ПРОТОНОВ И ЯДЕР ГЕЛИЯ ВЫСОКИХ ЭНЕРГИЙ В КОСМИЧЕСКИХ ЛУЧАХ С ПОМОЩЬЮ ЭЛЕКТРОМАГНИТНОГО КАЛОРИМЕТРА В ЭКСПЕРИМЕНТЕ «ПАМЕЛА»
Измерение спектров протонов и ядер гелия высоких энергий… С.В. БОРИСОВ, С.А. ВОРОНОВ, А.М. ГАЛЬПЕР, А.В. КАРЕЛИН от имени коллаборации «ПАМЕЛА» Национальный исследовательский ядерный университет «МИФИ» ИЗМЕРЕНИЕ СПЕКТРОВ ПРОТОНОВ И ЯДЕР ГЕЛИЯ ВЫСОКИХ ЭНЕРГИЙ В КОСМИЧЕСКИХ ЛУЧАХ С ПОМОЩЬЮ ЭЛЕКТРОМАГНИТНОГО КАЛОРИМЕТРА В ЭКСПЕРИМЕНТЕ «ПАМЕЛА» Разработаны методы определения потока протонов и ядер гелия в околоземном космическом пространстве на основе данных позиционно-чувствительного стрипового электромагнитного калориметра толщиной 0,6 яд. длин спутникового эксперимента ПАМЕЛА, а также модельных данных. Приведены предварительные экспериментальные результаты измерений энергетических спектров протонов и ядер гелия космических лучей от 50 ГэВ и выше. Эксперимент «ПАМЕЛА» [1] – это космофизический эксперимент, проводящийся в настоящее время на борту ИСЗ «Ресурс ДК1», выведенного на околоземную эллиптическую орбиту на высоте 350–610 км 15 июня 2006 года. Основными научными задачами эксперимента являются прецизионные измерения состава и энергетического спектра частиц космического излучения в околоземном пространстве в широком диапазоне энергий, в том числе ядер гелия и протонов. Новая информация о спектре протонов и ядер гелия поможет лучше понять процессы ответственные за происхождение и распространение галактических космических лучей в межзвездном пространстве. Кроме того, например, спектр протонов используется при изучении нейтринных осцилляций. В состав научного оборудования входят [1, 2]: позиционно-чувствительный электромагнитный калориметр, сцинтилляционная система измерения времени пролета из трех пар плоскостей (ВПС), магнитный микростриповый спектрометр, ливневый сцинтилляционный детектор, нейтронный детектор и система детекторов антисовпадений. Общий вид прибора представлен на рис.1,а.
Калориметр дискретный (рис. 1,б) и состоит из 44 кремниевых чувствительных плоскостей (толщиной 380 мкм), чередующихся с плоскостями из вольфрамового поглотителя. Полная толщина калориметра составляет 16.3 радиационных длин или 0.6 ядерных. Каждая из 44 чувствительных плоскостей состоит из 9 кремниевых детекторов размером 8080 мм, содержащих 32 стрипа (или полоски). Стрипы последовательных слоев расположены взаимоперпендикулярно, что обеспечивает регистрацию ливня в двух проекциях. Наблюдение за продольным и поперечным развитием ливня позволяет производить режекцию электромагнитного и адронного ливней [3]. Хотя калориметр, который используется в эксперименте «ПАМЕЛА», является тонким для адронных взаимодействий, он обладает способностью измерять энергии протонов. С помощью моделирования методом Монте-Карло были получены распределения энерговыделений в калориметре прибора «ПАМЕЛА» при прохождении через прибор протонов различных энергий. В данном случае использовался специальный код на основе GEANT3 c адронным пакетом FLUKA разработанный для эксперимента «ПАМЕЛА» – GPAMELA. Чтобы избавиться от слабовзаимодействующих и невзаимодействующих частиц, был произведен предварительный отбор событий, который накладывал определенные ограничения на величины энерговыделений в слоях и стрипах калориметра, связанные с продольным и поперечным развитием каскада вторичных частиц. Также было добавлено требование, чтобы частица проходила в аппертуре прибора. Последнее выполнялось путем восстановления направления прилета частицы с помощью метода наименьших квадратов, причем учитывалась величина «хи-квадрат». Подробнее данный вопрос рассмотрен в работе [4]. Для каждого отдельного события была определена плоскость начала каскада вторичных частиц. Дополнительно были отобраны только те события, у которых ливень начался в верхней половине калориметра. Данное требование существенно по той причине, что чем глубже начался ливень, тем большая часть измеряемой энергии приходится на недетектируемую энергию, и тем, следовательно, хуже энергетическое разрешение. На рис. 2,а представлены распределения по полному энерговыделению в калориметре до отбора, энерговыделение в калориметре выражено в единицах «мип» (энергия, выделяемая при прохождении минимально ионизирующей частицы), а на рис. 2,б для отобранных таким образом событий для фиксированных первичных энергий протонов 1 ТэВ. 
б a 
в г д Рис. 2. Распределения по полному энерговыделению для моделированных протонов энергий 1 ТэВ: до отбора (а), после отбора (б), после отбора с учетом количества сработавших стрипов (в-д), энерговыделение в калориметре выражено в единицах «мип» (энергия, выделяемая при прохождени и минимально ионизирующей частицы)
Для данных функций бралось средневзвешенное значение величины отношения энерговыделения к числу сработавших стрипов, и строилась его зависимость от первичной энергии протонов. Зависимость получилась линейная до энергий порядка 3 ТэВ. Далее линейность нарушается, что связано с насыщением стрипов (т.е. превышением предельно допустимого значения детектируемого энерговыделения) и утечками энергии из калориметра при больших энергиях протонов [5]. Кроме того, так как, в конечном счете, измерения проходят в космических лучах, которые содержат в основном протоны, ядра гелия (10 % от общего состава) и электроны (1 %), то появляется проблема выделения протонов на фоне электронов и ядер гелия. Вероятность электронов провзаимодействовать с веществом калориметра больше, чем для ядер, и так как электроны с меньшей энергией будут имитировать протоны с большей энергией, их относительное (к протонам) количество в отобранных событиях возрастает. Поэтому, учитывая, что около 90 % электронов провзаимодействует в первых слоях калориметра, события с высоким энерговыделением (более 8 мип) в этих слоях были исключены, и таким образом устранена значительная примесь электронов [6]. Относительное количество событий (протонов), оставшееся после всех перечисленных отборов, в зависимости от первичной энергии протонов показано на рис. 3 (по модельным данным). Данная зависимость может быть описана функцией вида:  
Рис. 3. Эффективность регистрации протонов Рис. 4. Разделение частиц по заряду в детекторе С1 Чтобы режектировать ядра гелия, были использованы измерения ионизационных потерь в сцинтилляторах время-пролетной системы. На рис. 4 для примера показаны режекционные свойства первой плоскости время-пролетной системы для ядер гелия и протонов на выборке событий из полетных данных. По вертикальной оси отложена величина эквивалентная заряду частица в четвертой степени. Последняя плоскость обеспечивает худшее разрешение по сравнению с другими, что связано с так называемым обратным током из калориметра (она находится непосредственно над ним) – потоком вторичных частиц в направлении обратном прилету частицы. После данного отбора остается лишь 6 % примеси ядер гелия. Для ядер гелия отбор был аналогичен вышеописанному для протонов. Кривая, показывающая отношения числа выживших после отбора событий к числу первоначальных, может быть представлена аналогичной кривой, как и в случае протонов, но с соответствующими ядрам гелия параметрами. Существующее различие в методике измерения энергии заключается лишь в том, что вместо модельных данных использовались экспериментальные данные магнитного спектрометра. В этом случае экспериментальные распределения по параметру отношения полного энерговыделения в калориметре к количеству сработавших стрипов строились для некоторых небольших интервалов энергий, измеренных магнитным спектрометром (рис. 5). На рис. 6,а,б представлены измеренные потоки ядер гелия и протонов космических лучей соответственно, полученные с помощью данного метода. Спектральный индекс получился равным –2.62±0.01 для ядер гелия и –2.8±0.1 для протонов. В случае протонов доступный измерению энергетический интервал простирается вплоть до энергий порядка 15 ТэВ, в то время как для ядер гелия он сегодня ограничен 70 ГэВ/нуклон.
Рис. 5. Распределение событий по параметру отношения полного энерговыделения в калориметре к количеству сработавших стрипов для ядер гелия с жесткостью в интервале 90–110 ГВ
Рис. 6. Результаты измерений по спектру ядер гелия (a) и протонов (б) Таким образом, описанный метод измерения энергии протонов и ядер гелия космических лучей позволяет эффективно восстанавливать их потоки, при энергетическом разрешении не хуже 36 %. Предварительные результаты, полученные вышеизложенным способом дают показатель спектра –2.62 ±0.01 для ядер гелия и –2.8±0.1 для протонов, что в целом вместе с абсолютными значениями потоков согласуется с результатами предыдущих экспериментов. СПИСОК ЛИТЕРАТУРЫ
жүктеу/скачать 68.21 Kb. Достарыңызбен бөлісу:
| ||||
.
