= ЭЛЕМЕНТАРНЫЕ ЧАСТИЦЫ И ПОЛЯ
ХАРАКТЕРИСТИКИ ОБРАТНОГО ТОКА, ГЕНЕРИРУЕМОГО В ЖЕЛЕЗНОМ ПОГЛОТИТЕЛЕ ПРОТОНАМИ С ЭНЕРГИЕЙ ВЫШЕ 1 ТэВ
© 2004 г. Д. М. Подорожный, И. Д. Рапопорт, А. Н. Турундаевский*
Научно-исследовательский институт ядерной физики Московского государственного университета, Россия Поступила в редакцию 11.07.2003 г.; после доработки 21.10.2003 г.
При помощи детального моделирования каскадных процессов исследуется образование обратного тока частиц в плотном веществе. Анализируются энергетическая зависимость альбедного потока, пространственное и угловое распределения различных компонент обратного тока.
Изучение космических лучей позволяет получить данные, важные для понимания процессов генерации,ускорения и распространения заряженных частиц в Галактике. При этом желательно получить детальную информацию как об энергетическом спектре, так и о химическом составе космических лучей. Поэтому регистрирующая аппаратура традиционно состоит из двух основных частей: энергетического спектрометра и детектора заряда.
Наиболее распространенным методом энергетических измерений для частиц космических лучей в области высоких энергий (> 1 ТэВ) является метод ионизационного калориметра [1], основанный на регистрации адронного каскада в поглощающем веществе. Из-за значительной массы поглотителя стали использоваться ионизационные калориметры неполного поглощения, в ограниченном поглотителе которых регистрируется лишь часть каскада, инициируемого первичной частицей [2]. Физические процессы в каскадах описываются с помощью математического моделирования по различным программам, в частности GEANT [3].
Часть вторичных частиц регистрируемого каскада неизбежно рассеивается за пределы калориметра, в том числе и в направлении прихода первичной частицы, создавая так называемый обратный ток (альбедо). Проблема изучения характеристик и величины альбедо весьма актуальна, потому что альбедные частицы могут создавать помехи в детекторах заряда первичной частицы. Эти помехи могут внести существенные искажения в результаты измерений [4, 5]. При разработке приборов необходимо учитывать особенности отклика детектора, его чувствительность к различным
E-mail: ant1@fromru.com
частицам. Вопросы оптимизации детектора заряда рассматривались при подготовке нового эксперимента [6].
Как правило, для определения заряда применяются детекторы, регистрирующие ионизационные потери или черенковское излучение частицы. Поэтому наибольшие искажения из-за обратного тока возникают при детектировании протонов и ядер Для исследования особенностей обратного тока в калориметрических установках было предпринято математическое моделирование каскадов в железном поглотителе общей толщиной 90 см, инициированных протонами с энергиями 0.5, 2, 8, 32 ТэВ. Падение первичных частиц на блок поглотителя предполагалось вертикальным, регистрировались вторичные частицы, выходящие через верхнюю поверхность поглотителя. Такие условия являются наиболее жесткими для детектирования протонов [7].
При моделировании использовался программный комплекс GEANT 3.21 [3]. При этом высокоэнергичные адронные взаимодействия описывались с помощью генератора QGSJET [8, 9], низкоэнергичные (до 50 ГэВ) — с помощью генератора FLUKA [3]. В обратный ток вносят вклад взаимодействия как первичной высокоэнергичной частицы, так и сравнительно низкоэнергичных вторичных частиц. При неупругих взаимодействиях часть рожденных частиц вылетает в обратном направлении относительно импульса налетающей частицы. Как правило, для адекватного описания рождения частиц в области фрагментации мишени учитывается внутриядерный каскад [10, 11]. В ряде работ [8, 9, 12] применимость моделей для описания адронных взаимодействий подтверждается сравнением с экспериментальными данными. В частности, следует отметить согласие модели с
2200
Таблица 1. Средние множественности частиц обратного тока
Е, ТэВ 7 е+е п п+п
0.5 43.8 ±2.9 1.2 ±0.10 178.9 ±5.7 0.5 ±0.05
2.0 76.0 ±4.9 1.8 ± 0.16 411.8± 12.7 0.8 ±0.07
8.0 174.0 ± 11.5 4.1 ±0.29 1032.6 ±32.7 1.6 ± 0.14
32.0 406.3 ±30.2 10.5 ± 1.7 2597.3 ±84.8 3.2 ±0.21
Таблица 2. Средние расстояния частиц обратного тока до оси каскада (в см)
Е, ТэВ 7 е+е п п+п
0.5 11.16 ±0.07 10.38 ±0.45 23.46 ±0.05 6.27 ±0.40
2.0 12.18 ±0.06 10.99 ±0.39 24.35 ±0.03 8.16 ±0.44
8.0 12.66 ±0.04 11.55 ±0.27 24.83 ±0.02 7.77 ±0.30
32.0 12.76 ±0.03 10.33 ±0.18 25.20 ±0.01 8.46 ±0.21
экспериментом при описании вылета из ядра низкоэнергичных протонов [12]. Следовательно, вылет нейтронов также описывается адекватно. Поэтому следует ожидать, что моделирование нейтронной компоненты при помощи указанных моделей дает результаты, близкие к экспериментальным. Энергетическая зависимость сечений неупругого взаимодействия и множественности вторичных частиц в модели QGSJET соответствует результатам экспериментов на встречных пучках [9, 13], что позволяет применять модель в области высоких энергий. Проблема модельной зависимости при описании начальной части адронного каскада и, в частности, обратного тока рассматривалась в работе [14]. Оказалось, что различные модели дают близкие результаты при расчете каскада вблизи точки первого неупругого взаимодействия, и модельная зависимость описания обратного тока должна быть незначительной.
Проведенное моделирование позволило оценить поток различных компонент обратного тока: 7-квантов, электронов и позитронов, нейтронов, заряженных пионов. При анализе полученных результатов применимы различные подходы. С одной стороны, обратный ток можно разделить на электромагнитную и ядерную компоненты. С другой стороны, для планирования экспериментов целесообразно рассматривать отдельно все заряженные частицы обратного тока, непосредственно дающие сигнал в детекторах заряда. В настоящей работе применяются оба подхода. Следует отметить, что поток заряженных пионов обратного тока очень мал, и для него определяются только средние характеристики.
Полученные значения средних множественно-стей частиц обратного тока приведены в табл. 1. По данным таблицы наблюдается существенная энергетическая зависимость множественности для всех компонент обратного тока. При этом число электронов обратного тока невелико из-за больших потерь на ионизацию, заметен выход 7-квантов и быстро растущий с энергией первичной частицы поток нейтронов обратного тока. Отметим, что в детекторах большой толщины (более нескольких г/см2) нейтронные взаимодействия могут существенно исказить результаты измерений, но в случае использования тонких секционированных детекторов вероятность ошибки измерения заряда из-за взаимодействия нейтронов сравнительно невелика [15].
Особый интерес представляет пространственное распределение различных компонент обратного тока. На рис. 1 приводятся зависимости пространственной плотности обратного тока йЫ/йБ от расстояния до оси каскада на уровне верхней границы поглотителя. Пространственное распределение нейтронов оказывается более широким по сравнению с электромагнитной компонентой. Это находит отражение в табл. 2, где приведены значения среднего расстояния треков различных компонент обратного тока до оси каскада на уровне верхней границы поглотителя. Из-за сильного поглощения основной вклад в электромагнитную компоненту дают п0-мезоны из адронных взаимодействий в начальной части каскада. В то же время верхней границы поглотителя могут достигать нейтроны, испускаемые в максимуме каскада.
Угловое распределение частиц обратного тока в местах генерации близко к изотропному, но из-за
dN/dS, см-2 10^
10-1г
10-100&
10-2 =
10-
10^
10-1 =
10-
dN / dcos2e
103r
Рис. 1. Пространственное распределение частиц обратного тока при разных энергиях первичного протона: точечная гистограмма — 0.5 ТэВ, штриховая — 2 ТэВ, тонкая сплошная — 8 ТэВ, жирная сплошная — 32 ТэВ (а — 7-кванты, б — все заряженные частицы, в — нейтроны).
поглощения различных компонент на границе поглотителя наблюдается анизотропия. Это особенно характерно для заряженных пионов. На рис. 2 представлены распределения по величине cos2 в, где в — угол между треком частицы и вертикалью; в табл. 3 приведены средние косинусы угла вылета частиц обратного тока (cos в}. Для строго изотропного вылета частиц в верхнюю полусферу dN/d cos2 в = const и (cos в} = 2/3.
Энергетические спектры частиц обратного тока представлены на рис. 3. Основная часть частиц имеет энергии в области нескольких МэВ, однако
Рис. 2. Угловое распределение частиц обратного тока при разных энергиях первичного протона. Обозначения те же, что на рис. 1.
распределение простирается до нескольких ГэВ. С увеличением энергии первичной частицы преимущественно увеличивается поток низкоэнергичных нейтронов из максимума адронного каскада, средняя кинетическая энергия нейтрона обратного тока при этом уменьшается. Средние кинетические энергии частиц обратного тока приведены в табл. 4. Следует отметить сравнительно высокие энергии заряженных пионов обратного тока, рождающихся в адрон-ядерных взаимодействиях.
Поскольку глубина максимума каскада в железе в данном энергетическом диапазоне не превышает ^30 см, возможное подавление обратного тока с помощью временной отсечки требует ограничения по времени срабатывания по крайней мере
Таблица 3. Средние косинусы угла вылета частиц обратного тока (cos в)
Е, ТэВ 7 е+е п п+п
0.5 0.7194 ±0.0016 0.6786 ±0.0109 0.7191 ±0.0008 0.7433 ±0.0151
2.0 0.7317 ±0.0012 0.7104 ±0.0086 0.7217 ±0.0005 0.7768 ±0.0112
8.0 0.7289 ±0.0008 0.7061 ±0.0059 0.7231 ±0.0003 0.7910 ±0.0078
32.0 0.7409 ±0.0005 0.7406 ±0.0036 0.7243 ±0.0002 0.8010 ±0.0051
Таблица 4. Средние кинетические энергии частиц обратного тока (в МэВ)
Е, ТэВ 7 е+е п п+п
0.5 2.87 ±0.08 14.04 ± 1.45 3.15 ±0.04 193 ± 13
2.0 2.87 ±0.07 14.42 ± 1.02 2.81 ±0.03 312 ±63
8.0 2.90 ±0.07 15.73 ±0.89 2.65 ±0.02 620 ± 191
32.0 3.44 ±0.08 26.41 ± 1.39 2.48 ±0.01 513 ±82
Таблица 5. Параметры аппроксимации числа частиц обратного тока от глубины первого неупругого взаимодействия N(Хвз) = N0exp(—Xвз/Lвотл) (N0 — обратный ток при взаимодействии на верхней границе поглотителя, Ьпогл — пробег пог
Для дальнейшего прочтения статьи необходимо приобрести полный текст. Статьи высылаются в формате PDF на указанную при оплате почту. Время доставки составляет менее 10 минут. Стоимость одной статьи — 150 рублей.