ФИЗИКА НА ВЛЭПП

ТРУДЫ

ВТОРОГО 1Ш)Ч1ХО СЧ)ВЕШАНИЯ

Ф И З И К А Н А В Л Э П П

Т О М II

2 bull шипя Ш2 иgtда

II | | и Г II II II и P u r г и Я

У Т О Р О Е Р А Б О Ч Е Е С О В Е Щ А Н И Е


томи

raquo

it

2 mdash 4 и ю н я 1992 г о д а

П р о т в и н о Р о с с и я

М О С К В А 1992

С О Д Е Р Ж А Н И Е

nttn АУ KoUodinik SS ffaanv MT Клпег EA Large 5 Radiative Corrections to Lowest Order Processes in Standard Model hypato ЭЛ JItmamoo ЛН Мсренкоа ИП Процесс e +e~shy 24 рассеяния на малые углы Кутто ТВ Кураео ЭА Птоа СИ Сезонов АА Асамshy ЗТ метрия bull упругой и неупругом эпектронshyполжркзованный протон рассеянии Artstov YuI tfuntsbev SB Polarizations in laquoe~ ep and pp(pp) 51 Colliders and Search foe New Physics fiaftira 3P Щелкачев АВ О возможности получения ивфорshy 63 иашы о спиновой структуре адрсиоп при высоких энергиях путем срияенкярр(рр)shyданных с электроshy и фотосюжлениел ад ран с Грчненко АА Насонов НН Энергетические потеря релятиshy 67 вистскях заряженных частиц рождающихся в среде Tetnov Vl u 77 Tlaquot Linear Colliders1 77 CejAiM poundЯ Саранцев ВП ШнеМмилчр ЕА Юркое МВ 96 ЛСЭshyусилитель как источник первичных фотонов для фотонного коллайдера Васшькенко ВГ Головкин СВ Горин АИ Козаренко ЕИ 117 Кушншрепко АЕ Шдьсдкоа AM Пшухоа ЮshyП Тюков ВЭ Трековый детектор на капиллярах с жидким сцинтнллятором Заласкай ВБ Кашеваров ВЛ Сокол ГА Шунсокч СА 135 Кремниевый шперострнповый детектор с внутренним усилением14 Воробьев AM ЧмильБВ Чунтонаь АВ Корецкм АВ Потаshy 141 поа АИ Толбаноо ОП Хлудкоь СС Исследование GaAsshyструктур со встроенным р shy n перегоном для создалиraquo коорднкатноshy

чуветвительных детекторов Куыниренко ЕА Михайлчченко АА Серый АА Саерхпроshy 158 водящий финальный квадруполь для пикейного коллайдера Кушниргнко ЕА Зашита детектора от фокаяых мюонои на 167 линейных коллайдерах

Large Radiative Corrections to lowestshyorder processes in Standard Model

AVlvkiu SNshyKoltochnick MTNazirov Institute of High Energy Physics AlmashyAta Kazakhstan

EAshyKuracv JINR Duboa Russia

A b s t r a c t A ecbemcaf calculation of logirithmicilly large ndiitioo eorrectiowi (BC) t o S o n

processes in the frame of tbc Sundtrd Model (SUJ lor higk eacrgiW it devclopW t a r g e values of RC лге Kvtilcd (orte~ mdash WrW~ ZZfZ balk in (bull to laquo J cnm~ sections and in the differential ones tviwreas t h t are a fairs t in ТТshyКООШОЯraquo TWraquo hct results in the effect of JJOD m on осЬготл l ism of fshyoems a t kptcm cottitUn with fixed energies higher that) bull gt Б fieV wbica ii laafogoua to аоlaquo0raquoОСготаГйш of bull)beams protfucetf b laser conversion

Production of gauge bosons WZ in ee~shy ft and 71shyсоШиом a t t i g b eawaje (raquo studied without difficulties In addition il u laquoв important teraquot for Standard ModW ал well as beyond itshy The future acceleratorraquo (LEP 2 V L E P P shy Pro tv i i o ) laquo i t k the anergics ^s = 200 GcV and 2000 GeV will provide ал opportunity for ptfomraquonce of precision measurementъ of SM parameters Due to thiraquo the problem of К С in SM if achial and is discussed already for a recent t ime ( l ]

We have developed a simple technique (2] for extraction of logarithmically large 8C which laquo a s uitginally applied tlti elect cae i t Lutccactwnt ia [31 and it baaed on renormalialion group formalism of quantum field theory widely used in Q C P |4 ]mdash (fi) This approach is developed independently by other groups too [7]mdash [13]

The main idea consist in eons id e rati on of the real nd virtaal electron positrons photons emitted by an incident particle A as parlous and the taking into account of (tC is reduced to calculation оГ a par ton function or t t ruc turc one О д ( г raquo ) meaning tlic probability to fmd a par too a with the momentum fraction к and with the vir tual ly fquared up to з in the parent A It we restrict ourselves by leading

logar i thms approximation c may имshy t|io Allarelli shy Iarizi shy Iipaiov pquntions [shyshy[(gt i r lt m K i 0 d e f i m shy pound J r s )

Thus tho proponed 1ес1ичцио prlt4ltjiuls ltiiltlltshyscri|ilion ufaiily о [logarithmically large UC riiiitribulioiis iillhougli in (h i s ras r tbu лlaquoцглу of ardor of a few per ltenb can be iicliievpd

Now wc shall put down the differential crossshysect ion for t lie process Л + В mdash C+D in tonus of partoiis (2)

dcifdamp is the crossshysection of a subprocess a + b mdash e + d (solid angle ft depends on the Ti and i j ) where

A D a b r shy rce lt 7 C D c d a r e e ltbull T W+ г к | J | is the jacobian of the transformation from CMS system of hard 5 ah process to

the U b frame lts is (he initial laquoterg Tlie total erossshysection may btgt obtained with ease on

integrating (L) over the angles Polarizations of the initial and final particles may be involved rather simply J3] I l Eboutd be noted that the contribution from interference between the initial and

final particle imitations is not taken into account in the given above expression We shall show tha t in опеshyкнэ) approximation there is no logarithmically huge RC RC from heavy final particles ( ) do not contain logarithmically large terms loo

Put down the following expressions for the SM lowestshyorder processes

1 ee mdash WHY ZZ

ivlicre I) = 2аяshy1 ~ I) and = nsm) is large value

2 ieshy Wv

^bdquo=laquo ^ 1

5 bullbull) ~ И1Г

^ ^ ( l deg ^1

l)fishy( raquoIDshy( I )^P(rraquo0 (о

T h e function Dz3) plays the role of of кр ton beam nonmonochrumatism like for the process 5 where с tossshyslaquo lion is to be convoluted with the function of photon beam nnnmonochromalism [I5J

To find structure funttinns we shall take the Allaielli shy Parizi shyLipatov equat ions

й(raquolaquo = i [ W 1 c l laquoWl l l

=laquo = shysectggtcbdquoAH

with the following notations J ) ] = U[i$) С г _ raquo х л ) shy PUJ) D _ ( r s ) = C ( x 0 ) and

p( = ^ = J + ( - - )

A = - С - П

a = 1137

On solving iterativeshy iho (Г) wo obtain that with the recurred accuracy 1 for

LEP 2 where fi ъ 01) the terms up to and including ^ arc to be kept

|(( + i)-bdquo--ilt + )

Щ1 shy i l l i u + shy ( 1 shyг)Ш shyЛ)] If i

In fig2mdash9 tbe total and differentia] crossshysections as the functions of an initial energy are depicted for the processes 1mdash5 laquowith and without taking into account of КС As you can вес the valuesshyof RC are luge for all processes besides 77 mdashgt WW where RC is practically absent iff lending log approximation For the total crossshysections of the procesies 1 the value of RC comprises shy 5 shy 1 for LEF 2 ant) ~ 15 shy 20 for yS = shy TeV Up to the LEP 2 energy tbey arc negative then become positive It is clearly observed for i(s) defined и

о(я)=(Твbdquo(л)(1 + е(з)) СЭ)

and for S(raquoD) defined in its torn as

Л Г dn (10)

For differential crossshysections RC are catastrouhically large For instance for the processes 1 and the scattering angle 0 they comprise more than 50ОЙ (see fig2) It is

explained by the fact thai differential crowshysections are concentrated practically in tbe forward direction and fall verj sharply beyond it A hard colli near photon emitted from initial lepton reflects this pshyak in backward direction due tu tbe large LorenUs boost

We would like to note one interesting fact If an experiment fay auy reason has cutoffs then generally speaking arises the problem of the taking into account of other contributions for which final particles are not observed (excepting WWshyproduciion in the reaction ее shybull WW) So when considering Wshypair production in eeshycollieians vt are to take into account also for instance the process ее mdash WWte which comes about via the transitions ее mdash 77laquoe mdash WWlte and the final leptons are not caught by detectors Now the expression (2) is to be supplemented fay the contribution from ПshyWW

Aow

(s) m | ^ l d r i 5 shy laquo bdquo raquo ) n 1 shy T ( r bdquo ) ^ ^ _ ( T l 1 ) (U)

which turns out to be dominant at даmdash 1 ~2 TeV and comprises ~ 27 pb whereat the expression (2) gives ~ I pb at these energies (see fig3) Thus under such observational coadition a lepton collider transforms into a photon one The same itnation may occur for the rest processes

О 00 0 20 04П 060 0 ВО I ОО

Figure ( Electron (solid line) and photon produced by the laser ooaversion dashed line) nonmo noc hiom alia ms

190 20C-

Owl (Sot-)

к- го

Figure 2 Total cross-scctiuiis (top figure) aitcj contribution of radiative currt-ctious 6 [boLorn figure) for thr piorws tc mdashbull UU~ as [urn-iiuns of energy (comparison with tin- result of [Hi)

Figure 3 Total cross-sections (or the process ee~ mdash WW~ (in pb) as function of energy (more wide energy region comparing with fig2) Long-dashed curve corresponds to the contribution from 77 mdashgt W+W~ subproceraquo

Э лgt 6Э 9g

Figure 4 Diiierentja) cross-лес lions (top figure) and courtribution of radiative corrections for the process e + e mdash W+W~ foe different energies Curves 1 2 3 4 correspond to -Js =200 580 1000 2000 GeV

SO fO 50

Figure i Contribution of RC Ift the tolol croushyuctisn (top figure) ал4 dJ3ipshyQtiraquol с tcclioii for lho огсчеи ee shy+ Zpound (bottom lipirs) for the MUDC anergicraquo и io lig4

Fifure igt DiTdnntib] СГОЛ-ЖСЧОМ for tbe ргкмэ e e mdash 2-- Curves I i cenrtpocJ to enrrgiea v ^ =500 anJ IM GeV

V OOWI i

OW11 -laquo eo эо raquobull i j r M

gt

Чч

jitltshy 7shy l)ifilaquoshyiml i n n s f u l u i i n i for Uushy j u v shy shy 1 bull lili ilUtuni hfunshyl uc i inh i i^ iihiAoi CKinrnoiHKliiini i~ MJiiZnOVHraquo ОЛ shyшН fur bo t tom fitfiiff jS raquor

Figure 8 Differential cross-sections for the process of - Zi without (top figure) and with (bottom figure) including photou noampnonocbromatidiy The energies for top figure 3 ^ =100200raquo OcV wid for bottom figure v ^ =-500 WOO 200G GeV

2 0 0 e f o i laquoW мг

M 6C W lTgt l io 1ЯУ

Figure 9 IbUl u d diffeientiaJ croeraquoKtioos for the рптем laquo7 shyraquo И+И with (laquoolid lines) and without (dubed lines) p bo too boomoflorbrwiatioy The energies for difterrntiaj crossshysections u e ^S^ shy500 2000 GeV

bull K

Tlui we flu la ihi (tuuuistan ltrf HC I JUlaquo1 Infiiia1 V A V J (uuiujix ltaiid U utiv6ilaquoirlaquo vith the initiu OHM 1gtЧ Uraquo dushycvjraquo In dlaquoUiIlaquo the [iifcuss t shy bull WW Th bullVyntiTii (ltiagrraigt In tliu oinvlncp approximating ( i n tola n visiter ie shy 200) ilôlvtd и ( J WUIJI Jewiilshyshy virtual (omxiiouu ini Ukv ioln account re] jiliouui ruliamplioo 4 wshyll rtraquoltlltpi(td ia Rgl l

Ho Лщиш in niiic1) л gt r i n l Mid a WshyIown че wJl shylt t i e Лп1 WWshybotoiM xtifiishy(le а Wtud pbowiii mii I t fHn h i ^ i b r c a r n uf (hshy iiuulimdes of real jthshyАчп Ashyt^thii by lepltiui Uitl W hojoni I i u i j i i i l i d u in l igIi ltbulllaquolaquo иэ( l a W iiiOdcr Jmil i l) i tUshyiA hLnf th1 i n ltontfijtin uoi lontoin Iatilt) lofquiliraraquo ishy shy

bullbullиshy I li i пличпсШу rmatl rltlt claquoi tilt 1ltЛи into laquo п и т 1 liv д зlaquo с ielt Kshy

laquoior ilii (shyjirfbuikiiu of tiie diagramraquo in wtodi A t i i tual îliuiun Joes j o t inlershyict Mli lishyptoua (fifshyH ла wishyL aa ours ieshymil M l k nquarcrf aiipJlumr uf i c J pliolou

Figure II

19

bull(Ж-Хтlt-plusmn )

Fig-ire 12

Figure 13

rlaquo(iiatiii by W ngtsorigt игshy Sn finishyishy in Mishy Iiun r i shy П md in Inshy tiitfoltliiird intn illshyKshyFuHor

IIKshy аgtчтlaquo1Я он лЬмshyп of rnshy t m u i b u i i o n nf iho 1мцгbdquoчshy ilkshy lushysltshy dgt shyiklshyd in figshyll lo a total ffotsi4shylioii N rvidfiil Klaquoal1gt imrrfrnshyimshy h e m m i tbr Norn amplitude ami ttr ^mplitndtshyi igtf Sg l l r bullshy ar olid foirtishyii ul nlaquo(raquo shy 0 = p ^ q and on LntiTRratiriR it gives ngt shys Гиг ilushy dilfshyrentiil его nshyman tlio ^tuaiioii IIAshy common uji i that for the p r u i v raquo i ~ bullshy ltir shy where the taking into account ltif ilw ho diagram lilt in fin I r Гипshy bull)bullbullgt ir игемгг nf r h n K e ndil asymmetry for Hraquoshy i|iirililiiv

wliirb Joshy HOI nin ii bull tshy fii ran be illustraled in itshy lowcsi order of PI

Tli 4ifi bullbullbull |ihitni r bull bull i ishyil in lip]J ran be rakulaishyd and ono gives the wHIkmrni r shyiii

= -poundJH bull)amp-ampgtbull idegshy Un^-Ibdquo 1--y-~~

r

- I ОИЦг ( l raquo i

ivhishyrc ishy iInshy phnshyc shy m shy i is WshybiMOii ishydwiiy in гпк Ilic baid plinloli tntiishytiiHi firH rii bishy taken iishylu aicgtishy II liie )bullbull iVnn IciRashy

liiin jt|gttgttgtitiiuiiiraquoi usHig il nshypJshyreni4ii ]bullshyЗЛгAJ mdash IwUVshyU Finally ilbdquoshy îishynioishy Л will kshy drshyishyei raquoshy) ltbullbdquobdquo Iderii shy U МПshyi shyrrrriirms

l o r b h i i h a lshyKaiillmil rMitrilmtM1 л | bdquo ц | f l i m i |bdquo мцshy shy Г shy Н Н П И Н Ы shy I S (Jtshy w ^ f r i t j

уЛ = mdash fii shyibdquo iî i

I hishy i shyциЫ photon con l ri billion lto lbshy int pat ride radiationraquo giving the logarillrrically b

The MPI ioutribicion da1 + dashy tic in (Ishy (inclusion we would lik lo Mrltv lt

canaidshyfiilitui af logarithmically larfio HC in |m and griiiulishyd by пьеshyЬюр calculations In т с IatRi valiim promises ltbull shy IVIT 2 2 Z i V shy 2 мshy rrshyveaM Hovshy4shyi Illt ishy luartically fluent in ihepruoMMWshyn shy W t t shy ) mdash И rshy ]a rg a lnw пГ КС in differential crow bullicitioiis ar explained by emitting laquoifraquo hard rnllineir photon ml shyilashylropliitshyaS rnpid falls of the hiltctgt beyond tinshy region uf [urviftril iid backward shyr4ishyriiishy

Лск noted gementg Wo would like lo jirshyN он г grshyUiuiil ltlt jirit i Hshyrcnb for disrnssKn of IIC effect on the иЫ ail dilT^rontial ltrshy jishy shyf h bull |mltrshys mdash И (Г profs I (i(ihu(R nul Sishyrhg for slirmdatiiiK iligtvu5sioiis

~ + onj ( Ш

reine lntwcishyn laquolir bull imiiai 1 and final toiitshyibution bull J I I fiiite at m mdash raquo

bull HUHshyO thai a shyim |llv laquobull(bull Iunqshyг for bullorder piоshy и f SM i pwpoiraquo

References i j -КСГЛ VirUi|i ) Il-0ir -- Л IMu i I 1|-н к || CKHS Grraquooii

Report 4~-4S )7 A

gt AY lvki i i- l iJ lrlt-(rinl IM V I I | l i 4 iN( | NiltjlgtirL Y-i l t - i VI t 1ЯИ) l t 2

[I К Л K i i r an S rjuliu Ynlt I V Om-JNud l l i y ) i l ( II^SUCO

i-lj VN l i r i lmv IN lijiraquo Y I V (S i v j V-K l ru ) I | I1J7 )L J4U

gt ( AiiAiiii t Ishynishyi Vuirtn mshyii игг^оч V Y11I I b U m - r JiQvJK|i l i iTI l iy | | | П 1 gt(ift77)|-Ji

С Л11Г-Ц C Marbull in - I ] - - - - ai l l l - - - I - I- Mi H I i Г Е Й

Yclliw Hr-pari МЙ1И v l 17

IS O Nirnraquoi i i llrwiii-li- r i i gt l - i i HJHi Н1К7Г- bullbull к Ui-rrnJ w ai Niriiiiy raquobullbullraquo( ЮЯ^И-А

[HI) JS Cillinv i- iii Nud l Us ItJfil- I j v i j i l l

M l t T НмЬчм П1)Цч- IVtli L|K--II

Yi O Xiviraquoni 1 rw i iw l raquo - -Smuungt f iui inu- n-i Ь щ и - m Г - 1 | | Win kin| i-ii n i rou iX liailimiw- | - r i K i n s - i f - i l r - bull l IHi i - j-1

] VlWliklii bull -ii A|gt|lici4ni 1 r-iti-iiibIni K r usi-rimd I i i ia t iv

] [ W Hi4ikt-i -i j | Iliy 1-П I t t ^ i l f l l l Hi

[-V If I b l inn- - t 1 S-iHriivgt i l r - l i -w

ПРОЦЕСС poundе~shyРАССЕЯНИЯ НА МАШЕ ЩИ ЭА Кураев ЛН Липатов НЛ1 Меренков

Иоследовано дифференциальное сечение процесса ltpoundeuro рассеяния иа малые углы Доказано что при вычислении радиационных попраshyвок (рп) можно опуститьвсе диаграммы с двумя и более фотонами в t shyканал

Процесс Бабаshyрассеяние электрона на позитроне на малые углы будет использован на установке pound Ё Р shy П ДЛЯ определения светимосshyти Высокая точность её измерения ( 01 ) необходима для корshyректного измерения параметров стандартной модели (СМ) изучения характера взаимодействия л| бозонов и поиска возможных ltпшшgtshyний от СМ Вычислению сеченая этого процесса посвящено много

х) работ Ыы здесь предлагаем свой вариант вычислений основанный на детальном анализе процессов 24 яа малые углы проведенном наshyми в 70shy60 shyх годах а новых идеях учета лидирующих tyfa)htT вкладов во всех порядках тв популярных в настоящее время Кроме того имеэтая некотрое различие в расчетах(Выполненных в последние годы на уровне 05 shy I Процесс Баба рассеяния

является главным по статистике событий на установках со встречshyными tpound(f пучками В основном он определяется pound5) shy взаимодейshyствием примесь слабых взаимодействий для углов расampггния х

См I и ссылки в ней

24

3deglt0 shy 6deg составляет величину лraquo 1 pound l ] Имея ввиду планируеshy

мую точность описания этого процесса на уровне 01 т привеshy

дем результат его расчета в рамках СМ [2] г

При ^ д = 3 i bull=shy О (2) воспроизводит результат amp2gt d S ^ S t ^ (3+6ijfyshyuftlaquoJshy Предполагая углы при которых детектируются раосеякные электрон и позлтрон меняющимися в интервале

2deg г о pound 5deg оценивая для = joOlcv характерную передачу импульса QcJshyF~lt9HMiH ориентируясь на точность

01 amp = I 0 3 (3)

получим t что можно пренебрегать величинами типа

Ке^пЫ^Ь T ]pound 41deg и оставлять величины

Как вдцно из рис I необходимо учесть отмеченные члены Аппаратshy

рекормгрушш (структурных функций) позволяет учесть асе члени вида JLL ) (первый вертикальней столбец) Замечал однако что члена расположенные по диагонали снлзу слева shy вверх аапshy

разо будут щенами одного порядка так как они отличаются лишь степенями дважды логарафмичссдго параметра 4^ Поэтому кешк усилия будут напразлены на вычисление вклэдов зида^ L

Каш работа построена так 3 первой части мы рассматриваем диаграммы вшоть до дзухпетливого прибликенияописываадие упругое ltCtC рассеяние З д с ь ми доказываем что в пределах принятой точshy

ности (34) можно не рассматривать диаграммы с двумя и более фотоиэш з i shyканале Наше доказательство по сути совпадает с доказательством обобщенного эйконального представления для емплитуды ltpoundltС рассеяния на малые углы [з]

где п е т mdash вклад расеивательноЕ диаграммы (рис 2) ЧО shy днрзноаскни фортрактор shy касса фотона Известshy

но [Зэ] что представление (7) нарушается в трехпетлевом ппяоshy

лакешш однако учет этого нарушения выходит за раизд принятой

bullid

(4)

(5)

точности (3shyi) Как видно (7) квадрат гюдуля змпллтуды упругого рассеяши уshyшгщащеЛ вклада дааграи рлс Э отличается оshyг квадрата модуля сорновскон диаграмм ^ степенью днраковского формфактора (вклад лаулевского форг^актора laquoокет оыть опущен з рамках (34)) Сожитель (ishyl(tl) учитывает поляриshy

zaumy зпкуума фотона в т shyканале Среди осгашихся диаграмм ох сыплющих зкртугльныа поправки к борновской агдшгеуде вплоть до двух^ тлевыхнадо рассмотреть диаграммы рисshy 7 учлтыззщне собственноshyэнергетические вставки в функцию 1^ина фотона и поправки к вертшчшл функщивл Выражения для соответотвукцих попshy

равок тлеются в лтгературе Положение облегчается тем обстоятельshy

ством ио необходимо рассмотреть их в асимптотическом проделе t l raquo w w ^ где результаты существенно упрощаются

Процесс однократного тормозного излучения с учетом рп также долиек оыть рассиоshyгрэх а рамках принятой точностл (34) Он описывается диаграммами ряс 48 Рассудщения аналогичные приведшим к (7) позволят учитывать только диаграмлы с одним фотоном в shyканале Действительно учет диаграмм с обменом двумя фотонами приводит к чисто мнимому вкладу в амплитуду расshy

сеяли поэтому отсутствует интерференция с вещественным вкладом борцовской диаграммы Квадрат ке иодля этих диаграмм мал и монет быть отброшен в силу (3 4) При вычислении интерференции диаграмм рис 8 с борновской амплитудой однократного тормозshy

ного излучения мы пользуемся вновь известными выражениями для вершинных и собственноshyэнергетических вставок а также результатом наших расчетов поправок к сечении рассеяния электроshy

нов на ядре [41

При анализе вкладов неупругих процессов двойного тормозного

излучения л рождения пар мы попользуем метода системы бесконечshy

ного импульса и кваэиреодьак электронов [5] позволяющие со сгешнноа точностью Ofts] записать полностью дифееренциалБНые сечения в виде распределении по перпендик1shyхярним к оои пучков компонентам 3 shyимпульсов частиц и юс долей энергии Дальнейшее их интегрирование с целью получения инклюзивных по импульсам рассеянных электрона и позитрона удобно проводить как аналитичесshy

ки так и численно поскольку подинтегралнше выражения свободshy

ны от сингулярностей При образовании Qt~ пар мы принимаем во внимание также эффекты тождественности Вклады shyи(^ л|

2pound shyпроисshy

ходящие от полуколлинеарной птчематпкн не могут быть восстановshy

лены с помощью аппарата структурных функций [б] Для их вычислеshy

ния (хотя они составляют величины pound 05 ) мы и рассматриваshy

ем процессы 2shy4 bull В заключении ш приводим комбинированную форshy

мулу для сечения в форме сечения процесса ДреллаshyЯна со структуркнshy

ми функциями дополненную поправками к жесткому сечению и конкретныraquo выражениям для К shy фактора

I Рассмотрим совокупность диаграмм с обманом одним двумя и тремя фотонами в shy канале (полное их число 9 )Весьма полезным оказывается параметризация 4 shyимпульса фотона по Судакрву

Ветаэра yt являются почти светоконусными Р+~ 01 amp)raquo Параметshy

ры^ ^ также как и соответствующие параметры da t fa для 4shyимпульса фотона борковской диаграммы

bullЯ

в области интегрирования приводящей к главного вкладу малы

Последние факт является следствием ультраГаголстовоК кснgt shyаюстг С)Оксshyдцагра1и а величина поперечной кошонзкт импульсеshy порядка laquoРГ М ~W I bull

Малость ^д ^ следует из

Квэд^ты 4shyшигулъсов виртуальных электрона л позитрона двух одпоготлевых диаграшчакови

Как гш увцдии главный вклад (со степенной точностью) происходит от области реальности ыершонных пролагатопов откуда следует шлость параметров ^ fgt К этацу ие вьшоду аожно прийти анаshy

лизируя расположение полюсов в плоскостях lt я raquo ненулевое вклад отвечавший распола~ешпэ полисов ПО разные стороны вещественных осей соответствует |^ |ltL|^| 7p[tfy ampя даль^а^сго удойно дяаграгаш предстэзнт^ в еншетрнтованио виде

fshy PshyshyVshy Рshy fishyushy

-21

shy = = ТГ^

Следующл a i r occroshy i iiui3c целителей подан сгрэльных ыраshyйс ли цодьгуясь и^ость параметров oi fi У теп что спиноры тыито лентоков у^овдетлорезг уравнении Дпрека ( ^ М ^ ^ г И Д ф чплучшл

Ibshyten введу (9)(10) лсредшвм сушариыл ^глад ъегх 9 laquojrpashy з

) = ___- J- -jir о fa) shyiff 0 ЧriO gt

qfii V ) = _ _ _L_ + mdashJshy mdash 7 г st0 Uilti0 WjshyWO S J 0

i(jshyl)lt0 shySY0 StfV ifc)tlt0

+ - ^ - т - т mdash shyЬЦНО shyifraquo shySXjishy shybulliAjJffO

shy (shyampgt) amp)5ЬЛ) _ ( I 2 )

Выполняя ингегрирозани по ltХ й о ОЮ1ЙМ Ь shy функций к saicishy ло ^г получлп

poundTJI яаяор^ается доказательство экола1ьо11 ôpir ri ZLI7VI j~4gt^ расоя1trade г аше углы (cr с[з ^

7JUCTIOIIraquo тепиръ ^пгпа зо^shyгг ^ о cshy^~sishy

i свалки к электронное ллиил Сshyлтс bullcaoyivi о^чала а о хсгрО|shyгщх с оименол доудо oTcisi i i Г shy ^ з л е shy [сообразуя газовый сСъем к вдду

r ^ e amp ~ инвариантная массу яроа^точshyого shyсер точного состояshy

ния при рассеянии влртуачъиого фотона на э^ект]Х1не вшюлщл интегрирование по 8 с помощью функции J 5 CI2] ^щето згорего слагаемого в (II) получат

с J(ZU)[(rshyfJWJ illshy

J shy эьзипгуда яоГ1оповсяого рэссеяшш т а^екгролс с yshyioo рл Как фуяадгя aS( величина А irshyгеет полис огзечэеди однсshy

алекгронно^ состояла (же 9 i разрез (ирэвш ) отэечааиш сосгоягшэ г ггшстэоном п йотГо (ряс 90

^ ^ mdash laquo bull

от особсннсстл к контур лигегрнроваявд в laquo^ shy ЕЛОСДОСТП пзобраshyдshyиshy

ны нз рис 9в Вернеыся толорь яеяното назад Величина г crpoio гозоря есть часгз кошоновско1 амплитуда ie учнтыващзл перестановки внэшнх фотонов у поэтещ она не обладает своЛстэо ГКУНГСЭОВОЧКОЙ инвариантностиshy точнее часть её отвечающая одноshy

элогсронпогshyЦ состоянию (полис по pound^ ) преобразуя контур Стая ltок это показано на ряс 9 г ш видит что нет полной кошенсаshy

Щ( вкладов полюса к разреза поскольку дает вклад интеграл по юяьшг1у кругу Со bull

SJsfishy (Дй=7Г

Плохая сходалость полисного вклада по bulljpound есть иледетзге отсутствия иалчОровочиоН инвариантности

осглегсгвуpoundиего зклада з л долее по^роЗиые аргументы нол(о г ) 7рнлоshyсенп1 poundз)л в работах fTjnjampQ bull shyФ^ shyPJarpauai с

чгshyел сгоаг и Г shy язначе и олнshyгтетлеэгл поправshyraquoshy] к элшпронshy

bullshy shy bullbullbull з^рироъаиshyя shyо lt pound л о огоshyтьч J u )

получим аналог третьего слагаемого а правой части (II) содсрshy

кэщего величину J ] А ( f y ^ raquo 5 ^ ^ ^ э ^ к о т о р а я аналогично макет бить преобразована к интегралам по сюлшому кругу в птостастях bullpoundlaquo гл $g и дает

Аналогичным оСрэзом можно включить в рассмотрение югаграмш учитывающие поправки к поэитронной линии а такте собственнаshy

энергетические встэзшт ДЛЯ фотонов a Zshyканале окончательна ^эзультэт таест вид

Ф(С) (4-Пю)1

Интегрлриакгэ заражения (13) лоутсреречнып ко1Юнонтам импульshy

сов прлзодпт к (bull) ззестно что представление С) разругаshy

ется при yshyiase рп_ двухпетдевого приближения снакем изshyза наличия Щоскнх днаграш имеющих левый [ shyканальниИ) разshy

рез a laquoS shy плоскости (рее ДО) bull

1 | Put Ю

Ппэтоцу представление (7) есть лишь компактная запись агптshyнтуды упругого в в~shy рассеяния на влые утл справедливая з ранках точности (5shy1) Настоящий ни завершаем доказательство утвержshy

дения что з рзиках принятой точности лы модем ограничиться расshy

аыотрampшйЭлиЕЬ диаграмм с обменом только одним фотоном в z shyканаshy

ле

Дальнейшее вычисление летала которого находятся в проshy

цессе подготовки оперирует с уже известными з литературе ЕЛраййshy

ниями яеракнных фикций и поляризационных операторов в порядshy

ке вплоть до звухпетлевого Расчет же неупругих нгюцессов был проведен э работах авторов[5(lt гд^ были рассshyштаяы пешостлц дифференциальные оечения проциссоа vi ^илаь углы типа 2 + t ii работах одного из нчс poundэ shy I I J где с логарифмическое точностью былт shyолученshyз аналитические дь агчянця для обсуждаемых здесь рисshy

ппеделечдл

Авторы Слагсдаряг pound Бгреltса В ЗанshyНирвенз 3 Девиза BC bullЗадана и Л Трендетурс зэ полезные оЗсуаденил

литература

I R JafiachelUsaon i n P r o c e e d i n g s f t h e 1592 Zanthen workshop N u c l e a r pnys i ce В shy Prot fed ingiSupplements S e c t i o n

2jtBudnrshy Fbys L e t t pound5B (1975) 227

J Barr l in K H o l l i r T Hiemar MPIshyFAEPth 3 2 9 o FHBshy90shy9 1ипч I y 9 0

я ) Э A Kuraev ЬЯ L i p a t o v N P Mereukov Pbys L e t t e r s 47B (1973) 3 3

7gt) H Cheng TT u Phys R e v 187 ( 1 9 6 9 ) S Yao Fhye R e v DI (1970) 2 9 7 1 S Chang R r r s Rev DI (1970) 2977

laquo) KS B j o r k e v o l l U n i v e r s i t y of BanWn TechniCHl Repor t N 1991 shy 0 7 ISSN 0803shy2696

4 ltA лу^аеа 7i юренкоз b J ruTshyy bull 45 Ц9С) 7o3 л 47 L SxO I 5 S 3

5 VN B a i e r e t a l Phye r e p o r t s 79 (1991) p 2rj~ f ^ A Ь ^ в е з IshyG ад1Ш Я0 41 ( З У ^ shy 1733

VNlcrD8ini 5 U i W h ^ ^ m i 6 t Wwtiljjraquo 7 А И а г е 1 Ш amp л laquo К tl4tfgt 4 raquo A l t V V 0 4 l

7 E Kuraev LH L i p s t o v N F Нчгепкот permiifiT JTWshyJ I 46 i I 973)

a CAshy КУраев BC 5адтн Препринт 1Ы ^бshyэС iS7i i) Новосибирск

9shy КП Церенкоь ЯО 40 (I93C) 172

10 НЛ1 Меренков Яу 50 (1963) 1750

П НЯ Черенков Укр ^ 34 (1989) Д 2 9

35

a Щ PC

PWl

7 tii

s raquo laquo _pound_bl

IshyHEOEshy

Рис2

~4^mdash - О mdash ^ CIshy

~Ж-~ЖЖЖampamp PltC6

ritiilji г Г -

Риг 8

Астзгрин в УПРУГО и нзгаршш ЭГСЙТРОНshyПОЛМСОВАННКН ПРОТОН РАССЕЯНИИ

ТлЛухю 1 ЗАДураев^ СППанов3shy1 ААСаэонов^

Аннотация

Асимметрия определяется интерференцией амплитуд первого и второго йориовских приближений Ее измерене мотет дать информацию о числе партонов в протонз поляризованных поперечно плоскости рассеяния 3 случае упругого рассеяния она растет от велчи1 порядка Lshy до shyIO при росте энергии электрона от I до 30 ГэВ тогда как для кеупругого не зависит от энергии и имеет порядок I

Асимметрия верхshyниз в счете числа рассеянных электронов относительно плоскости образуемой импульсом налетающего непоshy

ляризованного электрона и спикон покоящегося протонаshyмишени обусловлена слагаемым из дифференциального сечения пропорциоshy

нальный I л л

1=Й1ltпй = |51Мйraquo |lt еshyshyпЯlt bull л shy М (D где ftИ1 shy орты вдо^ь направления начального и рассеянного электронов (pound shy среднее значение спина протона Спинshyимshy

пульсная корреляция Jnpois сходит от интерференции между мнимой

г^ЬГУ Минск Ъеларусь ОИНН Дубна Россия

3^1ГУ Новосибирск Россия

37

часгьЕ ьихshyмтль ерshyресселкя всзнгкpoundсяе сг дЕу^эгоникshy ионеоз с зл^до^ deg нее гт днзрртокнйгч) полена чрСbdquo1) ^ффзshyi отсутствует прч описаит н1Птуshyч в 0ltрноьсshyс~ Л|)ИСллЗи

lecpeiJeCitod рассмотрение shyтсгс нshyмека оь и ьеshyвяshy грчзедено хтя случая poundл shypfcccejianfc в расоте f l j ta^peaig

годя^зьции протона отдачи воьиикающел о описанному выше механизму а случае нелоллриэозэshyнных начальных электрода к поshy

зитрона предлагалось как тест нарушения правила однофотонshy

ного оэиена в раооте[ йозкокные проявлении ТОКПЕ С ненатуshy

рально четностьraquo и связанных с ними эgtуектов наруааищях Тshyшshy

еьркampнткос ь детально Сйе(вlaquo1йсь в работа к^shy] в процессах о4raquoshyрgtсэян5й с ojpi зоэоииеь резонснеэв

хltlaquoлТУЙсильное изучение асимметрии в случае нэулругого рассеяния электронов с энергие 1с Гэ1 и лоэтргноь с анергии Ishy r s j на протоне зыло прсведеко в слотах shyОshyльтнгЯ ДЕБНССТ1 [)( где была ocvapyxeaa асиинетрия на yposraquoe ^ К чти качественно согласовывалось с резуshyьта^с расотк [А к отсутстshy

вовали сгйтshyсгчески shy достоверное указаний на shyнаруслое з^ектк

D настоящей заметке nd зорауаеь вниканий на целесообразshy

ность проведения подоОяш опытов при энергиях bull сьетимостям з соэреиеь ных установках пс ер рассеянию превосходящих параметру [5 ] Сечение упругого ер рассеяния в оорновскои ирисshyлишении имеет вид

где

й shy и и shy угол рассеяния электрона в лсоораторноЯ системе gtJo переданные протону импульс ft L bull= Р L N

jshyshypLîiopu npoicua р(lt)shy i hîfshy 0 J shyshy Ilaquo7= знсshy

shybulljio gtНеьнпгс ucshy5tn ротона [у ishyac^ зк^ла у п с я ну то bauj itHiep3jHshyUiiH shyт1туд второго shyл геръггс гshyпроьсхого rjoshyshyciiii оганккает roo 0 ходите ь OJCHKI МЛШЛ част лштттула коьshyлтоновсчого рассеяния аг^тум^ьного jo тона HI nomijOBaHiiC протеже чс ннну1биshy угол зshyлсыъаео текаоро

У

з лачестве проиезуточного состояния [gt(gtbull э чО могут оыть состояния протона резонансоэ Д л1 if штгоч^сткчнае состояния Тензор s право части ( J ) I40ier бать построен иь ломсиниций течзороз i векторов зуда

удовлетворяющих условие сохрpoundraquoеshy1я тоlaquo gtс1]^ ^ i (Vi^f у shy amp лслачесгзо структурных 4shyyHXtiii shy ясз^рицтентпз IL ЗЗЙЬСЦЦЬХ т^нзерах необходимее дгя олсския ярк5ltу части [bull) ОЕОЬНО веshy

лико Подчеркнем отличие тензора (Э) от тензора олисиюпщего процесс глубояо-кеупругого рассеяния продольно поляризованного электроне на протоне вектор поляризации которого лежит в плоскости h И И

который выравается через две структурные фуяшlt $ j $г bull Вклад в сечение пропорциональны I ииеет вид

Переписывая (6) в виде

для асимметрии вверкshyвгз получик

пиэсе мы ВЫЧИСЛИ ей вклады в асимметрию ст промежуточного состояния протона и А shyизобары и делаen оценку этой величины для вклада континуума Вклады протоьа и Л резонанса (св рисlt3) как функция угла стремятся к нулю при $- О Й и имеет максимум при Q shy ^0^50deg Величина этого максимального значения асимметрии с увеличением энергии электрона от 1Ь до ч5 ГэВ растет от значении shyv7shyl0

4 до 110^ Вклады таshy

кого ze порядка будут поshyвидимому происходить к от других барионных реапнансов Зти результаты находятся в согласии с подученными ранее в[12] При больаих значениях Qraquowt главную роль будет играть многочастичные промежуточные состояshy

ния [уgt Это обусловлено слабой (поshyвидимому логарифмиshy

ческой) зависимостью структурных функций тензора у (Ь) от переданного импульса в сравнении с быстрым падением форыфактоshy

ров р Й1

) bull Асимметрия (8) будет не мала в частности для достижимых в настоящее время S ~ 50 (Гэв) Q ~ 30Гpoundpound)и можут достигать величин ^ 10 При этом конечно сечение упругого ерshyрассеяния мало

Аналогичный эффект асимметрии в случае когда поляризован только начальный протон имеется для глубоко неупругого рассеяния eigtshygtpound)c (смрис16) при этом асимметрия будет величиной

~12

41

bull I ~ структурные функции комптоновского тензор в нея^яshy

рjoaamoy случае Структурная shy1уикдн bullraquo(gt) i измеряет разчостъ laquoсел квърshyов н нг1shyрпрое с поляризацияraquo пshyперачshy

9Ljv плоскости рассеянии

СЮ)

где У rit^) есть чист да ар ко в с поляризацией вдоль спина протона Уцц)shyс поляризацией лрохивопслолю спину прстона

Ut 1 ъ) Функции распределения партоиовshyкварков по да дни энергии начального протона уц^ $ составляющая масса аарчд кварка з единицах е

bdquoы эдесь не будеи оосуядат вероятную связь структурной функции fa с оддероноы определяющем разность сечений рр о взаимодействия а также вопрос о вкладах в tf^ высшего лгshyкbdquoshyШ тг

лн оценки вклада Б сечече упругого рассеяния боксshyдиаshy

граммы г лрпмеяуточкым состояниеraquo с квантовыми числами протона

12

МШЛ1

при вычислении интегралов по чshyичпульиу пampтггУпреяеОречь эдвисиосты дпрмфакторов от переданного импульса ля аслилетshy

рии получки при этоshy

где мы обозначили

Г shy shy М О ГshyshyF Я gt gt lt

а= ( f shy ^ shy ^ i йshy(sishygtraquoо ъshyshyКК tshyshyshyz Wshy2PJ

43

Рриолияение использованное при получении (Lgt)bdquo оказываетshy

ся достаточны точный при pound^Q к 2 ГэВ и дает несколько завышенshy

ный результат при больших значениях pound 1 ^ Результат точного расчета с использование фсрыфактурм а дипольяои приближений

глlaquoampФampshy^чьpoundёpound приведен на pnclti

При вычислении вяледа й ( ICJlt0 изаоьри $(т) () а npouevyточном состоннчи 0аксshyдиаграммы мы воспользуемся ел laquoалеющим ыraquoрахенаем для вершинной функции [pound [i]i

и известным [В выражением для матрицы плотности изобары

1^ щи (Ыьampьshy3 w shyksmrt

Вклад в асимметрию имеет вид

Ui

^ en)

Зыражение для А й представлено как Функция углы 9-

для разных значении энергии на рисо Вычисление мнимой части интегралов (1^)(10 по 4-пмпульсу

петли lt МОЙНО свести к двумерным интегралам по углам

(15)

Ьолэе удоОен для анализа многочастичных промежуточных состоянии другой вид (15)

^ ^--ФampЬ^Ы) - ив)

причем область интегрирования в (16) определяется условиями

ЧтоОы получить кчкое-то представление о вкладе ыкого-

частичныа состояния |Х^ в (3) аппролсииируеы оператор ь О) в вида

flt~-- e2 Ifrfjix^lttl^)|bf^4j-Wx)=

(17)

В выражении (I) иы оставили одну из тензорных структур ( О и вдели некоторую плотность P(fl1 распределения кногочнехич-

ных состояний пс кнаириантнои ыасез промежуточного нногочастлч-

иого состояния

^ ( Д ) ltД ^ 1 (1Ь)

Свойство нормированноеи s Ib ) отрезает факт что какое-ляОо из возоузеденнык состояний (отличное ог резонаксов) Судет иметь ыесто с вероятностью 100л

Выражение для асишхатрки оудет иметь вид (о ) Опуская вклад -~р как асимптотически не основной^ получии

^ shyshy j fî) t j СshyмЛshyдМshyVshyi) shylaquoampgtlt)

Результат нычаедеаия ^ ( ^ предстаэдев на рнсч это ялааяо денмкаляся ^ К Ч У Я пряйчмйиуав в интервале

ОС$С l ~ f L

значения порядка I (в качестве простых функций ив вворвли

йырсдая 3 poundi^pound через паракегр ^ shy У$ t перепишем айммиетриraquo О ) в виде

3 модели naptoKofi результат (to) VQXHQ mwwtb из ( I I ) поshy

лагая даргоиы бltасструктурицц F 4 gt РгН я процесс идущим ло схshyеиеshyрйс1lt)

Aampioju Зладсдъуйт ОЛердеаа за уейзайке ргЛм pound 1 Ч 1 Й

ТПривалова эа указание jeCutuf]

Литвратура

1 AOBarut and СFron ta l PhysRev 120raquo p1871shy1374 ( i960) 2 FGuerin and CAPlketty Nuovo Clraento 32 p971shy984 (1964) 3 NChrist and fDLee PhysRev 143 p1310shy1321 (1965) 4 RNCahn and XSTsai PhysRev ^2j p870shy886 (1970) 5 JRChen et a l PhysRevLett _21 p1279 (196a)

JAAppel et a l PhysRev bl7 p1285 (1970) SRoek et a l PhyaRevLett i i raquo Pshy74B ( l97deg)

6 JKodejra et a l NuclPhys BL29 p99 (1979)

АИЪухвосюв и др П ЯЗУ7 с40b (I9di0 7 SNozawa NuclPhys A513 p511 (1990) 6 JUBjorken JDWaiecka Ann of Phys jB_f p35 (19бб)

вО 150 Рис 2

да еdeg

I А Ю 3

o to 60 го оraquo (20 10 laquoс ь 0deg

Рис3

Polarizations in e + e ep and pp(pp) colliders and search for new physics

YuI Arestov and SB Nuuushev

Institute for High Enery Physics P tow inn Moscow region

1 Introductic n Spin effects were studied widely in IcptoiHeplon leptwishyhadron and hadroiishyhodron intershylaquoelЮИЧ TIIL general impression of the current siluation can begot from the review in [I The lovshycnorgj e + e collisions exhibited polarizatinn effects ivhith were well uidVislond in Che quanLum electrodynamics The modern and the possible fulurishy елг~ machines covor the energy range where the weak inieractioosbegin lo dominate And the initial noKizAtions of С ant1 r~ colliding lxains will certain) ICJUI in sizeable алу шш dries in experiments due to tue leftshyright asymmetry of the Standard tlpciroweak Model (SM) SV(2)L x O(l) sec for example [23f]

The deep inelastic ej]J( and ji|ji1 scattering with longitudinally polarized beiirns turned out to be a good lool for discoery of internal structure of the polarized nucleoli M] The similar studies with the lielicity leptons and (he transversely polarized prctons are now under discussion

A study of baryoii magnetic uioiiienis and resonance spin density matrices is typical for spin physic in hadronshyhadron collisions with unpolarirshyeo beams its well as observation of the produced hyperon polarisation (5] The future polarized proton brains at RHIC (PtAgtl at lts = 2(10 shy 500 GeV) and at UNK Serpukhov [extracted bullbull al I bull i Tec) will allow to study the internal proton strurtuie in say pmmpl gamma or the DiellshyVan leplor pair projection

All above mentioned studies being wry interesting ate traditional and they are fully in the frame of the SM model Another problem is liov to USshy initial polarization of me colliding panicles in scorching of tht new pUysiv р1кчопки And this is apart from the large spin effects which are obviousk expected in the EW model The predicted cross sections for the processes beyond the SM are very ыидИ Ьо one should look for the asyoimeViy predictions which Ьлче the shybinary character shy YES or NO deprndici ot possible extension of the SM

51

2 в|ет colliders precise measurements of the SM parameters

Before going lo the beyond iM speculations il is useful to demonstrate the power of the polarization investigations in the frame of the SM These examples are summarized for instance in the review made by ABIondel 6] The precise knowledge of such values as gauge boson masses leftshyright and forwardshybackward asymmetries is very important lo test the SM model

i) The energy of the polarized beams ran be precisely measured by the spin resonance depolarization method This will resut in the Z mass uncertainty of a few MeV in comparison with the existing 20shyMeV eiror (7] The accurate mass determinations were made by this method for 4(1020) K (3J9V and Jfgtgtgt (3685) in Novosibirsk and for Ts in Novosibirsk DESY and Cornell (8)

ii) The weak coupling at the Z resonance can be measured with high precision by comparing the total cross sections with leftshyhanded (ltTL) and rightshyhanded signtuft) laquo system through the leftshyright asymmetry ALR = (L shy e)(aL + aa)shy Under sorre reasonable conditions on the luminosity beam polarization and run time 100 days] the error oflhc mixing angle was estimated as AsmOw(tii2) = a1 bull 10Jshy

iii) Three accurate values ( щ г пщ shy tui) allow to lest the SM with a high precision iv) The leftshyright asymmetry Ац can serve as a Higgsoineler which allows to sepashy

rate the light Higgs bosons from the 1shyTeV bosons As it follows from estimations made by BW Lynn for the top quark mass m = 130 GeV the leftshyright asymmetry is equal to ALR = 02D5plusmn00O2 and O9Qplusmn0OO2 for (he light Higgs and the 2shyTcV Hiflgs respectively [9) Thus these two regions are separated by 7shyg standard deviations

v) The forwardshybackward polarized asymmetry is defined as

P[NPshyS) + iNpoundshyN) (1)

where P is the polarization of the ee system and is the final slate fermion [lOj This combined asymmetry is a remarkable quantity which is insensitive to the SM effects The behaviour of the polarized AL[i) and the conventional Арвр) is shown in figl The polarized forwardshybackward asymmetry gives the direct measurement оГ the final fermion coupling The errors in the asymmetries wjh the polarized beams are much smaller than that with unpolarized beams as seen from Table 1 [6] This table contains comparison of errors on the weak fermion couplings combination At obtained from a 200 pb~ exposure at the I peak without polarized beams and from a 30 po1 exposure with 505c polarized beams Some assumptions are necessary to extract information from unpolarized beams experiments and are labeled as follows A mdash e mdash i mdashr universality В shy tau lepton pure VshyA couplings С shy universality of SU[2)L V 1) formulae for fwmion couplings [6]

Talihshy 1shy

q~lv гол г lion

о oirizshyltlion Error 0jAshy shyill polarization Error

лraquo shyWO oshyciai 000i

0009

0015

siirtshy)shy al ippUiuir 1 + laquo олипshyд shybulltU ООООЗЛ

л shyshyWO QKKI

UOlt

00tt s i i i shy 9 M alt channel 1 + tf+ Г оаиоshyчи Лдп 0ШНШ

Cunrl i id ing rliis icct imi wrst rc f |]ial t he шолshyипчт Ш wild ilushy Icuiît iuiiiiltitly polarized (+ raquom gt~ IHMIIIraquo is rt inilculially pmrrfnl mftlinl ttgt Цlaquoчshy1 a shyshyI of prshyrishy laquo[tiantitire shy bull l n ( shy V e shy ^ l J 9 l l Slino i | u SM i iwild

3 ef e r colliders direct search for new physics Here we tu rn to IrnnsveishyMshy pnUliWlioiis of t he rollilinfi USins following Kotshyirlii l l ikasa [11 T h e idea is tu explore ilraquolaquo egtshyintegrated mlt MVIJOU keeping in mind thai in llu УМ model such i)shynvfTiipill m i section is not d f m n l liy initiil i r i u i s e e m shy p o b h u a l i o n s This eoiirlusion holds gtii)iil t he bull In i run им is mshyfilcried Siimmalion m e r I lie helicilics of the final part ic les is ngtiinshyi Illshy rule is violated by lle presence f t e r m s inrludinR the fartnr m r ^ For example the simple QFIgt prun^gt i f r~ shy j + j i Imv I he ctoss

bull shy lt l +П shy Pshytit^J (2)

Tinshy ogtsrrvlaquo| lrvikdmvi if l b shy imlepcmlrnnshy ivuiiM mdj ra l e t he nutrs lAmbrd phenomshy

lil general iljr rhtriliM Ьгshyilshy dinvn in I he S algtu ЛЧпищИ t lie ftaiijji IaRrailgian n shy s i ^ shy l s l l w shy s l o l i l shy l i i i N j n shy ^ shy u

it is broken by i lngt Yukawa uitrrshyi IJMI

- = -h4ioU -ltbull (U

ltshyfi hy l | |nrtniii nashyshy l i n e о Maudshy for i h r Hgfi IkshyId) Ноичлег i l l shy coupl ing laquobulliltigttaiil h is very small h = J X bull 11)shyshy and tinshy cliiial shyvinmrlrv holds ai hind energies

bulli(

31 SuarcU for cninpositeness Чнтмshy чрнип shyШл кгчч |raquo плтг luiikiot Гdeg т bull pinicss boson coupling direc t ly deg electrons [bullл ^ i i ln Insltii И shy bull shy bull gtbull Wiishyronpting has (fie form (fig2gt

1 = laquo gt bull ( 5

mil llushy ishyi4i4s siTlion is с1и1 (о

т = laquo г п | | shy ) (6)

uiviug ihe него ishynliushy foi liushy hilly jiuliiirshyil (rj and nonzero value for ihe im polarized

In I In сам igtf Пиshy [wiiiilovishynlar (0~) bodon (e~ shy=bull P the interaction is

l=ifcwtgt (7)

bullт iWoro^Mvi iwi i laquo r a i l raquo

г7 = гт(( +

| (8

iiikiii ilushy IPJshy Mviioii iwiceishy Inrjshyi as ihr uiipolarizedoiie (fur complete polarization bullshyshyshy I i

4biiiiwigtiiip1riiil ishyiigt the pair production of the gauge liosons (22 VV Zshyj) i 11nshy shyiMlnv 1 In ilniishyulishyHishy of l he Oshyaverngcd cross section on the Iraiisvetbe initial IKllHlll Bin ishyi illshyit) tS|llshyllll

Ilnshy bulliiiiiKgtiii]ir i)rmhiishyiin via iii mdashrlminicl electron exchange (fig3) at very high |shyитаиshylt ishyiiiishy lie LIH Oji]4ishyibshy гамshy uecaitfe ihe polarization effect is absent

Ivilii clcflniitshy И mshy i In Iunvnsliniia] objects of the SM extensions Tin parityshyiinniiiir iuloiMiiiiiii nf (inshy oxcilftl tshyWimii with the electron is

1^--ltгп~Мь)гbdquoи + нс (О)

ttlifrc Л liis i iliiiiiiishyiiiiii мГ UHISshy1shy Пиshy diagrams for single and double excited electron imiilui itui are slimvn in lij I The siiigh1 E pruduction process has a larger cross section [lit liii bin iinfiniiiimUshyly ii Ь nut affected by the transverse polarizations of the initial lshyvim iijj iliishyo~nvivigJ cjshyovshysiishyiiuji) The jiolarization effect is expected in the double Л р|ч1нПнraquoи (lifi lb) wiih iniirtt smaller cross section

32 Search for supersymmetry I In siipnishyyiimulriishyrxishyiishyiunshyshy иГ ibr SI are widely discussed in the theory The effects

rliishy transverse iiiliiit]nliiiiiiuiigt in (Inshy total cross scshycliois can afso be predicted but illaquogt )shyiraquoniiM)gt imbitlishy Die unknown masses of the supersym metric partners of the SM iiiri Iishy iiiboiiiii scllt4shytMit цли^цш From one hand it makes impossible to gite exact liiiiiiishyritshyal egtliishyilions lshyrshyin niier hand it reserves an experimental possibility to find iinshyspshyishy1nl larftshy elfe I shy lthltshy1 Hishy Itieli masses оГ the SUSY paricles Below we consider ugt [iriMshyibisishyi with раЬshy pnnUirlioii nf nholinos and scalar electrons

IllOllNOIAlit I l t O n i C n o N

34

The lowest shyorder diagram for c + e w annihilation iiilu iwi pliishylinushy uiili bullbull л1 ilit flivtiiiishy

in tde tmdash channel is shown in figO The ltbull Jit ions in jl i] wnv шиЬshy in uvu insshyM iii chiral елке with $ ltS (n| f l ltpound m^ and (ii) parityshyshyопмчлчиц bull лмshy wiili gt ltpound raquon laquo shyи In tin case (J) the tola cross section is not ч1Гltgtshy1 nl by Hie irinshyvrsr [laquoibriaims in case (ii) the total cross section is expressed as

10

with г = 4ri5 and пч ia the pliothio mass Пи ninxiiiiiil imWuation dfvt с observed at threshold according to

(Ml)

ltr=ltrg(l + )

SFLECTRON PAIR PRODUCTION f lt c shy shy shy+shy

In fig6 two diagrams are shown for the gtshyshyrbannr (wilb t and ) кпо f mdash clianui 1 proshy

duction (with pholino and zino exchanges) In the raw

(chiral case) HIP interaction is described by

The result is = U l [ l + (l + i |lt + 2(l + i)tradeltiraquo IMI

where t = mdashi with disappearing effect of the transverse polarization after I lie О inteshy

gration Another situation appears in the case

(the parityshyconserving case) with the interaction

pound = [e7laquo5 + 7ees shyё shyуо + Тъ^] (10)

Here the total crops section is equal to

ltТБЗ = АВ + shy РУshyЩ bull (IT)

The presence ol the shypolarization P is dlaquoi lo I lie breakdown of tlir chiral symmetry

4 Spin in (shycolliders As was argued in Section 3 the t ransverMshy polarization of the electron beam is very useful to look for any extension of the slaadard eloclrowcak theory And in some cases the results carry the discriminating nature saying VfvshyS or MO for the total () cross sections

The study of ijgtshycolli sinus laquoith transversely |tolarizod electrons and proton js not so transparent ал in ef ef beishyauseinV pcnanied цчвтк densities in the transversely notarized proton arc unknown So below we consider the oneshyspin asymmetries in tlie collisions e j with the transversely polarized electrons only

In the SM the singleshy transverse spin does not change the differential cross section (if the electron mass is neglected) Unlike the e с jshycollisions no о asymmetry can be observed in ejpshycollisions in the SM Hence the main idea is to look for any extensions of the standard EVV theory studying tlie deviations bom the uniform azimutha] angle dependence оГ the differential cross sections in rj^shycollisions Certainly this method requires the larger statistics than the analogous manipulations wih the total cross sections in (c]shycollisions in general ТЪе results Tor two reactions considered below wereobtained by Kenshyichi tiikasa in [121

SUPERshySYMMETRIC PARTICLES

Let us consider the production of a êlectron and a squark in lit process

cf + q shy C + fl (1Й)

which is shown in figG The calculations in [12] tik^ into account the photino exchange only neglecting zinos to avoid complication The final result can be presented in a general

dfl (raquo9)

with ms being the photino mass a anil b are constants including the mixing angies for slt[uarks and selections The second term in (19) vanishes after Ф integrating As it is seen the polarization effect in the differential cross section iurrfshyaês with the increasing pholino mass

COMPOSITENESS

In composite models the excited electron E couples to the electron and Z with an interacshy

tion of the type (9) with F standing for 62bdquo shy dbdquoZbdquo and the coupling constant e should be replaced by gz = csinfl|r cost)raquoshy Considering the reaction

e j shy + $ shy E + shy q (20)

with ifshyexchange (fig7) one can deduce the following differential cross section

^ = ( r + ^ V W + VArfff)

+ ( l shy 4 a ) 1 ( shy J rubdquo 0 coS4i (21)

with г = rraquoeis and ь(а 4) being the quark vector( axial) coupling The polarization effect is proportional to the mass nif of Ihe excited electron and it disappears after the

tf integration anil also at I = plusmnt The laller means that the excited electron ruuples only with cither t or ltR The photon exchange cannot produce the asymmetry dmshy to llie quark axial vector coupling raquo]bull

Finally we note tha ejpshycltj|lisions give also an opportunity In search for new UshyyoiidshyaM phenomena although Iron experimental point of vieiv these possibililies anshy not so wide as in ct The precise measurements of the quark distributions in the transversely polarized proton will open new opportunities in t Jishyrollisioraquos

5 Spin in p])(pp)-collideis

Л lot of predictions for ihe detection of the new phenomena beyond the SM was obtained at inultishyTeV energies in [13) More recent considerations are connected with the ПП1Г energies (v5= 200shy500 GeV) [14]

51 Testing the SM in gauge boson production The spin tests of the SM can be performed II pair production of the gaugishy bosons (cstishy

mates laquore given for the SSC event rate)

The douhleshyheticily production cross section of a subproces has tinshy form

ltgtbdquo( V] = 4(1 shy AAl + filVshy A) [XI]

where Aaiul В u e known from the theory Being convoluted with the polarised parlun densities in the longitudinally polarized proton [antipruion) they can be compared with the experimental results

The same activity can be undertaken in single gauge boson production

pfA) + p shy r V ( Z ] + A (24)

For example ihe polarisation asymmetry in the И т production which is a purr left handed current is defined as

^(raquo) = A

deg j ^ ishylaquo) The simplicity of this expression makes its testing Ю be transpaxent

52 Higge boson prod action in polarized beams The main sources of the Higgs boson production are the subproceees

i) heavy quarkshyantiquark fusion Q(J shy H

57

raquo) gluon fusion gg shy И via loop

iil) fusjoii of gauge bosons HW mdashraquo H ZZ mdashbull Я

For example the cross section for the production mechanism i) loots as follows

where дч = (J mdash 4wJmJJ 1 In pound26) only strong mass factors aw raquovrit(fr The double helicity asymmetry of ihe underlying subprocess i) with top quarks is equal lo

a t t = l shy 4 shy ^ (27)

The laquosymmetry for the gluon fusion is equal la +1 All this consideration shows that thpte is NO better identification of the light Higw signal

53 SUSY particles The current estimations for fluxes of the produced supersymmetric particles at futute supercolliders give the next wfties for the gfuina (as alaquo example) nulpui

I SSC IHC

flOO GeV J0T iff evyear (23) I5WGcV JO shy shy evyear

These numbers are obtained at the huge integrated luminosity Ldt = 10deg cm They indicate the possible determination of the polarisation asymmetry using the asymmetry properties of the subprocesses of the type

11+itshy 77 ZZ i t 29) with the neittralinos pair production like those in ct^

6 Conclusion Tbe polarized colliding bearraquo are potentially ь powerful tool in search for new physics at super high energies Especially it is true for efe^shybeame wuh transversa polarizations because they will allow to operate with the total production сто sections of such particles as excited electron and the SUSY particleraquo

In conclusion the authors would lib to actaowledge SZbikhailaquova for Tf3Xsicai support

53

References fij ProcStli frit $ymp on High Energy Spin Physics Ed by KshyH Allhoffand W Meyer

Bonn Sept 1УУ0shy

[2| Polarization at LEP eds Alexander el al CERN 8Sshy06 (1988) vI

|3] a) ABlQiidel shyPolarization at LEP in [l] vI p 138

b) KCMoiTeil Spin physics with polarized electrons at SLC in l] vI p153

[4] See laquoview by IlRollnik in [lj vI p 18raquo and nk therein

(5] Reports by JLach and KHeller tit |1] vI pp 87 and ST respectively

[6| ABloudel Pnprint CERNshyEP90shy21 (1990)

(7j Reviewshy of Particle Properties Pfiya Дер D45 M i (June 1992) [H] a) ADBukin el Ai Sov J Nml Phys 27 5)G JJ97SJ

b) AAZholentz el al Phys Lett B96 214 (1980) lt ASAitamimw ltt a] Phys Ull BUS 225 (1982) Bl37 272 П984) d) DPBarber et al Phys Lttt B138 49S (1984) e) WWMacKayet a Phjs Rtv D2S 2483 (19S4)

[9] BWLynn MEPeshinaiid RGSmart Pnprinf SLACshyPubshy3723 0985)

[10] ABtondcl BWLynn FMRenard and CVeizegnassj AW Phys D304 laquo S Ц988)

(11] Kcnshyielti Hifcasa Pkys Дгlaquo D33 J203 (1S6)

|12] Keiishyirhi Hikasa Preprintshy lEKshyTHshy197 KEKshyPrprintshy87shy156 1988

[13] CBourrelly el al Pligs Rtp 177 Ш (1989)

[Ы] See DHill el al RHIC Spin Collaboration Utter of Ibdquottnt Apr 1991 and refs I herein

Figure captions

FigI The polarized forwardshyJwrfcuard asymmetry A$)(t) as compared with tlie conshy

ventional for wardshyback ward asymmetry Ve() (taken from [6))

Fig2 Tlie diagram for the scalar (pscudoacalar) resonance production in e e shycollisions The symbol YES indicates the presence of the transverse polarization effect in the Paveraged cross section

Fig3 The prodtclion of a pair of acalars with the I channel electron exchange The symbol NO indicates the absence of the transverse polarization effect in the ashy

averaged crass section

59

Fig4 Пи1 shyingle (a) ami doubltshy (b) ciilixl clrrlrun production in bulllaquo shycollisions The symbols 0 and YES arc explained in figs2 and i caption

Fig5 Tinshy phoiiuo pair prodiiciioij in lt Ttjshyaimiiiilaikj4 with a scalar electron in the fshydianmshyl

Fig6 The associated production of a srlecinni and л S(|Hirk in reaction ijq mdash cq with bullshy plwtino in shychannel

Fig7 Tin1 excited electron production on a quark by a transversely polarized Her trail via shyexchange in a coniTMisilt mouVI

т г=2м= 60

MH=-tOO

016 ^АщОЦй

bull^pound0 oo8

0

~iua deg и л 5-Т-

^ 1

et- J6X

YES

Filaquo 2

4-J c-

e

_ f ЛО

F s 3

fay

Л0

shy 6 +

lt4

F-iC 4

FiG 5 f id 6 F iS 7

О возможности получения информации о спиновой структуре адронов при высоких энергиях путем

сравнения laquoзд]shyданных с электроshy и фоторождением адронов

Рф - lt - 17+ bull[--lt 2f

tin- Г laquomm i (]bdquoулсчшlt илипп J - и|raquoц Htii gt ^ ш ц и и у ( I I I I UU- -

iitii- H|-iiraquoilihrt - U I I H i i IIMII-VN- )вч(laquo к iiMiiyn-y ид^на) ii У (kraquoaJl|raquoai bull I laquobullraquo ичт- чыа H I I I laquo raquo laquo I n iiiiti4 t-iHii- I UIKO угиин-м ш^мщювкн p - = I

Для описания экспериментальных данных используется спиновая матрица плот Иостп усредненная но поперечным импульсам партаноеshy В случае когда рассмаshy

тривается адроннос состояние с вектором спина параллельным импульсу (те с фиксированной спнральностью) лектор Рк тоже параллелен р и матрица плотности днагональна в представлении где спины кварков проектируются на направление р В этом случае спиновая матрица ллотностн днагональна и ее элементы совпадают с функциями распределения в общепринятом В литературе старом подходе к описанию спиновой структуры адронив

Если рассматривать адронные состояния с J р (как было оговорено во введении назовем такие состояния траневёрсальными) никаких выводов о направлении Vx) сделать нельзя даже если из экспериментальных данных известны Vx) Теореshy

тически можно получить формулы связи между VixQ) и V[xtQ но определить направление усредненного по Q вектора Р[т) если известны лишь усредненные ве личины V[x) а не P(rQ) псвоэможпо

Следовательно для анализа экспериментальных данных нужно использовать наиshy

более общее представление рshyматрицы Лля лидирующих кварков можно еше постулировать соотношение между матриshy

цами плотности описывающимraquo адронные состояния с противоположными трансshy

вёрсальиыми направлениями спина

gtshy = laquo = -bull ii- m При описании кваркshyк варко во го взаимодействия при помошн теории возмущения в рамках КХЛ основной вклад в амплитуду процесса в области больших энергий и углов дают диаграммы второго порядка по хороыоди шлеи чес кой константе взаимоshyдействия о 4 Члены отвечающие диаграммам первого порядка в прямом канале запрещены законом сохранения цветного заряда а в обменном и аннигиляииоивом каналах исчезают как jfs [а и t у нас shy обычные манделыгталювекие переменные)

Существенно Иная картина получается если предположим что на взаимодействуshyющие частицы оказывает влияние вакуумное глюоннос поле Gubdquo флуктуирующее н пространстве и времени [3| При расчетах мы используем доменную картину КХДshyвакуумя разработанную Нахтмаиом и Рейтером (4] предположившими что внутри пространственноshyвременной ячейки размером 1Л (Л = 330 МэВ) вакуумное поле можно считать постоянным а при переводе к соседним ячейкам направление С хаоshyтически меняется так что среднее значение lt 0|CUbdquo[0 gt= 0 но среднеквадратичное отлично от нуля те

laquo i O l G ^ G J O a M (4) В этом случае одноглюонный обмен между рассеивающим laquoс кварками дает основshyной вклад в амплитуду так как цветной заряд восстанавливается за счет взаимодейshyствия с вакуумным нолем

Здесь мы используем упрощающее предположен не что кваэнсвоСодный быстрый кварк попав в домен успевает полностью поляризоваться по цвету перед взаимодейshyствием и после него а поляризация по спину частичная и сравнительно невелика Взаимодействие глюона с импульсом к с кварками (импульсы р и р mdash к) описывается эффективной вершиной

Г и = 34(Р)[1raquo + VHlaquo(7 ~ ) bull (5)

64

где дshy бегущая константа сильного взпмодействия q|p] it q[pshyk) shy спннорные волноshyвые функции кварков А эффективная константа характеризующая дополнительное взаимодействие глюона с кварками во внешнем попе Теоретическое определение веshyличины А при заданном вакуумном поле составляет предмет особого исследован и bull Здесь же мы рассматриваем gt как эмпирический комплексный параметр (с условием 1т А shypound 0) величина которого определяется при сравнении предсказаний теории с экспериментом В случае электророждения Л shy вещественна и потому вклад в поляshyрнэаиношше величины отсутствует

Для спиральных состояний одклглшювые асимметрии обнуляются из требований пространственной симметрии Для т рай с нереальных СОСТОЯНИЙ односпиновые корshyреляции вообще говоря отличны от пуля

Что касается двухспнновых корреляционных функций то некоторые из них могут быть уличными от нуля только при отличии от нуля неднатональных элементов спиновой матрицы ПЛОТНОСТИ Экспериментальные измерения для различных частиц соответствующих асимметрий представляют принципиальный интерес

Основные выводы данной работы можно сформулировать следующим образом Не пользование спиновой патрицы плотности вместо общепринятых спиновых фуshy

нкции распределения не только позволяет устранить очевидные противоречия возshyникающие в рамках КХДshyКПМ для трлневерсальных ориентации спинов [9] но и существенно меняет кинематические соотношения для спиновых корреляционных функций

Сравнение с экспериментом без учета недиатональных элементов спиновой матриshyцы плотности некорректны с теоретической точки зрения Величина этих элементов пока неизвестна и их надо вводить параметрически

Выводы вытекающие из данного анализа справедливы не только для упругих или эксклюзивных четырехчастнчных адропыых реакций но и для всех без исключеshyния адронных реакций где измеряются различные спиновые корреляции в частноshyсти при инклюзивном рождении адронов

Предсказания теории возмущения во втором порядке по константе взаимодействия сильно отличаются от предсказан ни когда учитывается возможное влияние флуктуshyации КХДshyвакуума особенно в процессе корреляции различных спиновых состояний [10]

Важно отметить что при наличии вакуумного глюолного поля поляризация нуshyклонshyну к лонного рассеянна содержит член не убывающий с ростом энергии а при больших переданных импульсах убывает достаточно медленно как 1mdashТ Если вакуумного поля нет поляризация при больших энергиях стремится к нулю как ls

Объем настоящего доклада не позволяет привести подробно результаты вычиshyслений (для ад рояshy адронных реакций большая часть необходимых выкладок продеshyлана в |И) ) которые будут опубликованы в ближайшее время Отметим лишь что сопоставление результатов по рассеянию электронов И фотонов на алронах с адронshyадронным рассеянием позволит получить важную информацию о параметрах матрицы плотности кварков И глюоков в адронах н о величине эффективных конshyстант взаимодействиявходящих в [5])

65

Литература [] Лпшин HII it ii[gt Мя1(]gt|[||]1 pafiuniTu с ш е н м ш ш шgt iipoi римме нгспслонанпй

н и М К П о м н и м о ИФН) И)ЧГshyГ1И HyjyuirBLMi нд |raquo IVM bullbull shy llV Kii~li ЛЛ) I t shyprim IWI1IK fJshy]ltgt I Wl I W I o МГ ltч a) I V i m n t 1 shy T U M t U H IV l i shy d S K Illll

[2] [и turn ninu HH iit |gt И Ф Ъ й И I M CJKi (bull нтыshyнЛЛ IUfitraquoi4shyB AM l l |laquoshy

] | | raquo I I I I H h i n s i shy l l i bull Серпухов IJSl liaCnishyu J l Шелкачсн ЛН Препринт ИФshy

H l flshyLHJ ( [Шухов S |

[ij SI inui M Vniiihliiriu Л1 Znklinnraquoshy VI XirlPhy Mgt7gt Ill 17 11ЙГ 148 shyilraquo

[ I | NfliJiiman O RciiT Л I V p r i n i HI)shyIHKI shySHS 1 laquoSI

Щ ltrtlraquongtr SM M e l ft Iliys ifcv IJfiO VC20 IViJMI

[ltij ])ilii^ KSHiraquollorPliyi Kiiririi Fermi О ш г м Л bull Ariiiloiuit Press litlifi shy VIW

[7| К laquoraquoki Л Art Iliys Polniiica И171) Vl Р П

Sj Ult i mshytlgt С Ьshyler К SiHlishyr 1 Hiys Hep 1ISO Vshy)raquo |raquoИ

fl HIM[H|Hshy l i JL J I I I ILI I I IH JI II Хии ИЛ r ivGokoiievitpvnie i ipimecni bull М )тshyцчshy

н и ш ПК)

Н1] ЩмкичshyиЛП Прснрпнг HÛKSSshyl W shy Серпухов HWS ЬаГиshyн ЧРЩе1кл Ч | raquo ЛIV П р м ф ш и И Ф П ) laquo lt ) [ | | shy Серпух Иgt1

i i itshysi4i V K Шгинshyгеи ЛИ П р п п ш и т ИФ11 ) КshyМ И Я Ф 1Ш

ЭНЕРГЕТИЧЕСКИЕ ПОТЕРИ РЕЛЯТИВИСТСКИХ JA РЯЖЕН] йГ ЧАСТШ РОЖДАЮЩИХСЯ В СРЕДЕ

АА Гриненко КН Насонов

Харьковский Физико-технический институт 310106 Харьков улАкадемическая г

АННОТАЦИЯ

Рассматривается нестационарный процесс взаимодействия о вешегтром оыстрых заряшенных частиц с частично утраченным равновесным равновесным кулоновским полем Показывается что энергетические потери таких частиц в интервале времени меньшем времени формирования равновесного полл обусловлены Б bull bullсновном потерями на излучение и восстановление равновесиего ноля Проводится анализ энергетических потерь в условиях сильчои интершереншш электромагнитных полей кластера из лвух заряженных частиц

1ВВЕДЕНИЕ

Физической основой многихтипов детекторов элементарных частиц является эффект ионизационных потерь энергии быстрых аарженнык частиц в векестве Анализ shy энергетических потерь проводится обычно для случаев стационарного или хвазистаиионврного движения быстрое частицы когда процессы возбуждения и ионизации атомов среды происходят в основной под Воздействием равновесного электромагнитного пола частицы (кулоновского поля в системе покоя частицы) В некоторых физических ситуациях заряженная честила может находиться в особых состояниях для которых характерна частичная утрата частицей своего равновесного электромагнитного поля Такие состояния могут реализоваться например в случае рассеяния быстрой частицы на вольной у г о л когда равновесное поле частично срывается с частицы в виде излучения или в случае рождения элехтронshyпозитронноя лары фотоном высокой энергии

В работах ЕЛФеннберга 112) было покязано что процесс тормозного излучения релятжзхстскон заряженной частицы находящейся в обсуждаемом неравновесном состоянии весьма существенно отличается от такого процесса с участием заряжешйи частиц с равновесным электромагнитным полей В настоящей работе исследуется влияние отсутствия равновесного электромагнитного лоля на ионизационные потери релятивистских ч а с т и в веществе

Показывается что спектральное р а с п р е д е л и т е плотности энергетических потерь частицы находящейся в неравновесном состоянии эволюционирует во времени резко отличаясь от Обычного распределения в интерзале времени пеньяего премени формирования равновесного поля частицы определенной частоты в указанном временной итервале преобладавшими являются потери анергии частицы обусловленные созданием равновесного поля по мере формирования равновесного поля возрастает составляющая плотности потерь отвечавшая возбужденыraquo и ионизации атомов среды электромагнитным полем частицы Рассматриваются кнтерфвренинокнма эффекты в зиергечкчоскхх водерях движущегося в веществе кластера из двух частиц

а

2 ЭНЕРГЕТИЧЕСКИЕ ПОТЕРИ ОДНОЙ ЧАСТИЦЫ В СРЕДЕ

Потери энергии оыстрой заряженной частицы движущейся в веществе оудем определять формулой (31

где Jshy плотность тока частицы Е shy создаваемое частицей электрическое пале Используя следующую из уравнений Максвелла свлэь между Фурьеshyобразами тока частицы и поля

47Г1Ы _ _ k l ~ ЕЙьЛ ^ shy 2 i З кш shy mdashа gt bull laquo 1

К ( 0 1Гshyы 3сltш) k u bfclaquoa) получаем из ( I ) следующее выражение для спектрального рас при деления энергетических потерь быстрой ч а с т и ш движущейся в веществе с диэлектрической проницаемостью сЫ) в течение интервала времени О shy Т

dlaquo ak т E^nuilra i shy shy shy mdash shy Re d t d t e 1 1

dw k~shyupound 0 0 к к 1 mdash mdash bull i d 3 k т t _ _ bull

shy shyк k J _ lt t k J ^ ( t shy T ) J shy shy g shy shy shy R e d t d r E T w k 3 _ ( t ) k j _ ( t shy r gt gt

описывает потери обусловленные

dw e

поперечным электромагнитным полем a описывает dw

поляризационные потери энергии быстрой частицы В интересующем нас случае частиц ультрареллтивистских

анергий основной канал ионизационных потерь реализуется чере( поперечное электромагнитное поле частицы поэтому в дальнейшим оудем интересоваться спектральным распределением интенсивности

потерь которое определяется следуадей из (3)

dtdw

формулой

d W t r 2e2v2ccelto d y y 2 i 0 Sinwtd-yvx) = amdash I g ~ r - - g mdash я mdash d x i - x i (-П

dtdw n 0 (y - e J +к т f-yvx

Полученное выражение весьма значительно отличается от соответствующих формул описцвашил спектральную плотность ионизационных или черонковских потерь анергии быстрых чистин е среде прежде всего существенной зависимостью от Бремени -Однако в пределе wt -raquo trade из (-) следует с учетом соотношении

S i n laquo t ( i - y v x ) -г w S d - y v x )

-У VX

известный результат [31

euro V Л 1 V bull - ~ 5 - - gt gt a r c t g pound pound 2 С

я т-тг-^ 2

описываыпий энергетические п о м р и быстрого ларяла равномерно и прямолинейно движущегося в поглошаюкей среде

В области конечных зьэчений t из (-) следует например ь случае непоглощашей среаш С - О) формула

d W t r e 2 v u i ( - ) I S l ( Q t ( 1 pound V ) ) - pound l ( U l | - ~ C V ) ) 3 +

dtdw n cv

gtbull л - - [ l+~ltv)Cos(Jt(i ~ s v j - ( i - ~ e v )CcElaquot (i ~ c v ) - (C)

S i n t i ) t ( l + poundV Inwt(L-v poundV )

COt laquot

укэзывакшая на слэlaquoнув эволюцию ПЛОТНОСТИ энергетических потерь Легко видеть что в области частот ш в которой не выполнено условие излучения ВэьиловэshyЧвренкова величину

с другой стороны в области частот ь которой сlaquoл)ч gti Формула (6) асимптотически перехолит Е формулу Таила shy Франка что совпадает естественно с рэультэтом ( ы при с =о Согласно ( в ) выход гпектральной плотности потерь энергии быстрой частиш) с неравновесным полем но стационарный режим происходит за время когерентности t i w i l Vcv) d v r t r

В интервале времени О a s L вел и 4KHJ резко dldu)

отличаете от таковой в стационарном реshyraquoвshy

В наиоолее интересном случае релятивистских shyчнергия d shy v shy у~^laquo I ) в области больших частот (с (ш)shy1+(bullgt

t raquo 1 ) зависимость ltut) иллхктрируетя кривыми на iltdugt

рнсI (кривые построены по формуле (G) при значении параметра bull 11 pound lishyJ ~l Н~ Сплошной линией показана зависимость

О т е в условиях излучения Вавиловraquo shy

ЧеЕЗНpoundОва прерывистая лшшя соответствует энергетическим потерям заряда ь случае к lt о

Получанные результаты показывают что для частицы частично лишенной равновесного кулоновского поля черекковскиЯ канал энергетических потерь не является основным в Промежутке времени О lt t s ^ ( Q h Оложно п о к а з а т ь что уччт поглощения электромагнитного поля в среде не меняет этого вивола)

Для выяснения причини высокого уровня потерь энергии частник находятся в неравновесном СОСТОЯНИИ проинтегрируем по времени выражение (С) Результат интегрирования содержит лва слагаемых

t

a r t l r ev I _ 2 bull bull poundv __ mdash fiwTCi shy mdashriTjfy1 r v ~i ]raquo mdash shy ( i n z i ~ shy 2 e v ] +

wshy Г

первое на которых пропорциональное Т отвечает черепковским потерям а иторое слагаемое вдвое превышает хорошо известную величину i c l описывавшее спектральное распределение энергии bull излучаемой в процессе резкого старте (или остановки) быстрой заряженной частицы Отличие в два раза обусловлено учетом в рамках используемого подхода потерь энергии на создание равновесного Поля быстрой частицы наряду с потерями на излучение ( Б 14 J вычисляется полный поток энергии излучения на больших расстояниях от частицы)

Анализ Формулы (С) показывает что диэлектрические свойства среди оказывают малое влияние на характеристики спектральной плотности энергетических потерь быстрого заряда в интервале времени О lt t lt t h В указанном интервале вместо 1Ьgt можно использовать более простое выражение

d laquo t r 2 e 2 S i n 2 u t bdquo ( ) (Вgt

d td i i i t 2wt

Формула ( в ) справедлива при г raquo 1 и laquo 1

3 ПОТЕРИ ЭНЕРГИИ КЛАСТЕРА ИЗ ДВУХ ЧАСТИЦ В СРЕДЕ

Обратимся теперь к анализу процесса энергетических потерь кластера из двух частиц каждая из которых находится в неравновесном состоянии с частично утраченным кулоновским полем Рассмотрим случая частиц с различным знаком з а р я д а что соответствует постановке задачи оо этом эффекте Чудаковэ T5J заключавшемся в уменьшении энергетических потерь электрон shy позитрокной пары в среде вследствие интерференционного подавления суммарного кулоноьского поля пари (ь (5) рассматривалось стационарное движение частиц пары)

72 УЬ

Используя формулы (1) и ( 2 1 в которые следует полетаraquo выражение для плотности тока

bdquo 2 V получаем следующее выражение для спектральной плотraquo энергетических потерь кластера из двух частиц

d r t t r 4 e 3 v a u c я а у у 2 I 2 S l n u t a shy Z e v x ) = __ fax (Оshyх)

d t d u тГ О isshyc ] +е shy1 I shyyvx

shy C o a V O shy x S j ^ u i t y v S l n v l shy x 2 ) t

S i n w t d shy y v C o a ^ J t ) shy S l n lt u t y v ( l shy C o s y ) x )

1 -yvx

v S i n w x W x 2 j ( ( w t y v S l n W l ^ x 2 1 JC

Coswtyv(l-cosiC)x - Coawtltl-yv(joa^x) x )

i-yvx где Ц1 угол между т и v_ В формуле (10) для простоты положено

В общем случае проанализировать выражение О 01 затруднительно однако в случае у raquo 1 laquo i и w laquo 1 предстввлящем практический интерес в области физики электронshyлоэнтронных пар анализ формулы (10) может быть проведен достаточно простыми методами в интервале времени О lt t lt Г О Ь shy С л а г а я с = ^ (как и в случае одной частицы влияние поглощения электромагнитного поля в среде несущественно в рассматриваемом временном интервале) получаем из (10) в случае tot laquo 1 lp формулу

d W t r 4eZ4uZt

dtdw Зл

сравнение которой с формулой (8) указывает на резкое подавление потерь энергии частиц пары обусловленное созданием равновесного поля зарядов и излучением свободных электромагнитных волн в области t у laquo u t laquo i уг bdquo 1 из (10) следует формуле аналогичная (8)

73

dw r ~ s i n ^ j t (i ) d ^ j

Utdw n l wt

Сравнение результатов (8) и (12) показывает что максимум спектральной пары достигается эв вримя t shy 1ыshy(в случае одной частииы shy з а время I shy 1Ли)

d i v t r

Величина shyshy и максимума примерно в iаgt raquo раа меньше dtdui

аналогичной величины в случае shybdquogtлнltgtЯ частицы Таким оОразом нестационарный npoiieoc и з у ч е н и я и оОриуьания равновесных пчтей оpoundектрgtЛ1shyпои1ронноЯ пири солровошлостся gt1рко выраженным ч14ектом полоЕ^екия энергетических потерь пари

ЛИТЕРАТУРА

1БЛФейНберг ЖЭТФ 5 0 c 3 I96S

-ЕЛФейнберг Проблемы теоретической физики М Наука

3 В А Баэылев И КЖе ваг- Излучение эаряжегашх частиц ь вешвстве и внешних полях М Ииуки 1988

Л ЛЛандау ЕМЛифшии Теория поля М Наука IJiW

6 А Е Чудаков Изв АН СССР 19 с в г и Ю55

10 SO iCO 150 o j t

1174 at linear colliders

Valery Telnov Institute of Nuclear Physics630090Novosibirsk

Abstract Review of problems in obtaining 7677shybeans at

linear colliders is given

l introduction In linear colliders(see Table 1) each bunch is used only

once This makes it possible to use electrons for production of high energy photons to obtain colliding yzshyand reshybeams This idea was proposed in Kef and was further discussed in Ref

1

The best method of e shyy conversion is Compton scattering of laser 1ight on high energy electrons The scattered photons nave energy close to that cf the initial electrons and follow their directions This method is well known

1

Small bunch size in linear colliders maJtes it possible to get bull conversion coefficient(N N ) kshy1 at a moderate laser flash energy of a few Joules In 77shycollisions a luminosity higher than in e e~shyceJliaions is possible due to the absence of E M C collision effects Monochromaticicy of collisions uW и shy10 can be obtaine Photons may have various polarizations that iv very advanbftfeous for experiments

Tablel Soaaparameters of linear colliders now under development

VLCTP TIC JLC cue DESVTHD TESIA 2poundoTeV 1 05 1 1 05 05 G(HeVlaquo) 1O0 50 ao 80 17 25 Kbunch(i

lD

) 10 15 2 05 2 5 reprateНг 10raquo M l 150 1700 50 10 1 bunches 1 1С 20 1 no 8(10 it bunch(ns) shy 1 14 shy 10 1000 IT (an) 075 01 01 С 05 г a (nia) 130D 170 370 70 300 640 (i (nm) 3 4 3 35 40 100

T7

The detailed consideration of the conversion photon spectra and roonochголаtization c-f collisions can be found in Ref The polarization effects have been considered in Ref Collision effects restricting the luminosities the scheme of interaction region requirements to accelerators attainable luminosities and other aspects of obtaining ттаге-со1lisions have been considered in Ref 0 1 1

Physical problems which can be studied in TTie-coilision were discussed in Ref1 9

and other papers Undoubtedly it7^- collisions will increase the potential of linear colliders l Backward comptan scattering

If laser light is scattered on an electron beam tha photons after scattering have a high energy (u ~E ) and follow the initial electron direction with additional angular spread -17 This method of conversion has obvious advantages in comparison with other methods(bremsstrahlung on amorphous or crystal target beams trish lung) because of much better background conditions the possibility of monochromatization (-10 in ri- collisions) and a high degree circular polarization ll Kinematics

In the conversion region a photon with the energy w is scattered on an electron with the energy E at a collision angle a The energy of the scattered photon и depends on its angle igt with respect to the direction of motion of the incident electron as follows

ш - is the maximum photon energy m c

The energy spectrum of the scattered photons is defined by the Compton cross section which can be found in convenient form elsewhere bull 1 0

1

For the polarized beams the spectrum only varies if both

electron mean helicity A (IX|sj2J and that of he laser photons p ) are nonzero At 2APc=l and x gt 2 the relative number of hard photons nearly doubles (figl) improving significantly the monochromaticity of the photon beam

02 oi 06 aa

Figl Energy spectrura of scattered photons

l Z Choice of a laser wave length With increasing the energy of laser photons the maximum

energy of scattered photons also increases and monochromaticity improves However besides the Compton scattering in the conversion region other processes becone possible

3 1 0

n The most important one is 7 Q+ 7 mdasht e+e In

this process an ee pair is created in и collision of a laser photon with a high energy [scattered photon The threshold of this reaction is x = 48 The WAVpound length of

laser light at к = Аamp is Л = 42 poundfl(TeVJ laquom

Above Che threshold region the two photon cross section exceeds the Conpton one by л factor of l 5shy2 deg Due tc this fact the maximum conversion coefficient at large x is linitod by 25shy30 Besides produced laquo + nake the probleta of removing particles fran conversion region шоге difficult For these reasons it is preferable to work at x lt4B 13 Conversion coefficient

the conversion coefficient depends on the energy of the laser flash A as к = ЯLNe= 1shyахрДДд) (shy AAQ at A lt AQ J Let us eatiraate AQ shy I At the conversion region the rms radius of the laser beam in the dif f raction limit of focusing depends on the distance z to the focus(along the beam) in the following way

rT = a 7l + z2fll where в =2naA a is the rms focal spot radius A is the laser wave length The laser bunch of length 1 i~2u7) collides at soaa distance Ь from the interaction region with the electron beam of length J e (

shy 2ltre

) The radius of the electron beam at the conversion region is assuned to be r laquo a The probability of an electron collidings with laser photons is p shy n cr 1 where the density of laser photons at the focus is n shyД(1шоа1 | and the length of the conversion region with high density of photons is l=ze =4neA (we assuue Xsl ) Talcing 1=1 we obtain p shy 1 at

Aoshy nhcle2ffc

It is remarkable that J D doesnt depend on the size of the

focal spot when 20 lt1 ie а ltд1 4IT When the focal radius a is decreased then the length of the region with high photon density becomes shorter and the probability of conversion almost does not changeshy Нэпу people naXe nistaKea in this respectshy Рог х=4в ltx=19shyl0~

as

cm2

and we get Ao~ 25 IJcm] J

80

which corresponds to the power shy 1 TW with such a focusing the angular divergence of the laser light is

ay shy a Te T = A2fia7= ЛяТ^ The value of A only slightly varies until the collision angle laquo lt a bull In principle at о an2 one can get alnost the sane conversion coefficient as at ao=0 ltat fixed flash energy) and x(n2)deg05shyx(Q] In this case the focal spot size is shy A1 and the depth of focus shy A

14 Influence of a strong field on processes in the conversion region

In the conversion region the density эГ laser photons can be so high that nultiphoton ^locesses nay occur

z o

~ fI

Nonlinear effects are described by the paraaetex

4C

where P is the field strength (EB) and u shyphoton energy At eurolt 1 an electron interacts with one photon Eron the field(CoMpton scattering) On the other hand at poundraquo2 ал electron feels a collective field (synchrotron radiation)

What values of pound are acceptable In a strong field electrons have transverse motion which increase their effective nass i 2 m

a

mdash bull тг

(1+г

) ТЪе шахenergy of photons in Compton scattering is decreased by 5 at pound = 03 Considerations of this effects In the conversion region show

1

1 that to keep fcshy1 at x=4s and С^ОЗ the following

parameters of laser photon bunch are required 1 shy017 E (TeV]cra AQ - 4EQ[TeV] J

These Eqs work when 1 () gt l e otherwise l=lt and AQ is found by formula of sect13 For large E and short electron bunches this requirement on the energy of laser flash is stranger than what follows from the simple consideration of the conversion probability

15 Polarization If electrons or laser photons arc longitudinally

polai-ized the scattered high energy photons have circular polarization too

7 тле degree of polarization is shown in fig2 for various helicities of electron and laser beams

^î P c 2 X e

AS 1 I

^ ^ a b с

b с d

- 1 - 1 - 1

С

+1 0

- 1 1

bull JJJ X deg 5

Fig2 The circular polarization degree of photons vs wE for various polarization laser photons nd electrons

note that if polarization of laser photons Pc=plusmnl then ж=р

с

at y=y In the case of 2P A =~1 all the photons in the high energy peak have a high degree like-sign polarization Photon polarization is crucial for some experiments

16 Monochromaiicity and luminosity The spectrun of scattered photons is very broad but

because of energyshyangla correlation in the Compton scattering it is possible to have much better Bonochronaticity of jeshyand 7shycolUsions

3

7

If the spot size of the photon bean due to Compton scattering (bт) is larger than the ras radius of electron beam at ip(a) then in the теshycolllsions electrons collide only with the photons of highest energy Sieilarly in ттshycollisions photons with higher energy collide at laquotaller spot size and therefore contribute laquoore to the luminosity

in fig3 the plots of spectral luminosities are 3hovn for round unpolarized and polarised beaias(2PcAe=~l for both

3710 beans)

Q2 03 0Ц 05 tt6 07 Q6 09 ZshyWrrгЕ

Fig3 Spectral luminosity of T7shycoUisions One can see that at p=l the luminosity in the low mass region is suppressed and the full width at half of тлгЛтит is about 10 for polarized and 20 for unpolarized beams With further

growth of p the monochronaticity of collisions improves slowly up to certain liraitthuttotal luminosities go down] 2 Lasers 2I Summary of requirements for lasers

To get the conversion probability k=65 (shyЛ=Л0) at x=4 в m laser with the following parameters is required Flaeh energy AQ= nax(25 ijcro] 4Ee[TeV])J Duration cx=max(J 017 Б [TeV]cn) Repetition rate n bunches x reprate of a collider Wave lftnfth Ashy42 EQ[TeVj jm or b)Q=03Eo[TeV] eV Angular divergence shy near to diffraction limit

For cxaaple at Eo=025 TeV and Ie=200 urn (HLCJLCgt a laser with flash energy JQ~ 1J 1 shy 400 um and Xshyl UP is required The first two numbers are determined by nonlinear effects Por VUPP with I shylS ив a laser with Acshy25 J and 1 ~ 15 mn is required Here nonlinear effects are not essential 22 Lasersstate of arc

Obtaining Jeule pulses of picosecond duration is not a problee fer nedern lasec technique The Main problaraquo is high repetition rate

Soee data en eshyieting exieer and solid state laserstaken Ггои KGeieeler report in saariselkafsee refshy

1 1

) are presented in Table 2 Tie first laser is of room size and two others are of tableshytop size For both types of lasers the energy and tiee duration of the flash are close to our requirements The repetition rate of the KrF laser is promising For nualasamp the situation with reprate is worse shy only about one shot per laquoinuto It ic restricted by amplifier overheating A promising way for increasing rep rate up to ten HJ is to use moving slabshygeoeetry amplifiers instead of rods Hopes are connected also with пек araquoteriaisTishysappnire and Alexandrite They are very good

84

storage media and have high heat conductivity

Table 2 Parameters of some laser systems in ps region

medium МП ECev at X= 48 Traquo

A J

V Hz cm Authors

KrF 025 60 4 16 04 20 20 Swatanabe et al (Japan)

Hdph qlass

106 250 32 32 1 3 FPaterson et al (Livermore)

Ndph qlass

106 250 25 15 06 160 HFerray et al (Sacley)

The success of obtaining of picosecond pulses is connected with a chirped pulse technique [chirped means timeshyfrequency correlation in the pulse) This correlation can be obtained by using nonlinear effects in fibers or by grating pairs After amplification a long chirped pulse is compressed by a grating pair to picosecond duration Stretching and compression by a factor 1000 has been demonstrated In a little more detail chirped pulse schemes are described in ref 1

This nice technique can be used for a freeshyelectron

laserstFEL) Indeed FEL is a very attractive type of laser for a Photon Linear Collider They have tunable wave length and a high repetition rate However it will be difficult to generate Joules in 1 ps The task is much simpler if FEL generate long chirped pulse which is compressed after that by a grating phir At present the peak power obtained with FEL is agtout few tenth of GW (without chirping technique]

In principle one photon bunch can be used many times for collision with a chain of electrons bunches in the collider Lossei due to reflections can be compensated by one amplifier stage However this achate does not work for small distances between electron bunches(4Jshy30 en for SLAC project)

3Scheme of rejr-collisian Two schemes are discussed

Scheme A The c- iversion region is situated close to the interaction point(ip) at the distal e bs2ltr After conversion all particles travel directly to the ip

Scheme B After conversion at some distance b from the interaction region particles pass through the region with a transverse magnetic field where used electrons are swept aside Thereby one can get more or less clean re- or y^-collisions

The first scheme is simpler but background conditions are much worse (mixture of rrrece collisions larger disruption angles) Below estimates of attainable luminosities for both schemes will be givenbull

4 Beam collision effects10

11

During beam collisions electrons and photons are influenced by the field of opposing electron beam In the case of rr-collisions the field is created by used electrons deflected ifter conversion by the external field (not deflected in the scheme A) In 7e-collisionamp the field is created also by the main electron bunch used for re-collisions A strong field leads to a) energy spread of the electrons in e-collisions b) conversion of photons into e e-pairs in je - end

77-collisions(coherent pair creation 2 3

c)d) beam displacement and spin rotation in re-collsions Restrictions on the тетг-luninosities due to these effects were considered in ref 0

1 1 The results are summarized below

5 Ultimate luminosity in 7e-collisions 51 Scheme A(vithout deflection)11

There are three main collision effects here ajbeamstrablung b) pair creationcj team-bean instabilities The effects a) and c) are the same as in e~e- collisions it can also be shown that if beanstrahlung losses are small)

pair creation probability is also small Therefore be _shy W

S2 Scheme В (vizti laquoreflection)0

11

In this scheme of jeshycolllsions Chere are the fallowing effects a J photons are affected by the field of the opposing

electron bean To avoid coherent pair creation electron the beams musi be flat at the ip This requirement determines the minimum horizontal beam si2e

b) the electrons of the train beam have baam^trahlung energy losses in the field of the deflected beam used fcr emdashy conversion To reduce these losses one has со increase the deflection ie the distance between the conversion region and the ip which leads to a growth of the vertical photon spotshy size (ltгshyЬт) the other size Is determined by the previous effect)

c) The displacement of the electron bunch during collisions due to repulsion from deflectedused beam must be less than и This also implies some restrictions on the deflection ie on the distance b

It can also эе shown thrit in all practical cases (when previous requirements are satisfied) the longitudinal polarization of electrons in jreshyccllisions changes by less than a few percent

Estimates of ultimate reshyluminosities due to effects a)shyc) for the three projects at E=025 and 1 TeV are presented in Table 3 For beam energies above 05 TeV the effect of Ььал displacement is not essential and L is determined by beamstrahlung and pair creation The estimate were done for k=065 and an external deflecting field D=30 kG

Note that these ultimate L were obtained under the assumption that the contribution of beam emittance is negligible

Table 3 Ultinate (scheae в) due to a)beanstrahlung and pair creation c)optiaun E =025 TeV E Q=1 TeV

ЛГ(101

deg) (Т (пи) f(kHz) tfe(10)cshys_1

bull laquo ( gt

NLC DESYTHD VLEPP

15 2 20

01 05 075

12 B5 0shy1

o7 20 11

27 42 095

e

07 9 1

035 10 067

We see that the ultimate ь is good enough at E =025 TeV but not sufficient (for VLEPP and NLC) at EQ=1 TeV(tr e 1E

2

) 6 Ultimate luminosity in iyshycollisi^namp

In yirshycollisions there is only one effect restricting the luminosityshycoherent pairs creation by photons in the field of the opposing electron beam(deflected in the scheme B) 61 Scheme jt(Vithout deflection)1

In this scheme electron beans mist be flat The horizontal size a at the ip is determined by coherent pair creation The niniftuir vertical size at the ishyp is и shybi wnere distance between the ip and the conversion region bszl where 1 is given in sect21 Estimates of attainable luminosities in this schene are presented in Table 4

Table shy4 Ultimate L rem 2e~ ] (scheme Ashyvithout deflection)

E =025 TeV Eg=l TeV Nlt10

1 0

) и (mm) f(kHz) L

7Tlt1 0

gt ibdquo(W) SLAC DESYTHD VLEPP

15 2 20

01 05 075

12 as 01

09 10 1

03 95 14

62 Scheme В (vith deflection) J0

In this scheme the beams are round The spot size at the

ip is a~bt- The distance b must be large enough to provide such deflection of used beams that probability of ee-pair creation by photon at ip- is small

The attainable 77-luminosities in this scheme for E-025 TeV are presented in Table 5 Here a -photon spot size

x - deflection of used beans are taken at the ip Table 5 L atpoundgt025 TaV in the scheme Bfwith deflection)

N ( 1 0 1 0 ) Ох(Ж) f(kHz) S i a^(nm) btcm) x nn

NLC 1 5 0 1 1 2 04S 14 0 7 8 0

DESYTHD 2 0 5 8 5 12 9 0 5 4 0

VLEPP 2 0 075 0 1 2 0 2 5 1 3 3 0 0

The luminosity in this schene only slightly depends on the bean energy we see that restriction on the L occurs at a nuch higher level than in 76-eollisions

63 Screening effect in tf-collisions in presence of pair creation Above we considered yr-collisions in the case when

probability cf the coherent pair creationp) is snail If some(-5) pair creation at the ip takes place new interesting phenumena take place Pairs produced atthe ip in the field of opposing deflected beam travel in this field and get some separation on the collision length ltr Those separated pairs produce their own field in the region of the photon beam in the cases uhen e~e~ beams are deflected after conversion in the same direction or e e~parent beams are deflected in opposite direction these pairs decrease the field produced by deflected beams Although by assumption the number of pairs is smaller than that of deflected particles they can produce a comparable field because they are situated closer to the axis It can happen that after production of

Я9

some small amount of pairs the process of pair creation is stopcd

This effect was considered roughly in refiJ The result is the following The effect should take place (under certain conditions) at all consideredcolliders At VLEPP the effect can help at beam energies E gt 02 ТеVand the maximum luminosity in this case become L shy3shy 10 3 5

shyE2 [TeV] craz

s (in estimation кlaquo0б5 p=005 В=30 kG were assumed) At NLC the effect may take place at Egt05 TeV and the attainable luminosity is L shy 2shy10

3

shyEa

(TeV] сю^в shy 1

It is remarkable that L laquo E To obtain these luminosities electrons must be focused to a spot size less than shy 5E (TeV)nra in both directions

64 Resume on L (scheme B) There is only one collision effect in ^shycollisions

restricting the luminosityshy coherent pair creation in the field of deflected electron beams used for conversion If pair creation is kept on a negligible level the attainable luminosity is restricted at a level of about 10l

cm2

s1 (Table

5) Using screening effect in the case of restricted(p~005) pair creation probability it is possible in principle to get h a E behavior of the luminosity at high energies Then there are no real problems with coi l ision effects in jyshycollisions at all The luminosity will be determined by the attainable shyeinittances of electron beams or by other reasons(background for example)

7 Backgrounds in 77shycollisions One problem for эгеshycolliders is the removal of used

beams from the interaction region How to do this was discussed in refdeg Besides this machine backgrounds there is physical backgroundshy the reaction 77mdashihadrons itself The cross section of this process is approximately 300 nb at E =15 GeV and must grow slowly with the energy (like in pp collisions) Reaction products travel predominantly in the

90

forward direction as in hadronshyhadron collisions Due to high cross section many event of this reaction will take place in each beam collision This problea has bean known for a long time ago

Recently MDrees and R GodtooleElt

havcopy predicted very large growth of the rrshy cross section with energy due to minijets production via the subprocess gluon + gluon mdash bull 2 jets (predominantly) According to their prediction at bullpound =500 GeV ltr shy 2000 nb If it is so then at L =10

M

cm~2

s~ per collision there will be shy 200 events in each beam collision Later it was noticed that in this process the number of mini jets per 77shycollision may be greater than one which should be taken into account properly As a result the increments in the cross section is likely not so large(see reports of PChen MDrees JStorrow and ALevi on this conference) This correction does not make life simpler because the eikonalization procedure doesnt change the total number of minijets per beaia collision It is important only when the number of reactions per beam collision is less than one In our example (L=10 з г у even at amdash500 nb we haveshy50 eventscollision It is not clear how to work at such background This question requires further study and lieshysimulation

For this reason colliders with a higher rate of beam collisions(and with large enough distance between bunches) have obvious advantages

B physics in e77shycollisions Below some examples of reactions in eshyand ^shycollisions

at high energy are given 81 Tfeshycallisians 811 ye mdashgtUv The cross section of this reaction14

19

is bdquoshyTO bull dshy2raquo)

where Ashyis the average helicity of electrons By varying X one can switch this process on and off at s = AwE raquo M the cross

91

section for unpolarized beams is c O D

=47 pb This reaction is sensitive to the anomalous dipol magnetic moment and electric quadrupole moment of the Wshyboson

B12 ye mdash gt2 e shysingle Zshy boson production1

i eJust above

the threshold the cross section has oaximua of 90 pb then falls down by the law tr ltbull ln(sje At в gt н|

сг shy lshyas^tTev^jpb The process is sensitive to anomalous 2shyboson interactions Both reactions (811) (a12) can be used for the search for nonstandard H and Z bosons B13 yemdashe ~ eyshyresonancft production of excited electron 1 a

6

В 14 ye mdashgtya mdashgteyy shy production of selection and photino superpartners of electron and photon in supersmetrical model

1

82 yy shycoJlisions

8 21 уу mdash t h a d r o n s see section 7 822 yy mdashgtWH 1 4

At s gt M the cross section tends to ET=const

E3

86 pb The reaction enables one to investigate vertiiês yWWyyWW without the complicating etfect of SWW(in ee mdashgtHW ) The cross section is sensitive to the anomalous magnetic dipole moment and electric quadrupole raquoonent of the wshyboson 82Э туmdashgtSSshypair of charged scalers At s raquo и|

Note thet ltr y T_ J S sshy 6 ff

eeshygtsVonly 0 E D P r o d u c t i o n

J bull

324 14 gt Ь (Plaquoir of leptons) At s gt H L

He slaquolaquo that for standard electrodynamic processes yyshyraquoS+

sll

a25 тт mdashbullraquo invutral Higgs boson J The 3H Kiggs with И lt 80 GeV will be found ac LLP П if

H gt2K it will be discovered at LHCSSO in the decay mode H shy ZdegTmdashij i~Il The region 8GlaquoM lt2M is of primary importance tor linear colliders Besides Minimal SUSY predicts neutral Higgs in this region But even if Higgs is found ic is nevertheless of great interest to detect it in shyinteraetict because the cross section is determined by thj virtual heavy particles Considerations show that Higgs can be found i n the range t shyд00shy150 GeV in the decay into a bbshypair and at иshylBQshy350 Gev in the decay to ZdegZdeg(1Zdegmdashraquoеем0 IJCunlon see for example ref E

) If the next heavy vgt exists then the cross section is mueh larger For M= 600 GeV and standard coupling the number of Higgs events atshy M = 500 GeV increasesby a factor of 30

We see thit п1г linear colliders of high energy provide unique opportunities for particle physics

shyGinsburg has noticed jt the Workshop t background thtre is another background mdashi^Ti which is important shyit кshy У

References 1 IOinzburgGshyKotkinVSerboVTelnovPizraa ZhETP

34(1981)514 JETP Lett 34(1982)491(Prep INF Blshy50 NovosibirskFeb1981)

2 CAkerlofPreprint UHHE 81shy59Univof Michigan1981 3 IGinzburgGKotkinVSerraquooVTelnovNucI Instramp Mech

205(1983)47(Prep INP 81shy92NovosibirskAug1981) 4 VBalakinASkrinskyPrep INF 81shy129Novosibirsk 1981

ЙSkrinsky Uspekhi FizNauk 138(1932)3 5 AKondratenkoEPakhtusovaESaldinDoklAkad Nauk

264(1962)849 6 lGinzburgGKotkinv SerbotVTelnovradernaya Fizika

31(19831372 7 IGinzburg GKotkin SpanfilVSerbo VTelnov

Nad Instr SMeth219(1984)5 8 JESpencerSLACshyPUBshy3645 (1985) 9 JCSensProcof the VIII InterWorkshop on photonshy

photon collirions April1988Israel 10 VTelnovNucZInstr Stfetft A 294(1990)72 11 VTelnovProcof Workshop on Physand Expervith Linear

CollidersSept9shy14 1991LaplandFinland 12 0BordenDBauerDCaldwell SZ^CshyPI7Bshy5715UCSDshyHpoundPshy92shy01 13 FRArutyunian and VATumanianPhys Lett4(1963)176

RHMilburnPhys Rev Lett 10(1961)75 14 FRenardzPhysC14(19a2)209 Procof the VII IntWorkshop

on photonshyphoton collisionsParis19R6 15 IGinzburgGKotkinSshyPanfilVSerboNuclPhysB 223(1983)285 16 IGinzburgVSerboMater XXIII Zimney shkoly poundГГГ(1988)137 17 IGinzburgVSerboProceedings of the I All Union Workshop

on Physics at Linear Colliders ProtvinoJungt 1991p71 18 EYehudaiPnysPev041(1990)33 D44(1991)3334 1amp SYChoi and FSchremppPhys LettB272(1991)149 20 LLandauELifshits Kvantovaya mekhanihavollHKauka 21 IGinsburgGKotkinSPolitykoyad Fizika40(1984)1495

37(1983)368 22 JHadey Privlte coEnunication 22 PChenvTelnovPnysRev Letters63(1989) I79fi 24 HDrees and RGodbolsPhysRevLett67(1991)1189 Procof

1991 ConC on Physics at Linear CollidersSaaribelkaFinland

ЛСЭshyУСИЛИТЕЛЬ КАК ИСТОЧНИК ПЕРВИЧНЫХ ФОТОНОВ ДЛЯ ФОТОННОГО КОЛЛАЙДЕРА

Вл салднн В п свранцеа вА МнеИдмнллер ИВ Dpsoi

Объединенный Институт ядерных исследований

1010ОО ШОСКВВ ГДЛШПОЧТШШТ flЯ 79

рассмотрен двухкаскадный лазер на свободных электронах лля фотонного коллайлера на энергию 2x1 ТэВ в качестве задавшего лазера используется ЛСЭshyгенерагор с пикоDой мощноshyстью ю МВт излучение которого усиливается до мокностн 5shy10

п Вт в ЛСЭshyусилителе с переменными параметрами На основе проведенных расчетов сформулированы требования на параметры электронного пучка и магнитной системы ЛСЭshy

усилнтеля

нпо явтомштнческнх систем 443050 сяияря

1 Введение

Ввод в строй линейных электронshyпоэитронных холляйдерав тэв shy shyюго диапазона энергий откроет возможность создания на их базе 77 коллайдерон со светимостью L shy 10 см2

с и 7е коллайдеров со светимостью L shy 5laquo10 м сы

г

с Ll t2 В работе [2 проведен детальный физический анализ различных возможностей получения интенсивных пучков мсодоэнергетичных 7 shy квантов и показано что наиболее перспективным способом является использование обратного кпмптоновского рассеянна лазерного излучения иа электронном пучке Для обеспечения оптимальных условия конверсии лазерного излучения в жесткие shy кванты требуется импульсный лазер со следующими параметshy

рами [2] Таблиц 1

длительность импульса пс shy 5 энергия в импульсе 1ж -2 Частота повторения Ги shy 100 йлнна волны излучения я мкм shy 42shyЕ

згееL pound shy энергия электронов в линейном коллайдере (ТэВ) в качестве лазеров для реализации фотонных колдаядеров могут быть рассмотрены как квантовые лазеры [ 1] так и лазеры на свободны электронах [3] Технические проблемы связанные с применением квантовых лазеров рассмотрены в работе [2] в данной работе мы остановимся на анализе возможности испольshy

зования лсэ в проекте фотонного коллайдера Впервые на возможность использования лазера на свободных

элехтронах э проекте встречных фотонныж пучков било ухаэано в работе [3 где бил предложен вариант технической реализаshyции фотонного коллайдерз с энергией г shy пантов 50 ГэВ на базе ВЛЭПЛ [4] На основе линейной теории н оиенох нелинейshyной теории ЛСЭshyусилителя были рассчитаны основные выходные характеристики лсэshyуснЛнтеля работающего в режиме усиления шумового спектра

За истекшее десятилетие прокэокша существенная эволюция как проектных параметров влэпп [5] так и уровня развития теории и практики ЛСЭ а саягн с этик представляет опредеshyленный интерес более детально исследовать возможность использования ЛСЭ а проекте фотонного кодлвйдера на базе ВЛЭПП проблема разработки оптимального источника фотонов с требуемыми параметрами на базе ЛСЭ представляет достаточно сложную задачу поэтому представляемая работа не претендует на полноту охвата проблемы Основная цель работы shy используя конкретный численный пример оценить основные технические требования предъявляемые к ЛСЭ для фотонного коллаидера

2 Предварительные замечаема

в данной работе мы не будем касаться основ физики ЛСЭ при необходимости читатель может обратиться к обзорной литеshyратуре [6shy9] отметим только что принцип работы ЛСЭ основан на длительном резонансном взаимодействии электронного пучка движущегося в периодическом поперечном поле (как правило а статическом магнитном] с электромагнитной волной При опреshyделенных условиях имеет места радиационная неустойчивость

98

электронного пучка приводящая к продольной группировке электронного пучка с периодом усиливаемой длины волны и когерентному излучение пуша в результате кинетическая энергий электронов преобразуется bull когерентное эдектромагниshyтнпе излучение в случае ондулятора со спиральным магнитным полем резонансная длина волны излучения равна

где Ац shy период ондулятора j shy релятивистский фактор С shyеЯ х У2тгга с2 shy фактор ондуляторностн я - поле на оси ондуshyлятора важными отличительными особенностями ЛСЭ по сравнеshyнию с квантовыми лазерами валяется возможности плавной регулировки длины волны излучения и получения больших пикоshyвых и средних мощностей в ЛСЭshyусилителе (последнее обстояshyтельство связано с тем что усиленна излучения происходит в вакууме и снимаются ограничения связанные с наличием активshyной среды в квантовом лазере)

Проведем анализ энергетических характеристик электронного пучка для ЛСЭ для достижения выходной мошности леэ vf -

5shyЮ1 1 Вт (ск таблицу 1) требуется пучок го следующими

параметрами Г bullraquo 1(267)) (2)

где X shy так пучка (КА) 8 - энергия электронов (ГэВ| у shyэлектронный кпд лсэ так при энергии электронного пучка S = 2 Гэв и кпд ясэ 1) bull ol требуется ток I = 25 КА

3 Параметру ЛСЭ для численного примера

Область длин жолн излучения представляющая интерес для использования в проештаж Фотонныж коллаВверов лежит в дналаshy зоне X shy 1 shy 4 мхи (что соответствует энергии электроноа в колдяйдере pound laquoshy 2S0 Гэв shy 1 тэв) в лаьнов работе ни детальshyке рассмотрим вариант реализации леэshyусилителя нм длину волны излучения д = 4 нхы

Энергия электронов гэв 2 ток пучка КА 25 Длина водны излучения икм 4 Период ондулятора см 20 Поле ондулятора на осн кГс

спиральный ондулятор 1325 плоский ондулятор 1875

Электронный КПД 01

общей проблемой всех проектов лсэshyусилтелей для фотонных коллайдеров является проблема задающего лаэерн с перестраиshyваемой длиной волны Наиболее простым решением этой проблемы является усиление сигиampя из спектра флуктуации плотности электронного пучка (режим сверхнзлучення) (3] Эффективная мощность дробового шума пучка дается выражением [310]

tfif[ = eTuVc f (з)

где u = 2ПСХ 72 shy 7(1+Сг

) J = Qi shy угол вращения электронов в ондуляторе недостаткам такого подхода являютshy

сн ПЛОХЙЯ монохроматичность выходного излучения (усиливаются зсе ллнкы волн попадающие н ширину полосы усиления) и заметное увеличение длины ондулятора вследствие малости эффективной мощности входного сигнала (з частности для shybull растров ЛСЭ приведенных ь телице 2 W m b shybull я т) Зкхоshy

лсм из положения может гЬ использовании юмпактного ЛСЭshyгснеритори [j качестве задающего лазера Такой лсэshyгенератор мехе г быть реализован на базе линейного ВЧ ускорителя 10 shyсм диапазона с энергией 50 shy 70 Мэв ИМПУЛЬСНЫМ ТОКОМ 50 shy100 А нормализованным тмиттансоч г shy 50 мshyмрад и энергеshyтическим разбродом ДГе shy 05 При этом достижим уровень импульсной дучпдной мощности Ы shy 10 МВт при хорошей монохроshyматичности выходного излучения [11]

Лля численного примири нами выбрина ехкна леэshyусилнтеля с параметрами привезенными в таблице 2 усиливающего излучеshyние ЛСЭshyгенератора имеющего мощность 10 МВт в последующих разделах мы shyформулируем требования предъявляемые к качестshyну shyraquoлектронного пучка и магнитной системы ондулятора Зсе расчеты проведены на основе теории лсэshyусилителя е круглым пучком [1213] Чтобы не усложнять изложение все формулы записанные ниже приведены для случая спнральього ондулятора и цирхулярноshyполяризоаанного излучения

4 Линейный режим усиления

3 линейном режиме в пределе большого коэффициента усилеshyние излучение электронного пучка в ондуляторе можно предстаshyни Mi e виде совокупности мод а процессе усиленна кокфигураshy

UKя моды в поперечной плоскости сохраняется неизменное а амплитуда растет с длиной ондулятора экспоненциально Каждая иода характеризуется собственным значением инкремента и собственной функцией распределения поля по поперечной коорshyдинате мода которая обладает наибольшим усилением имеет преимущество перед другими модами Если проследить процесс усиления достаточно далеко bullдоль оси ондулятора то можно обнаружить что D результате устанавливается распределение поля соответствующее иоде с максимальным инкрементом

Инкременты радиационной неустойчивости круглого электронshyного пучка могут быть найдены путем решения дисперсионного уравнения [1012]

WJfHI(M)Kn(gJ shy gJn(M)Kn4l(g) (4)

где п shy лайку таль ный индекс моды д2 =bull shy2IBA и =raquo

shy2iD(lshyiAzD) shy g z

Л = ЛГ shy нормализованный никраиент В =

Гг2

ыс - дифракционный параметр Л а = tfГ2 = 4ea

(ltltJ2

ra

ef) shyпараметр гфостракственного заряда Г = l^Q

z

Jl^ycl

)

shy параметр усиления I = bull сэ

к Величина D в случае гаусshyсовского энергетического разбросе электронного пучка с шириshyной распределения ltг дается выражением

pound shy i] хр [ shy Л shy (Я + pound)] tf bull

a

где jf = аг

pound2сеГ) shy параметр энергетического разбshy

роса С shy СТ shy l2 n

~ 272

с)г shy нормализованная отстройка частицы с равновесной энергией S от резонанса с волной размер электронного пучка с эмнттансом с согласоshyванного с магнитной системой ондулятора определяется вираshy

102

жениеы rD = (jBHcnJ

2 (5) где 0и = 2хли2пб shy ^shyфункция ондулятора для рассматриshy

ваемого численного примера значение вshyфунжинн разно Э н

в 7 м Согласованный пучок имеет угловой разброс

lt(Aigt)2

gt shy сл0 и (6) что соответствует дополнительному эффективному shyэнергетичесshy

кому разбросу я пучке ltltamp$6)gtttt

a т(ltltamp)3ь)2лshy

Подробный анализ ЛСЭshyуснлнтеля с круглым пучком провеshy

деннный а работе [12] показал что зыбор параметров усилитеshyля обеспечивающих усиление основной азиыутальноshy

симиетрнчной Т Е М моды является наиболее предпочтительным для достижения максимальных инкрементов к уменьшения чувстshy

вительности к энергетическому разбросу Кроме того мода ТЕМ является оптимальной по условиям фокусировки в месте встречи колландера поэтому далее мы рассматриваем лсэshyуснлитель работampющий на Т Е Н М моде

важными характеристиками электронного пучка сушественно влиявшими на параметры ЛСЭshyуснлителя является эмиттанс и энергетический разброс На Рнс1 приведены результаты расчеshyтов зависимости инкремента усиления от эмнттанса пучка из Рис 1 видно что существует область оптимальных значений эмнттанса при которых достигается максимальный инкремент Резкое падение инкремента при с pound 10 сиshyрад связано с увеличением углового разброса частки в пучке При малых значениях эмнттанса (с а ю 6 смрад) становится заметным влияние поля пространственного заряда приводящее к падение

инкремента Изменение инкремента в промежуточной облапь значений эинттакса определяется чисто лифрагинснныыи

эффектами и связано с изменением размеров согласованного электронного пучка При проведении дальнейший расчетов мы выбрали значение эингтанса с = i 3ios сыshyрад близкое к

оптимальному Энергетический разброс электронов приводит х существенноshy

иу палению инкрементов Из Рис2 видно что для эффективная работы лсэshyусилители требуется значение энергетического разброса ^Z1

02

5 Нелинейный рехны усиления

а процессе усиления электроны пуша отдают энергию электshyромагнитной волне что приводит к нарушении синхронизма движения электронов с электромагнитной волной Если не предshyпринимать специальных мер по поддержанию синхронизма та при определенной длине ондупятора происходит насыщение роста кошносги излучения Сольшая часть электронов попадает а ускоряющую фазу эффективного потенциала взаимодействия часshyтицы с волной и как следствие электронный пучок начинает отбирать энергию от электромагнитной полны Мощность излучеshyния в точке насыыення имеет порядок величины

в расчетах учтен эффект редукции частоты плазменных колебаshyний вследствие конечных размеров электронного пучка [13]

101

где $ shy У У 2 П (3)

В рассматриваемом численном примере 0 = 0006 Расчеты нелинейного режима работы лсэshyуснлнтеля проводиshy

лись с помощью компьютерного алгоритмraquo F52RH [13] На вход усилителя подавалось электромагнитное излучение от задающего лазера мощностью Ю МВт Предполагалось что излучение лазера имеет форму гауссова лазерного пучка и оптимально сфокусировано на электронный пучок2

Расчеты помазали что насыщение усиления происходит на расстоянии 17 и от начала ондулятора при этом кпд в точке насышення равно v = 0007 что в пятнадцать раз ниже требуемой величины

Способ повышения КПД ЛСЭshyуснлнтелн с помощью вариации параметров ондулятора является широко известным (см наприshyмер [6shy9]) Мы провели цикл оптимизационных расчетов для случая вариации параметров при постоянном факторе оьдуляторshyнссти С В ре~ультате был выбран линейный закон вариации с началам вариации параметров на расстоянии 13 м от начала ондулятора На выходе ондулятора (при длине L = 50 м) поле ондулятора и период соответственно равны н = 16э КГс и и = 157 см зависимость мощности излучения от ллнны ондулятора приведена на Рнсз на выходе усилителя мощность излучения равна 5shy10 Вт что соответствует КПД усилителя TJ = oi Распределение поля излучения на выходе ондулятора

вопросы оптимальной фокусировки лазерного излучения на вхоле лсэshyусялителя летально рассмотрены в работе [12]

ЮГ)

приведено на Рнс4 Анализ распределения поля позволяет наложить требования иа размервакуумной камеры и соответсshyтвенно на апертуру ондулятора что является существенным с тачки зрения оптимизации конструкции онлулятога

На рис 5 приведена зависимость выжодной мощности излучеshyния от величины нормализованной отстройки с сг этот график позволяет определить допуски на величины систематичеshyских уходов частоты задающего генератора йиu =bull 23shyДС отклонение энергии hEв shy gshyic отклонение поля ондулятора ДНн = Й(1+Ог

)ДСог (нормализованная ширина полосы усилеshy

пня ЬС выбирается с учетом требования иг стабильность эыодshyно Я мощности) из Рис 5 видно что систематн (еене уюды указанных параметров на величину порядка 17 не оказывает существенного влияния на выходную мощность усилителя

Другими важный фактором определяющими эффективность работы усилителя является погревностн изготослекия магнитshyной системы ондулятора летальный анализ этой проблема выходит за пределы данной работы здесь мы обметим только что эти требования составляет по порядку величины

( lt[4V |

irJa gt Z

lt ( A

W2 gt 1 2 ) 0 Ф

При ьыборе длительности импульса тока ускорителя для леэ-

уенлнтеля необходимо принимать во внимание что на длине ондулятора L электронный сгусток проскальзываraquoт относительно усиливаемой электромагнитной годны на расстояние

Лля рассматриваемого прпера при L = 50 м имеем I = l мм Следовательно учитывая требования на длительность лазерного импульса shyс shy 5 пс длительность ннпульса токг долхна быть не

короче а пс При движении в ондуляторе электроны излучают также

некогерентное магннтоshyтормозное излучение что приводит к дополнительный потерян энергии и увеличение энергетического Ш1эбрсса ltастиц в пучке вследствие квантовых флуктуации излучения В рассматриваемой примере эти эффекты пренебрежиshyмо налы

6 Заключение

Обсудим вкратце возможность технической реализации расshyсмотренного в работе варианта леэ для фотонного коллавдера на энергии 2x1 тэВ

Проблема создания задающего ЛС9shyгенератора инфракрасного диапазона с пиковой мощностью порядка 10 МВт н требуемой частотой повторения может быть практически решена уже сегодshyня близкие параметры получены на многих действу ЕНОИК установках (см например [11])

Проблема создания источника электронов для ЛСЭshyусилителя вполне может быть решена в ближайшем будущем Близкие к требуемым параметры ииегт проекты накопителейshyохладителей для ВЛЭПЛ [14] В качестве возможных кандидатов могут также рассматриваться линейные резонансные ускорители дециметровоshyго диапазоне длин волк (разработки проектов таких ускоритеshyлей ведутся в рамках соэдаьня мощных ЛСЭshyусилнтелей космичеshyского базирования [15]) Вполне вероятно также использование ускорителя на элементной базе основного ускорителя линейного коллац^ера [16]

107

Б настоящее время в мире нет аналогов ондуляторов с требуемыми параметрами (период shy ю shy 20 см напряженность магнитного поля ~ 20 кгс при хорошем качестве поля) Что касается достигнутой точности изготовления магнитная систеshyмы то в плоском электромагнитном ондуляторе PALADIN (длина 25 м период 8 см) среднеквадратичная погрешность магнитного поля составляет 0147 [17] В гибридном ондуляторе THUNDER (длина 5 м период 218 см зазор 4В мм) достигнута напряshyженность ноля 102 кГс (IS] Анализ этих результатов показыshyвает что при малой апертуре в гибридном ондуляторе может быть достигнута напряженность поля на уровне 20 кГс при удовлетворительней качестве по пя Вполне возможно что сверхпроводящие ондуляторы могут оказаться более технологичshyными в изготовлении и удобныии в эксплуатации (для оперативshyной подстройки параметров) Разработку технологии изготовлеshyния спиральных сверхпроводящих ондуляторов для shyПсэ можно вести параллельно с разработкой ондуляторов для системы конверсии ВЛЭПЛ (19]

В заключение мы выражаем глубокую признательность Ю Н Ульянову за многочисленные полезные обсуждения в ходе выполнения работы вЕ Балакину г в долбилову и И А Санину за интерес к работе С с Шинанскону за выскаshyзанные полезные замечания

Литература

li) И Гинзбург Г Хотхнк а Сербо в тельнов письма в КТФ 34(1981)514

[2] VI Telnov Kucl ZiwtruH and Hethoda A3raquo4(1990)72 [3] AM Кондратенко БВ Пахтусова ЕЛ салднн

ДАН 264(1982)849 [4 вБ Балаянн Ги вудкер Ан Скринсхий Труды VI

всесоюзного совещания по ускорителям заряженных частиц Дубна 1978 тI стр 27

[S] V flalakin Proceeding at the Third International WorXehop on Linear colliders Protvlno 1991 Vol1 P 302

[6] генераторы когерентного излучения на свободных электshyронах (Сб статей) Мосхва Мир 1983

[7] т маршал л Лаэерн на свободных электронах осква ннр 1987

[8] Ьанег Handbook Vol6 Free Electron Lasers edited by HB Colson et al NorthshyHolland Amsterdam 1990

[9) E л салдин EA шнаидииллер мв юрков Физика Элементарных ЧЙСТНИ и АТОМНОГО Ядра 23(1992)239

[10] с Артамонов н др Препринт ХФТИ 90shy41 Харьков 199 Q

[ll) F Glotin et al First basing of tbe CLIO FEL Report at the 3rd European Particle Accelerator Confeshyrence (БРАС 92) Berlin 1992

109

[12] EL saldin EA Schneidaillar and Mv Yurkov On a Linear Theory of a PEL Amplifier with ал Axisymmetshyric Electron Baaa Optica Communications in prass

[13] EL saldin EA scbneidmiller and Hv YurJcov Honlinaar Simulation of a PEL Amlifiat with an Axiaymmetric Eedtron Вамraquo optic Communicationraquo in prase

[nj Ад нихабличеню Вв пархокчук Препринт ия 91shy79 Новосибирск 1991

[15] О Price at al Proceedings of the 19B9 IEEE Particle Accelerator Conference Vol2 p941 Chicago 19B9

[16 ИО Shay copyt al Ku el Instrum and Kethoda A29(1990230

[17] GA Deis at al IEEE Trans Hagn 24(19BE)i090 (18] K E Robins on at al Hucl Instrua and Kethoda

A259(1987)62 [19] ТA Veevolojskaya at al Proceedings of the 13th

International Confarence on High Energy Accelerators Vol1 p164 Novosibirsk 1986

Подписи к рисункам

Pm L Завксчиость нормализованного кнкрекекта Re (Л)Г or

эмнттанса пучка (ffE shy о )

Рно 2 зависимость нормализованного инкремента Be(Л)Г от

энергетического разброса (с shy 13shy lo cmrad)

Рисз Зависимость моиностн излучения от длины ондулятора

Рис4 Распределение поля на выходе лсэshyуснлнтеля (L shy 50 и)

Рис5 Зависимость выходной ноиностн ЛСЭshyусилителя от норshy

мали сданной отстройки СГ L - 50 м)

2 3 logCÂo)

10

pound 0 5

00E0 ZOE-3 40E-3 CTEE

60E-3 BOE-3

500

20 30

Length m

100

075

О ы

000

го = 05 mm

rro

600 т

о 300

150

С = bdquo + ис shy шVj Г= 1260 сгаshy1 Р = вlaquo10shyз

- 4 СГ

ИНСТИТУТ ФИЗИКИ ВЫСОКИХ ЭНЕРГИИ

ВГВасжльчвшсо СВГоловхмн ЛМГорин ЕНКозареако

1

жЕКужшпренко ДЫНвдведкав ЮППвтуов В э Т ш о в

1 ОИЯИ Дубне

Трошев детеигср аraquo нпшышрах в ц ц ш спжатжлллторш дли ксллиадера вяэш

Аннотация В работе обсуждается возможность создания прецизионного

трекового детектора на капиллярах с жидки сцинтиллятором для экспериментов на ВЛЭПН Дяини детектор может иметь пространственное разрешение менее 20 мкм длину около 4 и обладает большой плотностью чувствительных элементов shy100shy300 с н ~

1

обладает высокой радиационной стойкостью shy 6 0 ырад

Данная работа представляет собой непосредственное продолжение опубликованной в трудах I Всвсоюзного совещания Физика на ВЛЭШР ( т 2 с т р 1 3 3 ) За последний год авторам удалось найти новые жидкие сцинтилляторы обладающие как более высоким световнходом так и больней длинной затухания оцинтклляционного света на прототипе детектора была достигнута болав высокая пространственная точность восстановления трека изshyаа использования более совершенной регестрирущей аппаратуры Существенным прогрессом явилось создание программы реконструкции событий в детектора которая доказала возможность восстановления с высокой эффективностью 3 shy х мерной картины события содержащей shy 1 0

3 треков Основные идеи создания детектора остались без изменений

и чтобы не делать многочисленных ссылок на предыдущую публикацию текот статьи оотавлен без существенных изменений

Трековые детекторы на сцинтилляшонных волокнах являются одними иг самых перспективных для коллэйдеров с высокой светимостью Одна из новых разновидноете ft такого детектора shy

трековый детектор на капиллярах с нядким сцинтиллятором (ВС) 11 53shy1567]

1 Принцип работы детектора

Заряженная частица проходя через капилляры с НС образует вдоль своего пути з КС сцинилляционные эспьшки Так как показатель преломления КС больше показателя преломления стеклэ капилляров то часть сиинтилляционного света распространяется вдоль капилляров вследствие полного внутреннего отражения Затем этот свет регистрируется матричным фотодетектором

2 Основные характеристики капилляров с ЕС

1 Высокий световыход Световыход НС Б shy15 раза выше чем у пластмассовых сциитилляторов 131 измерения показали gtто плотность точек на треке составила п 0 shy Ю мм [16] при нулевой длине капилляров (Иначе п_ можно определить как плотнееь точек на треке при отсутствии затухания сиинтилляционного света в капиллярах)

Большая длина затухания сиинтилляционного света в капиллярах малого диаметра Для капилляров диаметром й = 150 мкм получена длина затухания I = 225 см (рис 1а) для капилляров диаметром d = 30 мкм I = 90 см (рис 16) поэтому возможно использование кэпиллярэь длино gt м

3 Высокая радиационная стойкость ^ 60 Мрад В результате радиационных поврекденнй у НС уменьшается только прозрачность (ркс Зз2с световыход ке вплоть до 64 Крад остается постоянным (рис 2а)

4 Локальность высвечивания Эта величина характеризует вероятность того что сшштишшионная вспышка образуетеraquo именно в том капилляре в котором прошла частица а не s соседнем Для капилляров диаметром d = 20 мкм эта вероятность Оолее 05 ъ

5 Возможность замены НС Б зппллнрал позволит дополнительно увеличить радиационную стойкость детектора

6 Гибкость капилляров позволяет создавать детектор со сравнительно сложной геометрией

3 Считываюиая система

Количество капилляров диаметрJM 30shyICshyJ зshyэт В предлагаемом трековом детекторе для ВЛЭПП составляет ~Ю поэтому неshy

рационально использовать для кадцого капилляра свой фотодетектор Ргзээоатывается специальная многоканальная пчитчвьчцая систampмэ (рис 3 i использующая электронноshy

оптичзскае преобразователи (ЗОПы и приборы с зарядовой связью (ПЗУ)

ь пролетающей через капиллярную сборку частицы формируется изображение трека на выходном торце капилляров Затем сцвнтилдяционнып свет усиливается в ~ ю 5 раз системой ЭОПов После ЭОЯов усиленное изображение трека уменьшается и попадаем на свэточуэствитеыше ячейки ПЗСshyматрииы Коэффициент уменьшения шОирается таким образом чтобы капилляр занимал примерно одну ячейку ПЗСshyматрииы ( а 15shy15 мкм 2) После этого образовавшиеся заряда в ячейках ПЗСshyматриш последовательно считнваются и оцифровываются

Каздый выбитый с катода первогс ЭОПэ фотоэлектрон образует на ПЗС класть засвеченных ячеек называемых кластером Образ грека частицы на ПЗСshyматриае представляет собой ряд кластеров (центры тяжести которых при обработке фитируются прямой)

Время считывания такой системы определяется временем считывания ПЗСshyматрицы Представляется возможны использовать матрицы размером 600shy800 ячеек с частотой считывания 100 МГц Время считывания такой ПЗСshyматрицы составит 5 мс что вполне приемлемо при частоте событий 150 Гц на коллэйдере ВЯОПП Необходимо заметить что уке существуют матрицы ПЗС с частотой считывания 70МГц

Сравнительно большой трековый детектор для ВЛЭПП содержит shy10 е капилляров однако для считывания информации с них потребуется всего 150 ПЗС и значит 150 выходных каналов что является одним из основных преимуществ данной считывающей

119

системы Кроме того и ЭОПы и ПЗС-матрицы являются хорошо изученными приборами

4 основные результаты полученные на прототипе детектора

На пучке кротонов с энергией 70 Гэв были изучены сборки капилляров диаметром 2Ь мкм и длиной 04 и [61 Капилляры заполнялись ЖС на основе 1-метилнафталина Поперечный разрез сборки показан на рис 4

Необходимо отметить что лишь 4 сцинтилляционного света захватывается капилляром из-за полного внутреннего отражения остальные же 96Я света блуждают по сборке Если этот свет достигнет выходного торца капилляров то он вызовет нежелательный оптический шум то есть точки вдали от трека частицы Для того чтобы препятствовать распространению такого света некоторые промежутки между капиллярами заполнены черным стеклом

Использовалась считывающая система состоящая из 3-х эопов и ПЗС-матрицы п I

На рисБ показан трек частицы прошедшей на расстоянии L = 155 мм от торца сборки Плотность точек (кластеров) га треке составляет п = 44 мм Зная кривую затухания можно вычислить плотность точек на треке при 1 = 0 п 0 =bull Ю мм Полученная величина п 0 в несколько раз превышает результат для пластиковых волокон такого не диаметра И 8

На рис6 показан усредненный по многим событиям профиль трека сумма проекций амплитуд сигналов в ячейках ПЗС-матршга на ось перпендикулярную треку Ширина этого профиля характеризует двухтрековое разрешение о и = 32 мкм Шум то есть сумма амплитуд вне коридора 3 o t t составляет 8

Координатное разрешение то есть разброс центров кластеров относительно трека составляет o t = 24 мкм

Пространсгвенное разрешение в оснс-эноы определяется диаметром капилляров пространственным разрешением ЭОПов и качеством обработки торца капилляров Лучшее иространственное разрешение получено в работе [71 o t t = 15 мкм

Основные результаты полученные на сборке капилляров диаметром d = 25 мкм приведены в Таблице 1

120

Таблица 1 Основные результаты полученные на прототипе трекового детектора

Координатное разрешение O t r = 24 МКМ Двухтрековое разрешение fftt

a 32 ИКМ Шум 8 Плотность точек при L=155 мм П = 44 мм Плотность точек при 1=0 По= о мм

5 Прецизионши трековый детектор для ЕПЭПП

51 Требования предъявляеиге к трековому детектору на ВЛЭПП [9]

1 Телесный угол регистрации близкий к 4 2 Высокая точность геометрической реконструкции события 3 Большая плотность чувствительных элементов для

регистрации событии с высокой множественностью в условиях больших фоновых загрузок

4 Измерение импульса заряягпяях частиц 5 Измерение характеристик вторичных вершин 6 Радиационная стойкость gt 1 Мрзд

52 Общая структура трекового детектора

Одна из возможных конфигураций трекового детектора на капиллярах с ЖС показана на рис7 Он состоит из 3-х концентрических цилиндров с радиусами 10 35 50 см расположенных на оси взаимодействия пучков (ось 2) Весь детектор помещен в продольное магнитное поле Б = 1 Тл

цилиндрическая часть трекового детектора перекрывает полярный угол вплоть до е = 19 диапазон углов 10-19deg может быть перекрыт специальными дисками располокенными перпендикулярно оси Z

Основным конструктивным элементом детектора является капиллярная сборка сечением ы мм2 Во внутреннем и среднем циллиндрах используются сборки капилляров диаметром d = 30

121

мкм Ео внешнем shy диаметром d = юо мкм ampля того чтоОи измерять три пространственные координаты

капиллярные сборки Б циллиндре организованы в суперслси (рис39] Суперслой состоит из 6 слоев капиллярных сборок расположенных вдоль осей ZUV tpoundU (Z shy вкояь оси пучка Vy под углом ilO к оси Z) внутренний и внешний циллиндры состоят из 1 супзрслоя средний shy из 2shyх суперслоаь

Представляется удобным разделить суперслои на 2shy4 часraquo и считывать информацию в центре детектора (shy = 0) Такое расположение считыващей аппаратуры повshyпяет частично скомпенсировать затухание С1шнтилляциош101о света в капиллярах так как частицы проходящие кдали от считываемого торцз капилляров проходят оольший путь в НС и образуют больше сшштиллнционного света (рис 10raquo Считывание й цент^ детектора ооеспечивает примерни одинаковую плотность точеч на треке вне зависимости от полярного угла lt трека частицу этс воshyпервых позволяет иметь равномерное разрешение детектора по углу 6 а воshyвторых несколько упрощает процедуру реконструкции трека

Благодаря высокой плотности точекмм каждый суперслой может регистрировать не только координату где частица пересекла ^лой но и направлениеее лишения что значительно упрощает поиск соответствующего трекового сегмента в другом суперслое и значит процедуру реконструкции многочэстичных событий в целом

53 Считывающая система

В качество усилительной системы предлагается использовать П0Ш с диаметром входного окна or 3 до 5 см а для считывания изображения - ПЗС-матрицы сзет-лщис из 300-=gt0и ячеек размером 15-15 мкм2 Количество капиллярных сборок эопов ЛЗС-матриц необходимых для создания цилиндрической части трексвог^ детектора приведено D Таблице 2

Таблица 2 Количестве капиллярных соорок ЭОПов ТСХ-

матриц необходимых для создания трекового детектора

Цилиндр Внутр Средн Внешний Всего 1 Длина соорок (м) 06 г-н 24 8 2 Шюцэдь сечения (см2) зв 2-2S4 222J 101-1 3 Оощоя длина

соорок IK-MI 23 58 S1 1 -10 bull1 диаметр входного

окна ООПов (ал) 3 6 75 5 Число ЭОИов 10 2- 15 2-е -i 6 Коэф уменьшения г 1 Число [ВС ш 120 16 U6

54 Эффективность реконструкции треков

Для определения эффективности трековосстановления в событиях с большой множественностью оыло проведено моделирование При этом с помощью пакета РУША были разыграны события ( PF 16 GeVc ) а затем посредством пакета GEAffT они протягивались через детектор вплоть до уровня хитов ( эквивалент ценра тяжести кластера ) После этого событие восстанавлиавлось оригинальной программой на основе информации о хитах и геометрии установки На рис11 представлено событие с рождением Нdeg сопровождаемое тб-ю фоновыми событиями С ситуация типичная для ию ) Благодаря высокому 2-х трековому разрешению детектора большому числу кагшлгтюБ (оптических каналов) а так-ке возможности получиь в калдсм суперслое трековый вектор (координату точки пересечения 1 напрвление трека даже в таком густом клубке можно достаточно

точно восстановить почти все жесткие заряженные треки Полученная эффективность shy _96 для Pt gt I GeV и более 98 fi для Pt gt 3 GeV Для ВЛЭППshyа где множественность вероятно будет значительно меньше эффективность восстановления треков попавших в детектор может быть Слизка к 100

55 Основные характеристики трекового детектора

В Таблице 3 приведены основные характеристики трекового детектора на капиллярах с КС для ВЛЭПП

Таблица 3 Основные характеристики трекового детектора

1 Диаметр капилляров (мкм) 30 и 100 г Внешний радиус детектора (см) GO 3 Магнитов поле (Тл) 1 4 Число точек на треке 100shy200 5

6

Импульсное разрешение o ( p e ) p t (ТэВ)

Двухтрвковое разрешение 6 raquo p t

~50 нкм 7 Загрузка на капилляр bull 1 8 Число капилл сборок 110shyЮ3

9 Число выходных каналов 146 10 Оценочная стоимость (руо) 5shyЮ 6

1 Координатное разрешение 1 суперслоя =shy5 мкм 40 МКМ

12 Восстановление ввриины трека

degz =20 МКМ 50 мкм

Основные достоинства данного детектора 1 Сравнительно малые размеры (радиус БО см) позволяют уменьшить размеры всей установки и ее полную стоимость 2 Высокое пространственное разрешение (о =raquo 5 мкм на один суперслои) 3 изменив импульса заряженных частиц с точностью a ( p e ) p t = 50йshyрь(Тзв) на малой базе (50 см) 4 Возможность восстановления вершины трека с высокой

121

ТОЧНОСТЬЮ (lti 2 0 ИКМ О bull=bull 5 0 МКМ) я у z

5 Загрузка на один капилляр laquo 001 частицы на столкновение 6 Высокая радиационная стойкость (= 60 Мрад] малое количество выходных каналов сshy 150)


в работе предложен трековый детектор нового типа на капиллярах с жидким сщштиллятором для экспериментов на ВЛЗПП Капилляры с жидким сщштиллятором являются одной из разновидностей сцинтиллирупщах волокон

По сравнению с пиксельными детекторами данный детектор имеет примерна такое se координатное разрешение но на несколько порядков меньшее количество выходных каналов кроме того он монет измерять не тальке координату где частица пересекла капилляры но и направление ее движения что существенно упрощает процедуру реконструкции события

По сравнению с газовыми детекторами он имеет на несколько порядков большую плотность чувствительных элементов более высокое пространственное разрешениеи на несколько порядков меньшее количество выходных хэндлов Радиационная толщина газовых детекторов несколько меньше хотя необходимо отметить что количество точек (кластеров) на единицу радиационной длина у газовых детекторов и у данного детектора одного порядка

Если же сравнивать с аналогичным детектором на сшштиллирунцих волокнах из пластмассы то данный детектор имеет ряд преимуществ

shy большую плотность точек на треке изshyза более высокого световыхода и коэффициента захвата света на полное внутренее отражение И 81

shy большую в несколько раз длину затухания в волокнах малого диаметра [ 101 П Для капилляров диаметром 1shy 50 мим получена длина затухания 227 см для сборок капилляров диаметром 30 ыкм длина затухания 83 см что позволяет создавать детекторы длиной 2 м с пространственным

yj zfiJCshyEaeM 20 shy shyiO ж на одну точку Lshyii ushyvqer TprTCTir poundГ0~сг тронов гshy гег^shyст^рshy Г Vis

ysshyshy капиллярshyshy липке TJO г кshyshyshy bullbdquobullgtlaquogtshybullbull к ^ ^ а т н shy э bullraquo г1shy1Ше ^ч мкк ДЕуgtтрекгьсе рязреЕсиш1 =32 MKI iUioinCiil

точек ни треке при длине капилляров 155 мм п = 44 мм при нулевой длине п 0 raquo ш ri

Высокое пространственное разрешение позволяет создать детектор с импульсным разрешением o ( p t ) p t bullbull 60pt(T3B) в магнитном поле 1 Тл нэ Оаэе всего 50 см Такой детектор имеет высокую тсчноить восстановления вершины трека =bull 20shy50 мкм Несмотря на большое количество капилляров shy Ю 8 специально разрабатываемая система считывания позволяет иметь всего 150 выходных каналов Таюке необходимо отметить высокую радиационную стойкость капилляров с жидким сциктиллятором raquoshy60 Мрзд ) Считывание информации в центре детектора при большой

длине затухания позволяет скомпенсировать затухание сцинтилляционного света изshyза того что дальний конец капилляров треки пересекают наклонно это позволяет создавать детекторы большой длины с примерно одинаковым пространственным разрешением по всей длинraquo детектора

Данная методика является перспективной для создания компактного трекового детектора с высоким пространственным разрешением на коллайдерах с высокой светимостью


1 NS Bamburov et a l Nucl Inatr aril Meth A289 265 H990)

2 AG Denlsov et a l IHEP preprint 90shy96 Protvtno 1990 3 S7 Goiovkin et a l IHEP preprint 90shy105 Protvino 1990 4 A Artamonov et a l CERNshyEF9Qshyshy58 5 R Rucntl et e l IEEE Trans Nucl s c i NSshy36 46(1989) 6 NlBosnko et a l IHEP preprint 91shy45 Protvlno 1991 T MAdlnolli et a l CERNshyPFE91shy66 8 С Roda CERKEFInatr 89shy1 9 EA Купширенко ИЯФ СО АН СССР Препринт 88shy1бь

Новосибирск 1988 10 С A n g e l i n l e t a l CERNshyEP89shy112 1 1 С BAmbrosiO e t al CERN 8 9 shy 1 0 7 1 261 (1989)

126

Attenuation of FcuntiUatioi) light in 30 цт capillary bundles

lt3) L[cm) S H C I Затухание сшгатнлляционного сьеtradeа в капиллярах с УС

а) Ллл отдельных капЕЛляров диаметром 150 мкм и Для сборки капилляров яиа^ятром 30 мкм

^ ( -118 cm (0 Mrad)

Ц с т )

Fig2

а ) Затухание сцинтилляционного света з капиллярах ддаметром 110 мкм после облучения ЖС

Light yeild vs irradiation dose 200 q

(au) 150 - Г Щ

100

50-

o го 40 e6 Irradiation dose (Mrad)

0 ) Зависимость световыхода ЖС от дозы облучения

Рис2 Радиационная стойкость же

A(1 J - Величина пропорциональная количеству света выходящего из торца волокна если волокло на расстоянии 1 и от торца пересекла частжца Эта величина учитывает ае только световнход сцжптжлжяторв но ж длину затухания сщштвдляцжшного света Для сравнения приведена результаты для лучших пластмкоаа волокон после и восстановлвнжя от раджанжонного облученжя

00 О 20 40 60

Irradiation dose (Mrad)

с)Срзвнение радиационной стойкости рапличны сцинтилляторов ( диаметр волокон 1 мм )

капилляры С ЖС система усиления света

но ЭОПа

Рис3 ООшэя схема системы считывания

Жидкий сцинтилятор тек лянные

апилopti

Рис4 Поперечный разрез сборки капилляров использовавиейся з прототипа трекового детектора

Рис5 Трек частицы прошедшей на расстоянии 155 мм от считываемого торца капиллярной сОорки

УИНЫ = 7ВЦмт) А1 shy 303 Sigma 1 shy агщт) SlgmaB raquo 110(^л))

-400 -200 6 200 400 Distance from fitted Ine (цт)

TRANSVERSE ШЗТгаНСТЮЯ ОГ P U 1 S E HEIGHT

Рас6 Профиль трека усредненный по многим событиям сумма проекций амплитуд сигналов в ячейках ПЗСshyматрицы на ось перпендикулярную треку

Рис7 оощая конструкция трокового детектора на капиллярах с ЖС для установки ВЛЗПП 1 - Цилиндрические суперслои состоящие из

капиллярных сборок 2 - Регулярный световод 3 - Считывающая система 4 - Диски иэ капиллярных соорок

Рис8 Цилиндрический судерслой иэ капиллярных сборок

Wr

Капиллярная сборке (1]мг-гgt

( V _|_

File пе-чгыл рэзрез суп- ltслол

oo o2 o4 об оч io i2 Z(M)

Рис 10 Плотности точек п на треке в зависимости от координаты Z пересечения среднего суперслоя частицей с учетом компенсации (сплошная кривая) Для сравнения приведена та se зависимость без учета компенсации то есть если бы частицы пересекали капилляры под прямым углом (пунктирная кривая)

Рис11Пример сооития с большой множественностью РР-столкновение с YE = 16 TeV ( продольное поле 2 тесла)

Кремниевый микростриповый детектор с внутренним усилением

В Л Кашеваров ГАСокол

Физический ингтитут им ИН Лсбслсshyвд РАН MoCMtS

НВ Чалгсскнн СА Шунеиич

Институт электроники АН Б МИНСК

Аннотация ОПИСАН координатный детектор новою типа ~ кремниевый микростриповый дпгкshy

тор с внутренним усилением Кратко изложены принцип действия структура и характеристики гltетектора Разработанный детектор может найти применение в каshy

честве вершинного детектора в исследованиях по физике высоких энергий

1 Введение Большинсюо существующих кремниевых координатных детекторов обладают толshyщиной чувствительной области W = 300 мки что необходимо для создания laquoрядоshyвого па т а от регистрируемой частицы превышающего шумы последующей элекshyтроники Для уменьшения толщины детектора перспективным явилось бы использоshyвание внутреннего умножения заряда которое реализовано в лавинных фотодиодах (ЛФД Однако прямое использование ЛФД для создания многоэлеиентных струкshyтур типа стрнпопых детекторов невозможно изshyза крутой вольтshyамперной характеshyристики ЛФД и большого igtaj6pwvj в аелнчиж порогового напряазshyипя при которой возникает лавинное умножение Кроме того существующие ЛФД характеризуются сравнительно небольшими коэффициентам умножение А lt Кг4

В последние годы разработаны высокочувствительные кремниевые лавинные фоshyтодиоды [l2J3 с внутренней отрицательной обратной связью ЛФД с ООС |1| Такие ЛФД с СЮ( обладают коэффициентами умножения 1 до |0 что отвалят их рlaquoсshyсматриплть как тверди ел ittue фотоумножители ООС обеспечивает iiniiimniw

J 35

6o7iv nimoryp utnhTshy ампсрнук характеристику в области лавинного умножения по сравнению ^ ЛФД нп основе i mdash перехода

( VUKTTHCHHMM обстоятельством является го что ЛФД с ООС нзкиавлнваютсн in нчэкоомного кремния (gt = 1 Омshyгм) Воshyпервых это позволяет создавать в струкshyтур высокую напряженность электрического пиля [Е gt Л bull 10 Нгм) необходимую jim шгшнкнонемш ударной ношгшшн при сравнительно небольших наприлиниях смещения (1[ = И5 shyг 40 В) tfijshyвторыч гол шина чувствительно области опреshyделяемая глубиной проникновения ноля в кремний оказывается достаточно малой (1Г = 2 мкм) Вshyтретьпх радиационная стойкость детекторов изготовленных из такого кремния благодаря высокоraquo концентрации примесей (mdash 15 bull 10 см shy 3 ) лоджshyна быть сушестпенно больше чем для детекторов из вьгсокоомноггshy кремния р = 3 4shy i кОмshyсм) используемого для изготовления p mdash i mdash п t грунту р

Перечисленные особенности ЛФД с ООС дают основание рассмотреть возможshyность создания па нх основе многоэлементного координатного детектора для заряshyженных частиц который можег пай ги применение в экспериментах по физике высоshyких энергий в качестве вершинного детектора Щ

2 Принцип действия ЛФД с ООС используемых для изготовления микростриповых детекторов

Вработах [26] предложен новый тип ЛФД с ООС на основе ггт^нхтруктуры Si shySiC Гетгроструктура изготавливалась иоиноshyилшмеиным осаждением рсзистивноshyго слоя SiC на поверхность кремниевой подложки рshyтнна провочнмости Принцип работы МРН (мсshyталлshyреэистннный слойshyполупроводник) структуры предс1авлен на put 1 Стабилизация лавинного Процесса происходит изshyза перср ас пределен 1 прнshyложеичоуо напряжения смешения Но мере развития теины увеличивается тик ь (бедшпноп области полупроводника что приводит к уменьшению сопротивления 3 юн области а значит к уменьшению падения напряжения на этом участке и следоshyВП елыю к уменьшению напряженности электрического ноля и затуханию лавинного процесса Стабильность работы МРП структуры определяется свойствам объема jiiiuiTiiBHoro слоя те величиной сквозной проводимости и соотношением между shyэлектронной и дырочной компонентами полного тока в слое 5tC [2]

I) работе [7] были предложены МРП структуры где на поверхности gt mdash5( формиshyровались неоднородное bdquo в Вцдс отдельных областей nshyтипа проводнмосз П Основshyная идея состояла в локализации лавинного процесса те отделении области умноshyжения носителей заряда от области поглощения светового излучения что приводит к преимущественному умножению носителей только одного знака и уменьшению темshyпового тока Именно эти особенности позволили существенно увеличить коэффиshyциент умножения структур (до 10s) улучшить bull табилькость и увеличить срок службы

При прохождении через МРП структуру заряженной частицы носители собиshyраю гея н основном из области пространственного заряда И = 2мкм где имеется электрическое поле (рис 1) Простые оценки показывают что при М = 5shy101 и при удельной ионизации 40 эВмкм рта ьеличниа соответствует наиболее вероятной поshyтере энергии релятивистской частицы в тонких слоях кремния bullshy 1 чshy 2 мкм [S]) в

136

М1Ч1 структуре образуется зарядовый пакет равный ID6 электронов Эта величина более чем в 10 раз превышает таряд собираемый врmdashimdashn структуреся стандартной толщиной рабочей области 11 = МО мкм (средняя потерн энергии релятивистской чиshyпшы в таких толстых слоях кремния составляет ~ 300 эВмкм ) Такое увеshyлпчсии грядового пакета а МРП структуре пи сравнению с р shy i shy структурой потно]мет упростить электронику используемую для преобразования собранного заshyряда

3 Структура микрострипового детектора На основе описанной выше МРП структуры с искусственно созданными локальными игоанородностями пиля [7| нали был создан микростриповый детектор со следуюshyщими геометрическими параметрами ширина стрила i i | = 35 мкм шаг структуры Л = 75 мкм длина стрилов 1 = 5 мм площадь отдельного стрила л = 0175 мм1 Структура детектора показана на рис 2 Общее количество стрнпов для одного модуля равно 200 Следует отметить что геометрическая эффективность регистраshyции частиц изshyза малой глубины чувствительной области IV ^ 2 мим определяется п основном л лошадью стрнпов и составляет для данного детектора величину mdash 50 Эффективность регистрации можно иметь ~ 100 если использовать две стоящие друг gtа другом МРП структуры со сдвигай на 05 шага

4 Результаты исследования микрострипового М Р П детектора

Детектор исследовался с помощью сфокусированного сьетового цучьл lA = йЗД км J it оshyчагтиц с энергией shy515 МэВ [^Ри]

Исследования с помощью светового источника позволили определить ьоэффтшshyЧп умножения при различных напряжениях смещения Диапазон пал ря жом иraquo при Koiopuv осуществляется ланлшюе умножение составляет от J5 В до 37 В разбро iiopoi ьвого напряжения для разных стрипов не превышает D5 В максимальный коэфshyфициент ум^южения при котором еще не наблюдается значительный рост шумовых импульсов за счет мпкроплазменных эффектов составляет 10 Разброс значения М по отдельным стрипам при напряжении смешения Кshy = 35 В оказался менее 20 Минимальная чувствительность отдельного стрила для данной длины волны света составила 30shy10deg Вт Изменений параметров структуры после 1000 часов непрерывshyной работы Не наблюдалось При облучении одного стрила фокусированных) пучком света сигналы на соседнкх стркпах отсутствуют

йshyего было исследовано 5 модулей (по 200 стрипов в каждом)raquo В каждом модули не обладали умножением всего несколько стрнпов что свидетельствует о высокой технологичности используемой процедуры создания с три повой структуры

Исследования с помощьюshyаmdashчастиц позволили выяснить особенности работы МРП структуры когда первична ионизация возникает не в точке как в случае поглощеshyния световых квантов а реализуется в виде протяженного трека (для используемых лmdashчастиц длина трека составляет 22 мкм) Другой особенностью исследовании с

137

аshyчлстниамн явилось то что клиника первичной ноинзшнн оказывается значиshyте игюн [ipoundT = 2shy10 эВыкм) что может приводить к нелинейности в работе МРП структуры

Максимальный коэффициент умножения для аshyчастпи оказался равный Мbdquo = I0 J (при 1 а 36 В) Еглм учесib что заряд от аshyчветниы собираете с 110 лцшны Т|мча те с участка трека который находится в области электрическою пом то мо А но говоритьопрелгльшш заряде Qmi = plusmnEStaV = shyIshyICT электронов чаракshyiepntii для регистрации ltishy4iraquoriiu данной МРП структурой Эта ьеличнна Moishyr бигь испольмшша для качественной оценки нелинейности умкоshyксния в зависимоshyсти от величины перец шон uotHnauiii1 Качественный вывод состоит в том что для релятивистской чяетииы для кощюГ харакгерт яылелечие всего 10shyJ00 эВыкы (с учетом флуктуации потерь тергнп amp]) коlaquoффицт нт умножения МРП структуры ыикцо ожидать равный коэффициенту умножения для световых квантов

5 Преимущества и недостатки лавинного микроshy

стрнпового детектора Перечислим основные достоинства лавинного микросгрииовото четекторй на основе МРП структуры

shy малая толшнил чувствительной области 1Г shy 2 мкм )то ликвидирует проshyблему кластеров в ми кростри повои детектор поскольку заря1 от проходящей через Детектор частицы собирается только ил одни стрнп [5]

shy малая полная юлшнна детектора Толщина детектора определяе гея только меshyханической прочностью пластинки кремния и при стандартней технологии возможно создание структур с полной толщиной ~ 50 мкм В случае специального режима траshyьления и сохранshyши внешней части Лshyпластнны в виде каркаса общую толщину рабочей части детектора можно довести до mdash 10 мкм

shy высокая радиационная стойкость определяемая малым значением удельного соshyпротивлении исходного материала

shy шика стоимость исходного материала shy малые значения Напряжения смещения shy относительно большая величина реализуемого заряда (~ 10е электронов) что

позволяет использовать достаточно простую н деиеаую эдектрмшку shy малые длиshyтельности токовых импульсов (10 не)

Однако есть н недостатки таких лавинных структур оз носнтельно большие значения емкости и mdash р перехода (^ 100 пфмм 1) наличие диффузионной области что является источником дополнительного шуshy

ма структуры а также приводит к затягиванию длительности импульса поскольку трек заряженной частицы пересекает и диффузионную область

shy нелинейность сигнала в зависимости от величины первичной ионизации Однаshyко кяк гкshyлует из нацжх оценок для реля тнвнетскнх частиц нелинейность практиshyчески inshy должна сказываться

ias

6 Выводы Рз1|gtабо1дн новый тип координатного мнкртстрипового детектора на основе МРП структуры Si ~ SiC с внутренним умножением зариraquo г коэффициентом умвоженш по IIIs Пока ны его преимущества перед существующими кремниевыми мнкрострнshynoaitMii леГекторами Детектор может найти Применение в качестве координатного лпекгора в нес ледова г них но ядерной фщпке и физике частиц а также в экспернshyмсн г ик ил булущнч ускорителях УНК IHC u SSO в качестве вершинного детектора

Литература []i AlgtK])ftH4tiHo shylgt]liigtnnikim ЮМПопов ВЭШлбнн Кваигова электрониshy

ки 1IW7 тк ltshyltgt )bullgt

ft ЛГГвтгон ЦМ Гонтшк ЪЯГалишп НЮЮгтшв 1Iueiua в ЖУГФ 19SS i l l i7t)Cshy701

tj Hli4ajiciTMiii shyVKJUyiiHonHlllaiiCAMaibiuiiraquo ПрнГюрш мюскне 1raquoЯ1 Mlrrp2shyraquo in

[I] nHIViiii х ЛФ Пмтиикои 11gtШ йпп Квантовая gtик гринмкя 197Гraquo iJ shy(il

[ ГЛХокоshy1 KMUyGiui 1ра гкшshyгообнрshyння пофпямФИЛН 1Ш г lt(shylaquo

ti] АГГасанов ВМГгепвин ЧЯГадыгов ПЮЮгпгюв МикмпshyКкгрлнша 14SD тIS й1оУshy90

[7] ЛГГасанов ВМГоловни ИГЛощпш ЛЯСалыгоraquo НshyЮЮгппчя II|xshynpiniT ИМИ АН (ССР 1990 Пshy71

[3| HUiclisel N1M 1990 VBS2 |gt13Б 139

laquoJ

laquo

Лиshy CTPIKTWA а) И рмлргл^еме шкттесаго ПШ S) amp SCshySiC shy Mffl shyAHOAE

смshyшлсп АОттого итжашр $ю~леraquoлсгь тсЬraquoshy

Рис 2 Гampпеггя urtshyMimettn ( antfee jieraaлм

ИССЛЕДОВАНИЕ GaAs СТРУКТУР СО ВСТРОЕННЫМ shy v ПЕРЕХОДОМ

ДЛЯ СОЗДАНИЯ КООРДИНАТНОshyЧУВСТВИТЕЛЬКЫХ ДЕТЕКТОРОВ

ЛПВирооыshyн ПНЧмиль ЛНЧунюнон ИФП гПротвнно

ЛВКорецыш ЛИПотапов ОЦТогоанои ГлЛлулков СФТИтТомгк

ВВЕДЕНИЕ

Лли проведения (кспернмснгон на колпакдерах нового покончит iIH( S8( УНК) необходимы полупроводниковые трековые детекторы которые могут рабовть г больших (ШВПЯШМИИЫХ ПОЛЯХ Г суммарной лодй облучения iieii тронами ло I0 I S исм ча весь Период их тксплуагашш [1]

Нмсокая тчимопь пучка строящихся KOIJiайдо| raquoи приводит к большой частоте (штываштя (Шформашш да J0H МГа 2] что на к сады васshy(bull огцммгжшшг траГюняння на Быстродействие и временное разрешение координатных дотек ториц

Волее высокая по сравнению с кремнием рллнплпоннлжshyтойкостshy) (ак является сиshyнон ной предпосылкой для его использования в качестве ба топот материала при инотовлеинп i перло пмышх коорцинашоshyчунстшпельных деккторив Щ

Иыпомштшме к настоящему времени paipafmikii проипшмн (иЛк мюрлнна гноshy

чунсгннтельнкх детекторов [shy15 J основаны на псиольshyонанпл собственного ариshy

инди галлия iak называемых р mdash i shy лshyпруыур и свойств перс холл металлshy

нолуиринолникshyлиолов с Паркером Шигки И Данной работе Ирннодятгя речульгаш ЩЮДОЛАГННН исследований [710] снопеIв

г mdash gt mdash п п р у м у р нреоннда галлия г целью Сздании НИ НЧ основе мнкрополосшных kOOJilaquollltlaquo nililN Детек Торов

Исследуемые образцы прещчанлмют собой пластины инткоомного (as иshy nttia нлощлчю or pound у 2 до ) У И) мм юлшшкп 200 мкм на которых днффупиshyп либо гаshy

lotpatnoraquo Jiifio лщжофлшой или аьсией сформирован шйгокоомный слой толщиной ](J0shyJ[) Mhi с удельным сопротивлением 10s shy Ш7 Омshyсм Ннутри нысокоомного слоя путем управляемого легиронаани лрнмесямн переход ией i рушш женма сформирован к shy I переход гтубннй чдshyтегяння ылорого 70shy 20 JHKM г shy ishynrwxarL oampvhshyiiiHTi малые IOMI (МО нА | при наличии (д])липио напряжения смешения ч го сильно отshyшчас их ит р shy i shy и структур н структур на основе барьера Шпгкп Типичshy

ная нолыshyамперная характеристика яshy shy u ~ нshyсгрук тур приведена ка Рцltshy fa6

Шчч-1 HIMIHIH-ICKLIH i i p y h r y p напрял им 11lt|ч-raquolaquoн i-nifH Исследовались о б р а т и с laquoтралением переключения ниш- IOil II

Ф у и ы ш li-i щшнаник - и с обласи-й истин i ич i f t m n ып ti|nlaquo I | M I H I W I I I -V I | IH IH ( 0 1 П ) T - с перехода в ы ш ш г п и l a n i i i щ ш и шшрилснпш igt i m pi-eiim-i i-ЧЛСНфИЧССМЦмННЛЯ [1 ClpVhiype обеСПсЧНИЛТЛ Ч1к1Ч1МИ11НуИ1 ПОЛНИ 1П11Г I I IIIHUII 11-rt IIJIHJIR при но))млл1gt1111 усюнняч [dj I I U I W m i л е и и in I I I - I граинсщм мшпен-

Tpainiii iipitxreix-ii н т и f облагтяЧ Средняя илнряжент гп i i i i i j i h i aw iu i нищ u

члряла ~ - i перечила mdash I0 1 I J C M

ИССЛЕДОВАНИЕ ВРЕМЕНИ И ЭФФЕКТИВНОСТИ СБОРА 1АРЯЛЛ В shy СТРУКТУРАХ ПРИ ОБЛУЧЕНИИ ИХ ^shyЧАСТИЦАМИ ОТ _РАЛИАКТИВНОГО ИСТОЧНИКА

Исследование бмпролействчя t laAs с [рук i t | i ii|laquogtHwnllgtraquo I м н н г hh Починим м и cefia дна itiinhniiivnJv кднтлл ni-bT|K]|i i ir i i

bull I цилал - bullii|isji4yHl

iBii|-tgtiLiiuilgt4-iiiiir(ibllgt-r IK- м nui u-n форшчнт И I I I ih IMNII I^M lt|UMigti|itiu и iiiiilnyiiiNii никоими aiiaiiiltgt-gtiiii]i]iuiiiii ирчирл inui T- l i I t l l l

l

- И ilaquof|M4llll- 1|Н1НЧД111К1 Mpll B|ieWilll l|laquol]gtMU|lllllilllll bull bullmdash I V I l [u i laquoнаг bullкниналепщып шумовой Мрлл и о и ^ р п л м и и и ip i i i II с чыщил n i i -

IKHI -tihiHiiH) ил нхоне I IH I I IHI I I 1Ш1 iithi|H)ium ( r W H M i

bull UlilHa-l- luk i i iyWIBI I I I - |]||ННи1|Н|ИМ1Гй|й1||||1| Й1Н1 ИНОКО-ПИфрОНОИ Hill-

bull ifipFiiitki i i - i i i una стробирусмый imrc igtn i i |gt JJltfA и i|gtui и-рнач gtiek ipnim-

кя Длина npnf ia для танучла АЦП [0 lie Ч н и г ^ л ш и м и I IUMUWHI ltlt|рял П B N W yciTni геля cor гавил VjflO -м-к Г|ю1гы j F W I I M

CrrtntrpiA гнпмтоп г jia-uinJiruv с т р у м у p порученных па чярядичуш IHII i r i i uni T | M H I igti в т д е н п и и я полною шсксря л-члспш (мдшмк гишкно неючнпкч Ни прок-гlaquo плены на 1ш У(н-й) И качестве коП l ak i imro слоя нмюлыонап ОаД и и р щ ч В р - и - и структуре толщина ir-cma I мьм н raquo - f-переход сохранен

мню пропадала Образец р mdash s mdash f mdash и с I рук туры ( I I I C J U ) получен диффучноипиы способом толшпнл чувствительного г лея менее 101) ч к м имении иочшму наиболее вероятный сигнал с обрллна меньше чем у - т - - ч и igt - gtbull - и струи п р

шпоекченпмх-меюлом жилкпфагной чпитаыин

В рабоге [7] лля JIHCCMUTрения механизма фчрмпронания импульса и iionyii])omui Hiikonmi структуре были сдрлани слелуюише допущения

w ицпомерна

- nioi uticIh i l i i i i innl l l l l i ipehi i i i iюянна

- I I ]laquoTgtPI I IJ сиячнннме с лпффу tiiifi и laquoМЧЙЙШМ

- Hcu- i r iwr i iij)eiefgtpeM(nno малы

-4tbdquo- ичнь bull bull gt | j l M y | ) U

М Ц o i Ни iiu|iii iiin-iiitii- iirf|ili )k4ilpnn-1lg|ihrt цгобхгиц|ло -I J i l l rKMOBiUtibHO

bull i-h --ми - 1141 ii-Г I M i l l 11(111 1ПШЩ (бирс bullirKi[HlaquoiMoii u Л у н г и н raquo комни-

i i i 1 wijixi Hi и м и - ч I I I I IM IK bullltgt-ни) -1МЮ icirt 1 iwiiiiB H i ]4iiyihL Ja пилим bull мraquo bull-- W I ^ I U raquo IKVI I I I I I mmiii i i i i ihi i i i i i rum-pi 1-4V i мни н МаЛ (roC[jan

)bullgtbull ii|H|hgtlHIIH-|lUlM I|ILIIMHIlt raquo ЛЧЩН - |M |raquo 4UH bull bullgt I Hi- 1I НЛ -i н|н|1gt1|)Ш111н i n rtii|w iri|gtnLi (Гнgt i -IV | И1Чgt|ичи1м М|raquo1нгШ-| bullgtbull) iKMiAin

l l | i i ^ п р и л г и 41 111IM J- HI1 Hi Ч 11лиилтlaquo-п bullMlthi(Htih ^ ^ltм1л Sj

11 1Ц|||1gt1lt I I III-IHMIN Ч1|1ЯЛ ЛИ i l l l i r l Ш 1 l r ГлЩчИИДСЛ -ММис-Ч Н|н-1Я ^ | i 1НШЛ1 lie ШЛлНО f i ir fn Гlaquoм1мн- I

A I I IH I нрlt-ми riii|gtii 1||1ялgt Hiiiiiiiiiiui i ли I мм ltI IH l lpol IIMI)[HraquoIII I нремиш рлгчн-

I^HIHiMi no ЛРФraquoН(1Й MiVUlll ltГч1[gt| iilH-ll Для tiCiHiiKiiiifl JiHiiHom к|н|икП1 UNIII II|IIUIMIltgt NM lucniian gtbullbull u n -bull 11 houjuil

izt-iwtiwwi к ГИЛГКЯКСАС W|)KACIIH Ilaquo W I T I I I H raquo iw i i i r v bull gtgtчи- ui-h JJIOH r o w raquo i j n i - i u Л11ШМ bullbullme шиоьум п и ш ш п ь гонгрпругмых gtлек i|raquon n - v

1

1

^ tnnptl прнмсрни Ш

1

I M Кечи для лп1МТ|gtа 1[gtскн взять ШНЧСИПР Ojj мкм но ITltI]gtMI-

кgt Mi- in in н и |)ИНМ1Мgt максимальному нроГнчу --злсктроип в Ca-s го при нлиимг i и Иraquo1чгмщц1 треки 177 надмкм выполняв] ел yciomie гушлттвованпи плазмы в полу-

npouojiniiKc i h при лпннин концентрации носителей глубина проникновения j i rh-

1 ричггьогн поля в нлаэму Miniiiif линейных размеров IIIBIMHUOID i иска Очевидно bullпн 1111 H-Tinoi- tb сигнала со структуры будет определи иси пламичшим В|laquo1СЦРМ 1 lt вргмгшм от момента щюича чагишы icpuj леттк roji ло моыен ia распада нлл gt ценного состояния когда вlaquo генерированные частицей laquoсттели ~чиа нклкgtчацуgtся и ЛН11(МН1Н пол действием -пектрнческого поля Для оиелки нлашенногч времени была ныС|gtа1 мчлгль lit] иснопапна на лмиинолярном уараысрр днффуши при иеггьднкн нигпиЛен i n т[Ки инлнпщшчс-гмш гсомгцнш ngcprtKiBuw iiha кГранп-

Иннчгч прштракегт -нпым ia[ iaii4

=

Ulaquo-gtraquoiiJ Г

ш

I) м1~)фф1Ш|1]) i чмбнполирнпй диффузии

f напряженность bullshy[bullbullк г|Ши1мн) [юли

При обручении п р у м у р IICK тронами С shyiiicpriieft I MtH время tshyy шествования пипми без внешнего поля JLIS наиболее вероятного ыряЯивилгсгник (laquoсчитанное по модели [а] составляет J00 не

Для JbcnepjJurJiгошмою пилтясрдснпя аномально большого времени сбора iashyряда (^ЛО не) oGycлепленного временем распада НЛАШЫ Я нселенуемьне струк lypax П]Н)|ИЛРН экгпернмпп no облучению образцов котиками чпноэиергегическнх Jshyчасти с энергиями 2 М^Н и 05 МэВ при рашой напряженное) и Электрического пиля laquoструктуре Для получения моноэнергетичегкнх элсьтроновог радиоактивного источника использовалась установка схема которой прпаслена в работе (7J Экспеshyрименты с моноэнергетическлмн нучимм проводились г образцом р mdash г mdash v mdash и структуры площадью 5shy10 мм у которого контактный слог рshyтина нличт сетчатую топологию

Лля электронов с энергией 03 МэВ характерны акты многократного рассеяния в 1shy50 мкм чувствительной области детектора спектр тарядовыдгдения этих частиц отличается от распределения Ландау для птпашюиных потерь в юиком слое веshyщества наличием событий с большим зарядовыдслепнем

shyЭлектроны с энергией J МэВ являются минимальноshyионизирующими чагтииами и наиболее вероятная линейная плотность ионизации треков существенна меньше по сравнению с ионизацией 05 МэВ электронами

Ожидалась что при увеличении линейной плотности носителей в тиеке время распада плащи возрастет и как следствие потребуется большая Напряженность v кshyК три чес ко го поли приложенного к структуре чтобы время сбора заряда стало меньше времени строба (shy10 не) т окочу нет ви тельного тракта

На Рнс(4й1 представлены спек три сигнала со структуры при воздействии потока энч тронов с энергией 2 МэВ при различных напряжениях смещения от 0 до SifO Иshy Как видно shyп Рис(4а) форма распределения практически не изменяется при напряжениях свыше 30 В и ншрпнл импульса по основанию на выходе усилителя перестает уменьшаться ц становится равной 20 не

]ia Рис(5л) представлены спектры сигналов полученные в результате облучения данного образца потоком мониэиергетнческнх электронов г энергией 05 МэВ при напряжениях смешения от О В до 300 В Форма распределения практиченraquo перестает меняться при напряжении смешения свыше 100 В

На Рис46shy56 приведены значения наиболее вероятного мряловыделепия в сгрукshyзуре и среднего значений распределение (RMS) при облучении структуры электроshyнами с энергией gt МэВ и 05 МэВ в зависимости от подаваемого напряжения смеshyшения Характерное увеличение времени распада ПЛАЗМЫ при увеличении линейной плотности выделившегося )аряда и сильная зависимость от напряженное ги электриshyческого юля подтверждает правильность выбранной модели и плазменном характере ебчра заряда и время сбора заряда расчлтанное на основе дрейфа носителей через сродненную область детектора в данном случае не верно

144

II Inrii п|gtи1)1Л1ны rinhi|)ij сигналов ионизационных потерь в сетчатой стткshy11 Jraquoshygt shy z shy к shy ч при ((бгуч1чиш полным пнshyктрим ИСТОЧНИКИ It II W up напряженraquoest Цг|цltч||| U И и ilKi I) шл г UP iM иряличуясгвинлъиоы факте IariipwietiM пракshy

ьчряяа иг wwinri HI неshyнгшны внешнею noia приложенною ^ I фумуре Ili ОПШНС Molo Мил HO IdKltOlllTli 4 14 H r fpvh i y p a (iis со HCI|kMgtHHtJM 7 mdash igt

IHshy|HMMIMI при увеличении внешнего Licki|iii4(Vkurltgt ноли происходиshy уменьшение HiHMiiin сбора заряда (уменьшение времени существования плазмы) я не увсличеshyniiishy raquo|xjHfcilaquoвносni сбора заряда Действительно поскольку в высокоомиом ОаАз время лизни носителей fo возрастает до ll)~ fio практически вес носители улается ishyufipaib raquo без внешнего смещения тк Г gt tp зgt (Я Р что подтверждается ыноshyючпгленнымн измерениями представленными в рабозах [Т10 проводившимися в bull in urmn внешнего смешения на структуры

Однако для корреьтного описания мехampтпия сбора ирядд необходимо учитыshyвать рекомбинацию носителей в плазменном канале вдоль трека частнпы При конshyШн грациях порядка 10 см~gt возрастает вероятность итчательной рекомбинации носи[елей

Клк in осе тно ОаАьshyпрямоэонный полупроводник в котором рекомбинация типа bullюнаshyюна происходит без участия фоионоа н сопровождается испусканием квантов СЙР л Ирсмя жизни к злу нательной рекомбинации оцененное по модели Ван Русбрска н Шок л и jl 1] составляет l J 4 lt 10э с а время жизни безнэлучазелыюн рекомбинаshyции Гли mdash 10 с следовательно рекомбинация в канале трека рождает спонтанное перетлучение с hu lt pound [Е3 shyширина запрещенной юны) За счет резкого возshyрлlt танля коэффициента поглощения оптического перенэлучення в области сильного электрического поля (эффект ФранцаshyКелдыша) [12] излучение селективно поглоща exes в области поля амбпполярной диффузии внутри плазменного канала образуя эле к тронshyдырочные пары Если бы как предполагалось в работе [7] ре комбинационshyное излучение селективно по глоталось в ОПЗ я mdash Уshyперехода затягивание сигнала не наблюдалось тк вновь рожденные пары возникали Gu вне трека частицы что приводило бы к снижению плотности неравновесных носи тепеraquo в треке Если бы рассматриваемый механизм в структуре р ~ к shy v shy н действительно работяг то наряду с электрическим полем и диффузией он должен был приводить к дополниshyтельному уменьшению плазменного времени

Из вышеизложенного следует что структуры у которых о качестве полосок исshyпользуется GaAs рshyтмпа могут быть использованы й качестве координатных детекshyторов в эксперимента г большой загрузкой Наблюдаема в эксперименте длительshyность сигнала с этих структур при напряжении смещения 100 В меньше 20 не и определялась в нашем случае используемой электроникой

Спектры сигналов с сечтатой структуры снятые на токочувствптельыом тракте от воздействия poundshyчастцц с энергиями 05 M J B И 2 МэВ при напряженны смешения 100 В приведены на Рис7аshy7б соответственно Для случая облучения структуры shyУчастиями с энергией 2 МэВ (минимальноshyионизирующая частица) соотношение сигналshyшум составило 1S5 дБ а эффективность регистрации близка к 100 при пороге срабатывания триггерной электроники ]gt шума

Структуры с контактным слоем п+shyтнпа моно использовать в качестве детектоshyров в экспериментах с малой загрузкой тк время сбора наряда в них колеблется от

МЯ

ЗАВИСИМОСТЬ СВОЙСТВ shy shy gtbull СТРУКТУР ОТ ТЕМПЕРАТУРЫ

l ie u I imiriiiiiiii х а р л ы е р т iirt HOII Щ ю н ч ш и ы т и ч и и ь т ц т м рлГмиshyм IHHIIIshy

ницshy igtMiKigtitigtii 10 shy70 С tiiHiKVKiii) gt ч ч ч т ш и shy | 4V J IMraquoH nshyiinnshyi нshyичshyки пршп CshyIH при 1Ш1gt1т1вьН1П1 shy mdash gtbull shy Ishy r p y k i y p Получены uGpmiiu c i | i h shy [bull bull н о т i ни мгиshy

р и х oiilИМйЛI1K4 в iriiiBiniuM iiimiii win к л и н к а ty|gt Пронгнgt1Ы НЧНЮНлНПМ ПШНshy

MILM гсмператv | i u На шумовые х а р л м о р ш IHKII ( I m л1лф((laquoshyм((Я1ыгтьсборл ччрлм l l w SG) и nliuiuiiiiiK riirimishyniVM (Pin S B ] при облучении bull bullup IMKI ПОЛНЫМ сшкshy

ЦИ1М ^ shy ч я г г и п источника i l n 1

11a Pur 8а приведена кривая иshyмтshyратуриой iaiuilt н м о п it шумов т mdash тgt mdash и ст|gtgtк lyji Ирм уисчнчешти i i Mii i p i i |4 i i r shyIII С m i |U ( происходит у м с и м н е т шумов IH счет уменьшения VRCIMIIIIO bullопротииshyичши it й л н г н й нычнанное IIUIIMUI uinfi aiiiMim laquoч пру К) m u x примесей При л а л м ^ й ш с м пн иshy ishyMihpaiypii пролгхоshy

Jiin VHIMIIIIshyIUU шумов о б р а ш raquo оОуглиплецниг ужмнчгмисм ltshyoupoi nniHiм нчсыgtиshy

ulllll СИЛИ Irt Гltraquo 1И10ШСН11Н shyUl HpVMIUlIN Щ HI MOii [I (ыиСЯНИЯ фоНШЮВ 111 i)]ji h|im [iiiiiiniikigtii pemeik i i Uit i i iMinai i iu iiuitiAcihiM м и н и м у м i m s m raquo i ilaquo n I M M U I iili г е м и г р п л р и pun мелена liyiCM нччененнн к о п н е т |MIMIH I OMIIOraquo ирюИlaquoИ ч tovu Wffiviuhiii группы AiJiia 1якиы шрачом н л п а п л laquo n i r рлГшчнч nshyMiiejshyiVp мы имеем минсshyимй iiiiH IHMOIIKIIHI п ш и и ш у м fl ii VshyBi

ПРЕДВАРИТЕЛЬНАЯ ОЦЕНКА РАДИАЦИОННОЙ СТОЙКОСТИ ДЕshy

ТЕКТОРОВ НА ОСНОВЕ shy shy vПЕРЕХОДА

Дна ийраща I shy т shy mdash н c i p y k i y p u облучдлнп v i a i i мцамл и г ИСТОЧНИКИ ( Л Ьи ргни shy к ш ш shy ц щ источника ishy = fifi] K J I I МПШНОГП доил =ltiU7i р а л г с к Нлshy

liniHHiiishy IIDI luijiciiiiun л ш ы н р о т я о л п л о г ь шптапни г i id iepi ннем iiapaMiipoftftlipuishy

lum HMiwiKiiraquo (laquoума и shyraquoффе1 i IIHIIOI си гГяцм м р я л з ii|gtii irfishyiviishyimii J shy ч а п инамп полного laquoцентра Н и Р е э у л ь т л г м i i p o a w i i u u x 1пмс[иshyний п|кgtле м е л е н ы на Рис) абв i n м н и р ы х видно чshyо при увеличении по лощенном лозы но ] М р а д пропехоshy

ДП1 незначительное уменьшение shy х ^ е к г н н н щ ш сборч чпряда но и пашем ilyliushy no |иshy к|gtн bull ччии 1 к rmKiiiKHiie nirnaJrshyaiyM при этим не ухулшагshyтгя

Л л лчончатглыюго вывода о рдлпаинишгсraquo СТОЙКОСТИ координатных arvvKtoshy

[юн Hii неновraquoshy kltiMitciicii|KiMaiitiuitgt а |мсннла галлмя со встроен laquo и м т shy с п е р и о д о м tiinianiiniHrtHo облучение (rfijMiiiOH ногокум нейтронов на линейном ускорителе о т ^ Ml D C shy J shy л 1 0 s n с м с нергнеп 6 Ч Ь В

lshyl(i

Литература 1 lt - чЫ- I tin- ^Mii|raquo)-uii i) on I V u r r n 1ltм-лн1| aiul ПчНирничи f bdquo r tin-

S i i i i T - iw l i iHma Sn|fraquo ( l l i - l v i ((hlobi-v 1i-lS l1Ш I-H Uml i h-x i- l - luui l ) i bdquo i i i bdquo v k Vi lnu- K-IK ami (-ttfi P Yost

bull I ln- v l i ^ | и - ц ( M bdquo | bdquo i r i l l i i l f t Vuikslii|gt Al i i I l 01II- i tiiu ( K K V bullIll 1(1 [ - (ТА ИМ1Я

gtv h i f i im iu [ i irni i iThiiN не MIin п О ф т ш и ш ь мил plti Li к к км laquoнем - Л т м и ш т 1 мм IlTH

j ll-Mtii К i Лtrade laquo bull ltjraquori Wi AJ94| | U I ) L l l

- i i sraquo iM bullbull laquoI -ii-ii- пltgt NlaquoJ snbdquo хв-ялить iii7t

(bull I -li|vlt-Hi4 HJI- К л и и и н и л т С Г Ф и т ^ norgtii|KHlaquouiiihuraquo М м - к ш ILbullgt

коирлп ngtshyiyiu nuiiriimix ishyushyi i|tm П]raquoshyи]ш1 ИФ1П lt)1 t)2 Притншь

[fv In () I lHil- lni i lH Tl-M|ltHIIh1 II МИК(Ц1[НГ]гнШГЬ1 MdilhW ИыгНМЛ lllhir 11 |ЧЧ|

Iraquo SshyiU V SmuUlwraquoraquo KK I W IA N l 1(173 VlUl РЛ17 4Д

j 0 ] Chmil V I I -I л| K M | bdquo r l i ilaquoM f U ) V - t i id i i rtrade for Militl Mali- f l i l -r lor I r rpr im IMKIMlL-iraquo I lntv imi 1ЯГ_

[11] Van Н(laquo1ч1гlaquo1Ч-к U | gt ln I ter I4rraquoj Yfl l I i- i raquo

[ l l j Han Pylt-rgt|gtiibdquo l l l i-Kii i IIjDOiwiir фишки по1)1фонишикчн [cti л^м-кодов) bull И Л MIN-КПН ПКraquo

Ы7

ПОДПИСИ К РИСУНКАМ

Рис1 ВолЬТshyЙМпервая характеристика образцов т mdash v shy п структуры а) пряма ветвь б) обрата мч вь

Рис2 Типичные спектры енгнллов полученные с рамнчных йрдзцов при об raquobull ниraquo Jshyчастицами от источника Ни1 л) п shy я shy и shy ч б) р shy дshy shy м shy к и н) р _ | shy п структура

РнсЗ Характерный вин сигналов НА выхозе мрядочувствиюльпего уппитгла со гтруктуры jgtmdash х shy к shy и при облучении Уshyчастицами

Рис4raquo Спектры сигналов се структуры р shy shy ч shy ч оз возлействвя монознерггтиshy

bullнтких Jshyчдспш г энергией 2 МraquoН при различных напряжениях смещения

Рис4б Полотенце среднею ^аряданыделенчя в структуре а значение Я MS riich ipa сигналов от возле Пет вин jshyччстни с ih priieii J МgtВ при различных напряжс

Рис5а Спектры сигналов со структуры рshyя shy v mdash n от воздействия монознер готиshy

ческих ^shyчлетин с энергией 06 МзВ при различных напряжениях смещения

Рис56 Положение среднего заряповыделения в структуре и значение RMS спектра сигналов от воздействия ^shyчастиц с энергией 06 МэВ при различных напряжеshy

ниях смешения

Рис8 Спектры сигналов с (Ishy w~е~и структуры снятые на 1арядочувствительном усилителе при различных напряжениях смешения

Рисд Спектр сигналов с р~ п~vmdashn структуры от воздействия jshyчастиц с чиерпиshyй Ofi SUB полученный на такочувсгнн7РЛ1gtном трак кshy нрн OfeuiwiJJW JO0 I)

РисТб Спектр сигналов v р mdash т mdash и shy raquo структура от воздействия ^shyчастиц с терshy

шей 2 МэВ Полученный ив ткочувствителыюм тракиshy при смешении 100 В результаты апнртхиммнш экспериментальных данных распределенном Лап дау для ислшзашкжпых потер в юшshyом слое

Рис8 Температурные зависимости характеристик taAs образцов а сигма шумя CJ положение uiiKii в) отношение сш налшум

Рнсshy9 Зависимость характеристик GaAs образце от иоглошенжй лоты при облуshy

чении bullгshyчасткиамн от истешия Cs 1 3 7 а) спгма шума 6] лолкАгshyние пика в) отношение спгналшум

US

ullUlllilUJ

ctiarge (in thouao ol electrons) то эр laquoQ м

SOniple rf-rt~fmdashn leirperoture |50 (C)

l ^H- 3raquo A

^3^Z^ ЬО 100 ISC 200 Гraquo JOO

ADC -honnals

ADC cnonnei

ehcrge (In thousands of electrons)

АО С channels 200 250 300

A ^ A A bdquo

h -- -bull

Г

bull

Г

mdash Г

6 2

Г

mdash o

m m

r

mdash 6 2

RMS

mdash f mdash f

уmdash

V г mdash mdash 1 г mdash mdash 1 г mdash mdash

1 -

bull

ООСОО OQQUD RMS

bdquo о

г т т

с bullо x n1

bias vcltaqe (V)

cnorgr (in thousands of electrons)

h 1

rf^N V J

V

ADC channels

a i o c h a r g e i n

30 зр t h o u s o n d n o f e l e c t r o n s

40 Sp ЫЗ 7J) BO 9

raquo =

f

L o n d a i d i o l r i f c u t o n

deg degl ч 4 deg J

deg ^ ^ deg а ^

Q 4 з ei 0 1 fl 3 d

лт гг|~

i J чЛ-

--+-lemperoturn fCJ

л

_ 1 _ poundpoundЯ Л л А traderaquo1в

T^nl 2 r__ _

1 J 1 j

rmdash^ rmdash^ i rmdash^ gt -J Ь о -

lamperoturn (c)

s i j n o l r raquo roto л л А Л Л

_ _ _ mdash О bull

_ _ _ mdash О bull

^ Ч _ _ _ mdash

^ 1 ^ 0 1 о i raquo i Э 7 С 9 О 1 0 l i

temperature (С)

RM5 of rgtarse J

n o p o o l -raquo bull

U-M4-4J S1

J^r^ U deg г bull - - -

Л r

^r

^ 4 a

~ F

bull ^ 3

i A iigt Ia

л absorbed ltto (Mrod)

peak position З П П О О ampAAAA

1 raquo r

deg4 a _ A

Zras~ л

л -

bull raquo A aMortw laquo к (Mraay

shntfnatac rgf io ЗОСИЗЕ amp A A M

Л

- Л -

1 t

^

raquo -j poundbull_ J к к Г 11

Сверхпроводящий финальный квадруполь для линейного коллайдера

КушшцюИ10 КА ltцщ1 ЛА

ФнshyШЛЛ ИнгТНГуП ЯЛС[gtШ)Й фПЗНкИ 11|Ю1В1пю Могковгктraquo оСлчпь

Мнханличсньо АЛ

Институт ло|gtноГ| ibmnni ни ГИБулкера HuHOOIampipcK

Аннотация Рлгсмо грена возможность си здания н использования бгgt еле зной шизы со сверхпроshyводящий)) обмотками ди системы финальном фокусировки линейного коллаядер Обычные проблемы свезенные с наличием железной линзы в сильном ыашкткол пояс детектора shy опасность насыщения магии то провода литы и существенное исshyкажение магнитного поля детектора shy при этом значительно упрощаются Малые поперечные размеры предлагаемой литы позволят увеличить телесный угол детекshyтора и уменьшить его загрузку обусловленную взаимодействием фоновых частиц с

^материалом линзы Проведен ше оценки и расчеты покапана ют возможность г laquo shyтгческой рсаипации безжелез юй линзы е градиентом ошчю 300 кТссы прн этом диаметр ее (с учетом размераf теплоизоляции составит примерно I см

Введение Светимость коллайдера как известно увеличивается с уменьшением поперечных разshyмеров сталкиваюшлхся пучков Для минимизации этих размеров последнюю квадруshyпольную линзу фокусирующую пучки перед столкновением располагают как можно ближе к точке взаимодействии Однако такое расположение ограничивает телесный угол охватываемый детектором тем сильнее чем ближе линза к точке взаимодейshyствия

Для достиженжя необходимого градиента фокусирующего поля shy несколько соshyтен кГссм при энергии коллайдера 1 ТэВ и апертуре линзы около 15 мы можно

15Ь

if ([олмоплп ибычную лишу i мЛ1ltмьш магшпопроволом см например I] Хнshyракгериыг оshy р1меры сосынляют lOxlOxlOD см1 Нллнshyне литы такого типа в облает иг 1 речи обусловливаем рял щюОлсм

mdash notepi телеснит угла детектора определяемая расположением линзы и счshy i аshyбариг 4 Мн

mdash частицы вылетающие in ыкта встречи сталкиваясь с материалом линзы роshy

ждают вторичные частицы существ нио увеличивающие фоновую здгрузку деshy

тек гирraquo

mdash продольное магнитное иоле деиshyк тора mdash 20 кГс вызынаег необходимость зяшнshy

ты чмнзы oi насыщения рамггнм что зашит лиши от насыщения приводит к диполяятгньиому уменьшению телееншо угла детектора н к повьтиеshyнню его фоновой эагруlaquoи

mdash bull bulloiHMvajoT MiKiHUc искажения магнитноо ноля детектора изменяющиеся в зависимости о| величины поля кпгорьнshyзатруднккgt1 н без roro непростую обshyработку регистрируемых дстокзором событий

Использование финальной кмдрулолыюй фокусируютshyЛ пилы bull АРЛОЭНЫМ магshyитоп|юаолоы в магнитном поле лете к тора 20 кГс для работы нlaquo линейном коллайяеshy]bull ппцрпбно рассмотрено работе Й] Автором провглен1 он г им maims рапшлоАення н pAinepQB устройств bull месте встречи с учетом laquoшчюола предохраняющего магииshyтчшривеш лингы от насыщения и экрана предназначенного лля ИЩИТЫ лезекюра 01 продуктов laquoзаииаигжетмя высоьоэнергнчкых частни с ЛИНЗОЙ к соленоидом Теshyлесный угол теряемый ягтектором представляет гобои два кимgtсл с углями между осью вращения м образукняги 200 и рал

В ланкой работе рассмотрена возможность создания безжелезпой квадруполыювshyфокуенруюикй яжцзы малых рал мерой Иоея создания безжолсshyзшцо с вер к проза леshyшего квалрупоshy1я высказывалась ранraquo (см например (3j) Лампой работой авторы и аraquo кshyрепы привлечь внимание специалистов к ряду технических П|gtсshyнмушltств котоshyрые обещает реализация ДАННОЙ идеи на установках го нlt точными пучками высокой

Параметры фшмальжш линзы Одним из важных параметров системы финальной фокусировки линейного колланshyоера является расстояние финальной феяушрутшей лннзы oi мгчтя нггр[shyчи поshyскольку фоаусвое расстояние этой линзы дално иыть примерно равно

Для дрет bullraquobulllaquo максимального телесного угла детектора и уменьшения ею фоshyновой игрузки величия а 1 должна превышать пропалышп размер лсshyиshyк topa IOKOH 10 ы) В то же аремя лля достижения Максимы 1нсpound ltshyммнмогк упмионкн ir лля хорошей фокуевровкк пучка обладающего конечным чпергетнчегкнм разброгом жlt ллтгльно чтобы длина С была малой [менее метра)

компромисс между gtтимн двумя пригиао|gtечиными i р Гювлниимн привел к нщ что большинство проектов линейных коллайдероп имени bullgtbull I до 1 мпрчн Гаыиshy

159

л МРЛНЧли как отмечено awuilt ялалмо иметь и фоку мне рассютннshy ^ншы F оиррделвмцraquoshy laquoupa^trauni

f = laquo г ( ( Л |

где ampг = JTlaquo bull ы а г ш и ш жегцдечь частакш i shy длина Лннэи Сlt laquov rpajuirni (овод шихт ь негьшьклraquo ирипжмкчижих г(Клpoundюв1ТИ тыиочлмхиах я гым чмеяshy

мниьмтлшио грлямеша shyшиш л^олишнншиоуслошйфбкуснриаьы пучка обладаshyющего эиергстчсгмшра^бисмОм приасьим к шыу ч ш ш ш и л к н ш шаltgt должна 5ы1ь порядка

Таким обрами uapagtiltshyipu финальной л ш ш отравляются рядом условий f ~ F Cr shy= (1 bull 2) И градиент лнши 6 mdash Brt2 shyДля нлдкхтрапнн характеристик лндш pound ТТЙХ условиях укяхец что при энергии члетии ТэВ соотиетгтвумиея магнитной жесткости в г = 3 J shy If kJVshy см аелишша необходимого градиента G финальном линзы составляет очоэа 250 кГсгы

ОоЫЫШГ лхлпкях л к а raquo tnshyы оаемщеин шлютraquo ыидет нлктъ такой грдоигат roibbo если ltbull полная awprvjia примерно раина I мм Гиерхороаадяци лини it сиурАиг AfshyMiHUx элементов и потому Ш1Ш|мshy1 несколько бмлыну саоampаду wshyОорд лгlaquoе[gtтуры Дли такой ликш нргдгльиый гридонт при злалншнг лперМре a огнившш ltИ1решЛlaquoltshyтся допустимой илспюгтип iubJ ииргделяемой свойствами выshyб[)ЛИltго laquoиshyрхиршкиишка н максимальной laquoели чиной магнитного волraquo созланасиот ЭТИМ ЮкОМ В ОбмоТКГ lliHiW

В 144та гшшчиош значения выберем для дальнейших оценок полную amjn ypgt слерхороводяшеЙ лншы равную 1shy3 мы Эта величина не только близка к планируshyемым в большидегие ароекгов лмяеймык ыоялЛдеуов но и учитывает возможную ретстивнуш неустойчивость [4] пучка внутри лннзы

Оценки параметров сверхпроводящей лннзы Основная шкя создания сверхпроводящего финального киадрудоля кратко излоасена в работе 5) Простейшая линз представляет собой 4 расоолоачэдшх сашыетрочно shyотносительно лннжн движения пучка shy круглых стержня длиной около негра по шторми текут токл создающие доле квадруполя (рис 1) Естественraquoraquo что для создания наибольшего градиент О магнитчого поля токонесущие стержни следует располагать на налом расстоянии Д друг от друга гак что Л lt г радиуса стержвяshyВ этом случае G определяется выражением

lt = 0 4 1

где j shy плотность тока текушеп) по стержням выраженная raquo амперах на квадратный сантиметр а градиент О выражен и гауссах на сантиметр При г = 2 ми н а = 2J5 мм 1ркс 1 апертура лннзы 26 состаиляет 16 мы

Как н следовало ожидать bull этвх условиях градиент G мampгнитмиго ноля полноshyстью определяется допустимой плотностью тояа текушш) по стержням Данные приведенные и (С] шшазывают что кабель нэ NbTi диаметром 1 мм при 42 К и напряженности ноля Я Тlaquoла допускает критическим то 5000 А что соответствует крщ H4FitoJj плотное тц ток в око ю 300 кАсн Предполагая коэффициент ^аполменш

160

обигткя ккгдрупояя ржании 07 получат что ожидаемая плотность тока bull егеря нях лкизы составит около 200 Исм Следует отметить что допусппяая плотность ioa для Nb^Sn в 2shy3 раза превышает |7] указанную a m NbTi Таены образом вели^ чипа (bull может 1^ггигать(^оОshyЛ50) кГссы что как указано выше вполне достаточно для финальной фокусяроакч лучков с чяертнгп 1 ТэВ

Обмотка линзы должна состоять тп двух частей shy основной и мgtрргктируюшей потопляющей изменять положгнвтshy ОСИ кяадруполя в просТ)raquoястве Во1иожньи влshypnain схемы выполнения обмотки приведен на рве 2 Очевидно что данная схема позволяет добиться малого воздействия кояикяых участков лкнзы на траекторию сгустков Вводимый ток для питания литы может б л ь сделан достаточно малым Основная it корректирующие обмотки литы приведенные на ранг 2 при конструкshyторской проработке могут быть оптимнярованы

Рассмотрим силы действующие на обмотку Каждый стержень сжат гонвермоshyторными силамraquo тогда как между собой shy лрв указанных выше размерах н чяОв^ ггержнн отталкпваютс друг от друга с линейным усилием около 20 srсм Тяпая ситуация позволяет дояолыю просто решить проблему закрепления обиоток laquoомеshyг п в их в лпе коахеналише трубы Внутренняя труба лиц этой будет практически недогруженной тогда как наружная работает на растяжение Очевидно что сиshyлы действующие на основную обмотку линзы способе гву к и правялмюЛ выставке сshyержией относительно друг upyia силы же создаваемые корректирующими обмотshyьпыи гнразш слабее н их действие легко преодолевается

lt хсиатическн конструкция лннш показана на рис l 1лсь I bull вакуумная камера ускорителя пнут ренняя поверхность которой локрытл тонким слоем саерхпроводнпshyкraquo 2 shy сверхпроводящая обмотка 3 shy наружная труба shy1 shy каналы для охлаждения обкяткп жидким гелием 5 shy вакууивроватшй ш о р ялч тепловой суперяэолятии б наружная стенка тсплонзоляиян ~ shy корректирующие обмотки При радпальshyном размере теплоизоляция около 1 см а указанных выше размерах обмоток диаметр линзы составят (35 shy 1) см

Магнитное поле яа наружной поверхности соседних обмоток лкчзы при указанshyных выше токах ь размерах дпиты составит около 50 кГс так что укшцтяа выше величина критического тока вполне реалистичнаshy

Нами была рассмотрена простейшая схема линзы Обмоткв белее сложных типов приведены в работе [S] Сравнение градиентов амгннтлого поля отдаваемых разshyными типами обмоток показывает что они практически мало отличаются от расshyсмотренной выше Естественно что при реализации рассматриваемого квавруполя это сравнение должно Быть проведено гораздо более тщательно с учетом технология создания и эксплуатационных особенностей обмотки каждого типа

Заключенше Рассмотренная выше сверхпроводящая безжеициаж лпюа может обеспечить градиshyент необходимый для фокусировки пучков с зиергнея 1 ТraquoВ Очевидно что для линейных колландеров ближайшего будущего shy с энергией (2WK1Q0) ГraquoВ Каждом пучке shy реальность создания такой литы не ашываот сомнений Линза такого Тивв позволит увеличить телесный угол детектора н уменьшить его фоновую загрузку

IGI

Литература llj Alexandra VA Mikhailichenko ЛЛ Parkhoindnik VV Sen ЛА Siiillsoe Vl)

liOw Aperture Magnetic Element Measurviiiruls Ircpmi INI 91shy70 Novosibirsk 1991

(2J Taudii Т с pair background and masking Final focus ami lntcialt4ioi Hraquoioi Workshop SLAC March JshyГНШ

|3 Ash WW BshyFactcrv Final _ Fonlaquo Syrtrm Ising Su|HTCOiiducliig Quadru|Mlrlt Prrshyprhit SIACPlBshy51gt7 October 19Й9

ishyjj МнхаГмпченко ЛЛ Парком чу к ВВ Петнshyрсима решетивкад имч TMIUP(X TI одиночного сгустка в ШИРЙИО1 коллапдерс Прешgtшп ИЯФ 91shyой Н^нощГшро 1ВД1

(5| Kushniicnko E Mikhalichonko A Sery A SuucrcondixTiug littal Corns quaduipnU Final Focus and Interaction Region Worbhop SIAC March lb 1Ш

(6j С верх проводя О ни кабели с толяцшshyи Cnicoii параметров lt стоимостей кайshyлен ВНИИКП Москва 111

[7] Справочник по фиш коshyтехническим оспинам криогеним noil ред МИМалкива ^ниргоатомиэдат Москва 1983

[8j [ipexna Г Сверхпроводящие магнитные системы Мир Москва 197G

162

Y

I

1iirl tsoMaiftlwKoc идоСцд^онне новдмчнога сотник ш и ш

Основная обмотка Корректирующие обмотки iKpound Схема намотки основной ir корректирующих обмоток лшиы

X it

Piicl Схематическое изображение поперечного сечення лимэн

Основная обмотка Корректирующие обмотки

н и корректирующих обмоток л

РисJ Поперечное сечение лиюы по ж

Защита детектора от фоновых мюонов на линейных коллайдерах

Кушннренко RA

Филиал Института ядерной фншии Протвино Московская обасп

Аннотация Предложен MiMJi аднипи рм нгтрируюшей системы линейного коллайдеря от мнюshy

ник )raquogtА1ЙЮ|]1ИХГИ при танмшкshyйгтинн выбывающих ю пучка 1лектронов ныshyчкой Jiicpiii с мпltshyр|гя(ом ускоряющей структуры Мюоны мхва тыкаются алнмут^тshy

ным магнитным |raquoцм lancrocTniuuuiokoiKxyuiCH железной трубы начальная часть кигчюй shyiiiijishy1о ни ускоряющую структуру Труба вместеshy с ^ахиачеинмм ishyю мюshy

онамн not shyкshyкенно отводится от вакуумной камеры ускорителя на необходимое для мишгты shyиshyюктчрд расстояние Опенки показывают что такая чашитshyа кполпshy род лпсгичца нр шергки мюонов в несколько сотен ГэН Для расчета кочффнщи и IJ ослабления лотокд мюонов н области лете к тора веиетси моделирование

Введение В начале работ по per shyтрашш Z 0 на SLC выяснилось что неожиданно серьезной помехой для эксперимента является весьма значительная фоновая чагруэка летектор мюонамн Эти мюоны рождалась нрн взаимодействии электронов высокой энергии выбывающих вэ ускоренного ручка с элементами ускоряющее структуры кодпайлсshyрп Очевидна что появление такого мюонного фона следует ОЖИДАТЬ И на будущих линейных коллайдерах причем в силу указанной природы этого фонд борьба с ним усложняется по мере роста энергии коллайдера

Одним из изюмных методов подавления обсуждаемого фона является отклонеshyние мюолое с помощью намагниченного Aeieia Отклонение мюонов ыысокой энерshyгии в намагничении laquoслое upi jKshyстаточко больших значениях магнитной инлукshyшш iMvniur чем отклонение их вгтслстве мичгократного рассеяния 1Грсллагаетгя шитому лshy1Л от подл ьх от лет ч гор л пгпштмовать толстое генную пеленгую rjijoy начальная член voishyjpuH коль с и л ним ускоряющему пучку Игя создания лгнмуshyгалыкш MiiiLiiTiioH нндукшы Н вдоль грубы пропущен икгктрнчоекпй iih IllaquoJi действием ininyiiiiitii li миюпы определен ютзнака будут двигзтьгя ннугрп трубы

167

нс выходя из нос Мюоны другого мака очевидно будут выталкиваться за внешнюю границу трубы Для их захвата следует использовать коаксиальную первой другую толстостенную железную трубу по которой течет ток противоположного направлеshyния Затеи трубы имеете с захваченными имя нюоиамн постепенно отводятся от ускоряемого пучка Значительное угловое н пространствеиное отклонение захваченshyных мюонов и обусловливает защиту лете к тора от мюонного фона

Спектр мюонного фона Рассмотрим спектр июонов рожденных вследствие выбывания электронов нз ускоshyряемого пучка Задача о спектре и ннтенснулостя мюонного фона подробно рассмоshyтрена в работе |1] Спектр фоточов обр дующихся при взаимодействии электронов ltbull материалом ускоряющей структуры хорошо нэвестев (см например 2))

где pound и ti shyэнергия электронов в фотонов соответственно Nshy shyколичество фотонов Спектр А1ЮОНОЭ рожденных монохром этичным и фотонами ииегг вид

гдеЛи и Лл shyэнергия и количество мпьов т м т shy масса электрона н мюона laquoоотshy

нртственло Следовательно спектр мюонов образовачных выбывшими из ускорения глеьтронамн дается формулой

Tat им образом число мюонов Л в энергетическом диапазоне Е lt Еи lt Ег на един выбывший электрон дается формулой

AUpoundgtpound-)=5-IO-S

L|U|- IJ Будем считать чти для зашиты детекторraquo не слишком сложно создать десятиметроshyвую бетонную стену Тогда естественно выбрать энергию обрезания спсьтра Е mdash 35 shygt]i Для иллюстрации спектра рождающихся мюонов приведена Таблица 1 Параметр

Nr(Eraquo gt amp) определяет отношение числа МЮОИОБ С энергией Еи gt Б к числу мюонов с poundbdquo gt Fnt

при эаланной энергии Ег (ГэВ) выбывающих из пучка электронов

Таблица 1 ЩЕ 01 02 01 1 2 shy5 33 5 1 6shyдо 91 74 57 34 20 10 11 05 0 1U00 77 63 48 29 Л 14 09 04 0

Нилю что с уменьшением энергии количество мюонов в спектре существенно Buiрастает

168

Оценка необходимых параметров системы зашиты На рас 1 изображены д м пряные коаксиальные толстостенные железные трубы со который текут противоположно направленные тоня создающие даже при малых долях Hv в железе большую магнитную яндуыию pound^ за счет высоких значений магнитно проницаемости ц железа

Ряс t Схема зашиты от фоновых ыюоаов Рассмотрим для простоты задачу raquo предположении об отсутствии многократного

рассеяния мюоыов Очевидно ч ю стрелка прогиба Л траектории ыюонов влетающих под углом в к образующей внутренней поверхности трубы (рис1) и попадающих в режем захвата должна Быть меньше толщины (Д| shy г) ее стеякн Мюон противопоshyложного знакraquo именодий тот же начальный угол влета сначала увеличит этот угол (рнс 1) до 1 при лвяжетш по материалу внутренней трубы и лишь затем попадет в режим захвата Очевидно что толщина (RshyRt) стенкн наружной трубы должна превосходить внутреннююshy

Следует ожидать что практически все мюоны будут оставаться raquo режиме захваshyта если изогнуть эти трубы так чтобы их осевая линия стала дугой окружности радиуса pbdquott

f W 3B t f

где рtradeе [ГзВ) shy максимальный импульс ыюона очевидно что для оценок можно считать рtrade ес = Е^ максимальной энергии электрона в коллайдере В кГс] shyмагнитная индукция в материале трубы ртат [ы] shy радиус кривизны траектории мюона

Длина трб определяется величиной необхаокмаго отклонения О мюоков от деshyтектора

Одной из важнейших величин определяющих толшнну стенок труб является наshyчальный угол 0 влета мюона в систему Положим для простоты оценок что этот угол лежит в плоскости определяемой осью ьоллайдера к точкой влета мюона в стенку трубы Характерный угол в родивикshyгося мюона определяется известным соотношением

в-Е

Введем для удобства коэффициент запаса п я будем счжтать что

При плотности текущего вдоль трубы тока j ~ 10 Асыэ к внутреннем радиусе трубы г лshy 3 см на расстотнн 4 см оз ltхя трубы возникает поле Уbdquo mdash 10 Э Такого пол вполне достаточно чтобы в железе возникла ннцукцня Д ~ 10 вГс практически постоянная по всей толщине стенки трубы Толщина стели А необходимая для захвата михша с импульсом рbdquoс с и углом входа Э определяется выражением

ГДР р shy радиус кривизны траектории мюона с импульсом pbdquoc в поле Д При н = 3 те при троекратном запасе по характерному углу вылета мкхжа с импульсов рbdquo ~shy 35 ГэВ толшинл стенки А составит около 6 см Для создания во внешней трубе индукции 8f протишэположнего знаке пометим межну внутренней и внешней железными трубами медную оболочку с толщиной степка 1 мм Прн платности тока j ft оболочке 7 A J M 3 (обычной для закрытых трансформаторных обмоток) В начальshyнон части стенки внешней трубы будет создана постоянная пндукиня tff ~~ 10 кГс Оценки показывают что за счет увеличения угла входа чюона во внешнюю трубу тоншпна t4shy C1CHKH Л должна превышать ft примерно в 2 раза

I читая площадь поперечного сечения вакуумноГ трубы ускорителя малой по сравshy

нению с сечением железа оцепим вес Р метра длины такой системы и рассеиваемую нл меshy|gtл ее длины электрическую мощность Иshy

Г = | H i + e )V

где (i размер икличадщик радиус вакуумной трубы ускорлгеля толщину изоляshyции iishyxnonof нчеслие эаэорь (а raquoshy 3 см) d и $ shy плотность и проводимость железной трубы соответственно

Прн л = Л и приведенных выше размерах ft и Д вес Р составляет около 1 тм рассеиваемая мощность 250 Втм Следует подчеркнуть что эти величины весьма резко убывают с уменьшением и ~ п) и с ростом В(~ В~2) так что при п = 2 И Вгshy = 15 кГс значения P i i W уменьшатся почти па порядок

Длина мюошюй защиты линейного ускорителя с энергией 300 ГэВ для отклонения мюонов на 5 м от его оси составит около 100 м

Оценки показывают что многократное рассеяние не слишком сильно влияет на процессы транспортировки захваченных мюонов лаже если энергия их близка к ЕshyСмещение мкюна с энергией 35 ГэВ нлллинс 1 м за счет мпотократнала рассеяния u 2J) раза меньше чем смещение его в поле В^ ~ 10 кГс Принимая во внимание Большой коэффициент запаса (raquo = 3) по толщине стенки трубы и оэможность имет1gt железо с шшукипей насыщения более 15 кГс можно ожидать что многократное рясshyсеяние не существенно повлияет на движение мюонсв низкой энергии в железной ipy6e Траектория мюонов большой энергии процессами многократного рассеяния возмущается сушестпенно меньше что даст возможность использовать намагниченshyное железо для определения импульса мюокон

170

Обсуждение результатов и замечания Отметим прока всего что длина иа которой ускоряемый пучок пролазит внутри системы защити от мюонов прн энергии ускоренных электронов 300 ГэВ составляет окоshyw 25 м Величина действующего на пучок магнитного пак mdash десятки гаусс причем это поле меняет знак прн переходе пучка т внутренней части защиты во внешнюю гак что в целом влияние системы отьода мюонов иа ускоренныг электроны достаточно мало

Зашита должна быть расположена эблюк места встречи причем перед системой защиты должны Сыть размещены диафрагмы необходимые для эффективного узденьshyшения гало ускоренного пучка Для улучшении коэффициента подоил сна я мюонного фона вануумнал камера ускорителя нахсщящаяся внутри начальной части зашиты должна иметь возможно меньший радиус Аналогичного эффекта можно добиться удлинив часть защиты коаксиальную оси ускорителя эта часть в принципе не влияя на ускоряемые частицы [И = 0) bdquoshyушествевяо облегчает захват мюонов

В области выхода вакуумного канала ускорителя из системы зашиты возможshyна утечка мюоно связанная с нарушением геометрии ведущего магнитного поля Уменьшить утечку можно увеличив радиус начальной части зашиты Для боле сильного подавления утечки возможно размещение второй такой же системы защиshyты лежащей в гон же плоскости что и первая ко отводящая мюоны от оси пучкraquo в противоположную сторону Это даст возможность захватить а отвести мюоны выбывшие из режима захвата в первой системе Чтобы детально рассмотреть проshyцессы происходящие прн транспортировке мюонов и чтобы рассчитать коэффициент подавления фона ведется моделирование

Рассматриваемый метод подавления мюонного фона может быть применен для коллавдеров с энергией каждого пучка несколько ТэВ несмотря на то что критиshyческая энергия мюонов в железе 300 ГэВ Фотон излученный мюоиом образует электромагнитный каскад который быстро затухнет в материале зашиты или в беshyтонных блоках стоящих перед детектором

Литература | 1 | АИАхиезер БВБерестецкий Квантовая электродинамика shyНаука Москва

1969г

[2) AMЗайцев Труды I Всесоюзного рабочего совещания Физика на ВЛЭПГГ 4shyв июня 1991г тП стр165 Протвино

171

ТРМИ ВТОРОГО РАБОЧЕГО СОВШЦНИЯ

тавит от

2 shy 4 шюя 1992 гожа

Протвино FOOCIH

Подпясано к печаы 280892 г Зазав К 52I2 Печать офсеэдая Бумага для нвояятадьяых апдарагоя bullopgai 60Й416 Услraquotraderaquo shy 1075 1чshyraquoг1яshy8 $ 75 8ахазнов Тираж 180 ти Цена догоюрвая

Отпочвюао в НИИraquo МП II9899 Юмиа ГСП

У Т О Р О Е Р А Б О Ч Е Е С О В Е Щ А Н И Е


томи

raquo

it

2 mdash 4 и ю н я 1992 г о д а

П р о т в и н о Р о с с и я

М О С К В А 1992





















1 ee mdash WHY ZZ


2 ieshy Wv

^bdquo=laquo ^ 1

5 bullbull) ~ И1Г

^ ^ ( l deg ^1







p( = ^ = J + ( - - )

A = - С - П

a = 1137



|(( + i)-bdquo--ilt + )





Л Г dn (10)




Aow



О 00 0 20 04П 060 0 ВО I ОО


190 20C-

Owl (Sot-)

к- го



Э лgt 6Э 9g


SO fO 50



V OOWI i


gt

Чч






bull K





Figure II

19


Fig-ire 12

Figure 13






r










~ + onj ( Ш




Report 4~-4S )7 A




















24






01 amp = I 0 3 (3)











bullid

(4)

(5)
























bullЯ








-21

shy = = ТГ^






















SJsfishy (Дй=7Г









Ф(С) (4-Пю)1





1 | Put Ю




ле




















10 НЛ1 Меренков Яу 50 (1963) 1750


35

a Щ PC

PWl

7 tii


IshyHEOEshy

Рис2



ritiilji г Г -

Риг 8



Аннотация









37












где




У












ров р Й1



~12

41




СЮ)






12

МШЛ1






43









Ui

^ en)




(15)







(17)




^ ( Д ) ltД ^ 1 (1Ь)





ОС$С l ~ f L












вО 150 Рис 2

да еdeg

I А Ю 3


Рис3








51










Talihshy 1shy

q~lv гол г lion



0009

0015


л shyshyWO QKKI

UOlt










bulli(







l=ifcwtgt (7)


г7 = гт(( +

| (8










34



10


(Ml)

ltr=ltrg(l + )




















dfl (raquo9)


COMPOSITENESS





^ = ( r + ^ V W + VArfff)













pfA) + p shy r V ( Z ] + A (24)


^(raquo) = A




57





a t t = l shy 4 shy ^ (27)



I SSC IHC






53


Bonn Sept 1УУ0shy















Figure captions






59





т г=2м= 60

MH=-tOO

016 ^АщОЦй

bull^pound0 oo8

0


^ 1

et- J6X

YES

Filaquo 2

4-J c-

e

_ f ЛО

F s 3

fay

Л0

shy 6 +

lt4

F-iC 4

FiG 5 f id 6 F iS 7



















64











65













н и ш ПК)






АННОТАЦИЯ


1ВВЕДЕНИЕ




а










dw e





dtdw

формулой





-У VX



я т-тг-^ 2




dtdw n cv



COt laquot












t


wshy Г




d td i i i t 2wt




72 УЬ







1 -yvx





d W t r 4eZ4uZt

dtdw Зл


73

dw r ~ s i n ^ j t (i ) d ^ j

Utdw n l wt


d i v t r









10 SO iCO 150 o j t







1


1




lD


T7








1



02 oi 06 aa




3 1 0







shy 2ltre


Aoshy nhcle2ffc



as

cm2


80





z o

~ fI


4C



a

mdash bull тг

(1+г


1







^^i P c 2 X e

AS 1 I

^ ^ a b с

b с d

- 1 - 1 - 1

С

+1 0

- 1 1

bull JJJ X deg 5



с




3

7



3710 beans)








1 1


84




A J

V Hz cm Authors


Hdph qlass


Ndph qlass











11









11









ЛГ(101


bull laquo ( gt

NLC DESYTHD VLEPP

15 2 20

01 05 075

12 B5 0shy1

o7 20 11

27 42 095

e

07 9 1

035 10 067


2






1 0

) и (mm) f(kHz) L

7Tlt1 0


15 2 20

01 05 075

12 as 01

09 10 1

03 95 14







NLC 1 5 0 1 1 2 04S 14 0 7 8 0

DESYTHD 2 0 5 8 5 12 9 0 5 4 0

VLEPP 2 0 075 0 1 2 0 2 5 1 3 3 0 0




Я9



shyE2 [TeV] craz


3

shyEa

(TeV] сю^в shy 1




cm2

s1 (Table




90




M

cm~2





19



91




i eJust above



6


1

82 yy shycoJlisions



E3




J bull



sll



























усилнтеля


1 Введение



г










98



























Гг2


(ltltJ2

ra


z

Jl^ycl

)




a

где jf = аг



~ 272


102





lt(Aigt)2













02




101







ЮГ)






( lt[4V |

irJa gt Z

lt ( A

W2 gt 1 2 ) 0 Ф










107















109


















2 3 logC^Ao)

10

pound 0 5


60E-3 BOE-3

500

20 30

Length m

100

075

О ы

000

го = 05 mm

rro

600 т

о 300

150


- 4 СГ



1






1
























119











120













121



















6









121




















126




^ ( -118 cm (0 Mrad)

Ц с т )

Fig2



(au) 150 - Г Щ

100

50-





00 О 20 40 60




но ЭОПа



апилopti










Wr


( V _|_















J 35








136








137













ias











laquoJ

laquo








ВВЕДЕНИЕ




















l
























1

1


1






=


ш











144









МЯ


















lshyl(i














Ы7



















US

ullUlllilUJ



l ^H- 3raquo A


ADC -honnals

ADC cnonnei



A ^ A A bdquo

h -- -bull

Г

bull

Г

mdash Г

6 2

Г

mdash o

m m

r

mdash 6 2

RMS

mdash f mdash f

уmdash


1 -

bull


bdquo о

г т т

с bullо x n1

bias vcltaqe (V)


h 1

rf^N V J

V

ADC channels



40 Sp ЫЗ 7J) BO 9

raquo =

f


deg degl ч 4 deg J

deg ^ ^ deg а ^

Q 4 з ei 0 1 fl 3 d

лт гг|~

i J чЛ-

--+-lemperoturn fCJ

л


T^nl 2 r__ _

1 J 1 j


lamperoturn (c)


_ _ _ mdash О bull

_ _ _ mdash О bull

^ Ч _ _ _ mdash

^ 1 ^ 0 1 о i raquo i Э 7 С 9 О 1 0 l i

temperature (С)

RM5 of rgtarse J


U-M4-4J S1


Л r

^r

^ 4 a

~ F

bull ^ 3

i A iigt Ia



1 raquo r

deg4 a _ A

Zras~ л

л -



Л

- Л -

1 t

^











15Ь





тек гирraquo









159









lt = 0 4 1



160








IGI










162

Y

I



X it














167













168





f W 3B t f




в-Е






Г = | H i + e )V





170






1969г


171


тавит от

























1 ee mdash WHY ZZ


2 ieshy Wv

^bdquo=laquo ^ 1

5 bullbull) ~ И1Г

^ ^ ( l deg ^1







p( = ^ = J + ( - - )

A = - С - П

a = 1137



|(( + i)-bdquo--ilt + )





Л Г dn (10)




Aow



О 00 0 20 04П 060 0 ВО I ОО


190 20C-

Owl (Sot-)

к- го



Э лgt 6Э 9g


SO fO 50



V OOWI i


gt

Чч






bull K





Figure II

19


Fig-ire 12

Figure 13






r










~ + onj ( Ш




Report 4~-4S )7 A




















24






01 amp = I 0 3 (3)











bullid

(4)

(5)
























bullЯ








-21

shy = = ТГ^






















SJsfishy (Дй=7Г









Ф(С) (4-Пю)1





1 | Put Ю




ле




















10 НЛ1 Меренков Яу 50 (1963) 1750


35

a Щ PC

PWl

7 tii


IshyHEOEshy

Рис2



ritiilji г Г -

Риг 8



Аннотация









37












где




У












ров р Й1



~12

41




СЮ)






12

МШЛ1






43









Ui

^ en)




(15)







(17)




^ ( Д ) ltД ^ 1 (1Ь)





ОС$С l ~ f L












вО 150 Рис 2

да еdeg

I А Ю 3


Рис3








51










Talihshy 1shy

q~lv гол г lion



0009

0015


л shyshyWO QKKI

UOlt










bulli(







l=ifcwtgt (7)


г7 = гт(( +

| (8










34



10


(Ml)

ltr=ltrg(l + )




















dfl (raquo9)


COMPOSITENESS





^ = ( r + ^ V W + VArfff)













pfA) + p shy r V ( Z ] + A (24)


^(raquo) = A




57





a t t = l shy 4 shy ^ (27)



I SSC IHC






53


Bonn Sept 1УУ0shy















Figure captions






59





т г=2м= 60

MH=-tOO

016 ^АщОЦй

bull^pound0 oo8

0


^ 1

et- J6X

YES

Filaquo 2

4-J c-

e

_ f ЛО

F s 3

fay

Л0

shy 6 +

lt4

F-iC 4

FiG 5 f id 6 F iS 7



















64











65













н и ш ПК)






АННОТАЦИЯ


1ВВЕДЕНИЕ




а










dw e





dtdw

формулой





-У VX



я т-тг-^ 2




dtdw n cv



COt laquot












t


wshy Г




d td i i i t 2wt




72 УЬ







1 -yvx





d W t r 4eZ4uZt

dtdw Зл


73

dw r ~ s i n ^ j t (i ) d ^ j

Utdw n l wt


d i v t r









10 SO iCO 150 o j t







1


1




lD


T7








1



02 oi 06 aa




3 1 0







shy 2ltre


Aoshy nhcle2ffc



as

cm2


80





z o

~ fI


4C



a

mdash bull тг

(1+г


1







^^i P c 2 X e

AS 1 I

^ ^ a b с

b с d

- 1 - 1 - 1

С

+1 0

- 1 1

bull JJJ X deg 5



с




3

7



3710 beans)








1 1


84




A J

V Hz cm Authors


Hdph qlass


Ndph qlass











11









11









ЛГ(101


bull laquo ( gt

NLC DESYTHD VLEPP

15 2 20

01 05 075

12 B5 0shy1

o7 20 11

27 42 095

e

07 9 1

035 10 067


2






1 0

) и (mm) f(kHz) L

7Tlt1 0


15 2 20

01 05 075

12 as 01

09 10 1

03 95 14







NLC 1 5 0 1 1 2 04S 14 0 7 8 0

DESYTHD 2 0 5 8 5 12 9 0 5 4 0

VLEPP 2 0 075 0 1 2 0 2 5 1 3 3 0 0




Я9



shyE2 [TeV] craz


3

shyEa

(TeV] сю^в shy 1




cm2

s1 (Table




90




M

cm~2





19



91




i eJust above



6


1

82 yy shycoJlisions



E3




J bull



sll



























усилнтеля


1 Введение



г










98



























Гг2


(ltltJ2

ra


z

Jl^ycl

)




a

где jf = аг



~ 272


102





lt(Aigt)2













02




101







ЮГ)






( lt[4V |

irJa gt Z

lt ( A

W2 gt 1 2 ) 0 Ф










107















109


















2 3 logC^Ao)

10

pound 0 5


60E-3 BOE-3

500

20 30

Length m

100

075

О ы

000

го = 05 mm

rro

600 т

о 300

150


- 4 СГ



1






1
























119











120













121



















6









121




















126




^ ( -118 cm (0 Mrad)

Ц с т )

Fig2



(au) 150 - Г Щ

100

50-





00 О 20 40 60




но ЭОПа



апилopti










Wr


( V _|_















J 35








136








137













ias











laquoJ

laquo








ВВЕДЕНИЕ




















l
























1

1


1






=


ш











144









МЯ


















lshyl(i














Ы7



















US

ullUlllilUJ



l ^H- 3raquo A


ADC -honnals

ADC cnonnei



A ^ A A bdquo

h -- -bull

Г

bull

Г

mdash Г

6 2

Г

mdash o

m m

r

mdash 6 2

RMS

mdash f mdash f

уmdash


1 -

bull


bdquo о

г т т

с bullо x n1

bias vcltaqe (V)


h 1

rf^N V J

V

ADC channels



40 Sp ЫЗ 7J) BO 9

raquo =

f


deg degl ч 4 deg J

deg ^ ^ deg а ^

Q 4 з ei 0 1 fl 3 d

лт гг|~

i J чЛ-

--+-lemperoturn fCJ

л


T^nl 2 r__ _

1 J 1 j


lamperoturn (c)


_ _ _ mdash О bull

_ _ _ mdash О bull

^ Ч _ _ _ mdash

^ 1 ^ 0 1 о i raquo i Э 7 С 9 О 1 0 l i

temperature (С)

RM5 of rgtarse J


U-M4-4J S1


Л r

^r

^ 4 a

~ F

bull ^ 3

i A iigt Ia



1 raquo r

deg4 a _ A

Zras~ л

л -



Л

- Л -

1 t

^











15Ь





тек гирraquo









159









lt = 0 4 1



160








IGI










162

Y

I



X it














167













168





f W 3B t f




в-Е






Г = | H i + e )V





170






1969г


171


тавит от





5 bullbull) ~ И1Г

^ ^ ( l deg ^1







p( = ^ = J + ( - - )

A = - С - П

a = 1137



|(( + i)-bdquo--ilt + )





Л Г dn (10)




Aow



О 00 0 20 04П 060 0 ВО I ОО


190 20C-

Owl (Sot-)

к- го



Э лgt 6Э 9g


SO fO 50



V OOWI i


gt

Чч






bull K





Figure II

19


Fig-ire 12

Figure 13






r










~ + onj ( Ш




Report 4~-4S )7 A




















24






01 amp = I 0 3 (3)











bullid

(4)

(5)
























bullЯ








-21

shy = = ТГ^






















SJsfishy (Дй=7Г









Ф(С) (4-Пю)1





1 | Put Ю




ле




















10 НЛ1 Меренков Яу 50 (1963) 1750


35

a Щ PC

PWl

7 tii


IshyHEOEshy

Рис2



ritiilji г Г -

Риг 8



Аннотация









37












где




У












ров р Й1



~12

41




СЮ)






12

МШЛ1






43









Ui

^ en)




(15)







(17)




^ ( Д ) ltД ^ 1 (1Ь)





ОС$С l ~ f L












вО 150 Рис 2

да еdeg

I А Ю 3


Рис3








51










Talihshy 1shy

q~lv гол г lion



0009

0015


л shyshyWO QKKI

UOlt










bulli(







l=ifcwtgt (7)


г7 = гт(( +

| (8










34



10


(Ml)

ltr=ltrg(l + )




















dfl (raquo9)


COMPOSITENESS





^ = ( r + ^ V W + VArfff)













pfA) + p shy r V ( Z ] + A (24)


^(raquo) = A




57





a t t = l shy 4 shy ^ (27)



I SSC IHC






53


Bonn Sept 1УУ0shy















Figure captions






59





т г=2м= 60

MH=-tOO

016 ^АщОЦй

bull^pound0 oo8

0


^ 1

et- J6X

YES

Filaquo 2

4-J c-

e

_ f ЛО

F s 3

fay

Л0

shy 6 +

lt4

F-iC 4

FiG 5 f id 6 F iS 7



















64











65













н и ш ПК)






АННОТАЦИЯ


1ВВЕДЕНИЕ




а










dw e





dtdw

формулой





-У VX



я т-тг-^ 2




dtdw n cv



COt laquot












t


wshy Г




d td i i i t 2wt




72 УЬ







1 -yvx





d W t r 4eZ4uZt

dtdw Зл


73

dw r ~ s i n ^ j t (i ) d ^ j

Utdw n l wt


d i v t r









10 SO iCO 150 o j t







1


1




lD


T7








1



02 oi 06 aa




3 1 0







shy 2ltre


Aoshy nhcle2ffc



as

cm2


80





z o

~ fI


4C



a

mdash bull тг

(1+г


1







^^i P c 2 X e

AS 1 I

^ ^ a b с

b с d

- 1 - 1 - 1

С

+1 0

- 1 1

bull JJJ X deg 5



с




3

7



3710 beans)








1 1


84




A J

V Hz cm Authors


Hdph qlass


Ndph qlass











11









11









ЛГ(101


bull laquo ( gt

NLC DESYTHD VLEPP

15 2 20

01 05 075

12 B5 0shy1

o7 20 11

27 42 095

e

07 9 1

035 10 067


2






1 0

) и (mm) f(kHz) L

7Tlt1 0


15 2 20

01 05 075

12 as 01

09 10 1

03 95 14







NLC 1 5 0 1 1 2 04S 14 0 7 8 0

DESYTHD 2 0 5 8 5 12 9 0 5 4 0

VLEPP 2 0 075 0 1 2 0 2 5 1 3 3 0 0




Я9



shyE2 [TeV] craz


3

shyEa

(TeV] сю^в shy 1




cm2

s1 (Table




90




M

cm~2





19



91




i eJust above



6


1

82 yy shycoJlisions



E3




J bull



sll



























усилнтеля


1 Введение



г










98



























Гг2


(ltltJ2

ra


z

Jl^ycl

)




a

где jf = аг



~ 272


102





lt(Aigt)2













02




101







ЮГ)






( lt[4V |

irJa gt Z

lt ( A

W2 gt 1 2 ) 0 Ф










107















109


















2 3 logC^Ao)

10

pound 0 5


60E-3 BOE-3

500

20 30

Length m

100

075

О ы

000

го = 05 mm

rro

600 т

о 300

150


- 4 СГ



1






1
























119











120













121



















6









121




















126




^ ( -118 cm (0 Mrad)

Ц с т )

Fig2



(au) 150 - Г Щ

100

50-





00 О 20 40 60




но ЭОПа



апилopti










Wr


( V _|_















J 35








136








137













ias











laquoJ

laquo








ВВЕДЕНИЕ




















l
























1

1


1






=


ш











144









МЯ


















lshyl(i














Ы7



















US

ullUlllilUJ



l ^H- 3raquo A


ADC -honnals

ADC cnonnei



A ^ A A bdquo

h -- -bull

Г

bull

Г

mdash Г

6 2

Г

mdash o

m m

r

mdash 6 2

RMS

mdash f mdash f

уmdash


1 -

bull


bdquo о

г т т

с bullо x n1

bias vcltaqe (V)


h 1

rf^N V J

V

ADC channels



40 Sp ЫЗ 7J) BO 9

raquo =

f


deg degl ч 4 deg J

deg ^ ^ deg а ^

Q 4 з ei 0 1 fl 3 d

лт гг|~

i J чЛ-

--+-lemperoturn fCJ

л


T^nl 2 r__ _

1 J 1 j


lamperoturn (c)


_ _ _ mdash О bull

_ _ _ mdash О bull

^ Ч _ _ _ mdash

^ 1 ^ 0 1 о i raquo i Э 7 С 9 О 1 0 l i

temperature (С)

RM5 of rgtarse J


U-M4-4J S1


Л r

^r

^ 4 a

~ F

bull ^ 3

i A iigt Ia



1 raquo r

deg4 a _ A

Zras~ л

л -



Л

- Л -

1 t

^











15Ь





тек гирraquo









159









lt = 0 4 1



160








IGI










162

Y

I



X it














167













168





f W 3B t f




в-Е






Г = | H i + e )V





170






1969г


171


тавит от









Л Г dn (10)




Aow



О 00 0 20 04П 060 0 ВО I ОО


190 20C-

Owl (Sot-)

к- го



Э лgt 6Э 9g


SO fO 50



V OOWI i


gt

Чч






bull K





Figure II

19


Fig-ire 12

Figure 13






r










~ + onj ( Ш




Report 4~-4S )7 A




















24






01 amp = I 0 3 (3)











bullid

(4)

(5)
























bullЯ








-21

shy = = ТГ^






















SJsfishy (Дй=7Г









Ф(С) (4-Пю)1





1 | Put Ю




ле




















10 НЛ1 Меренков Яу 50 (1963) 1750


35

a Щ PC

PWl

7 tii


IshyHEOEshy

Рис2



ritiilji г Г -

Риг 8



Аннотация









37












где




У












ров р Й1



~12

41




СЮ)






12

МШЛ1






43









Ui

^ en)




(15)







(17)




^ ( Д ) ltД ^ 1 (1Ь)





ОС$С l ~ f L












вО 150 Рис 2

да еdeg

I А Ю 3


Рис3








51










Talihshy 1shy

q~lv гол г lion



0009

0015


л shyshyWO QKKI

UOlt










bulli(







l=ifcwtgt (7)


г7 = гт(( +

| (8










34



10


(Ml)

ltr=ltrg(l + )




















dfl (raquo9)


COMPOSITENESS





^ = ( r + ^ V W + VArfff)













pfA) + p shy r V ( Z ] + A (24)


^(raquo) = A




57





a t t = l shy 4 shy ^ (27)



I SSC IHC






53


Bonn Sept 1УУ0shy















Figure captions






59





т г=2м= 60

MH=-tOO

016 ^АщОЦй

bull^pound0 oo8

0


^ 1

et- J6X

YES

Filaquo 2

4-J c-

e

_ f ЛО

F s 3

fay

Л0

shy 6 +

lt4

F-iC 4

FiG 5 f id 6 F iS 7



















64











65













н и ш ПК)






АННОТАЦИЯ


1ВВЕДЕНИЕ




а










dw e





dtdw

формулой





-У VX



я т-тг-^ 2




dtdw n cv



COt laquot












t


wshy Г




d td i i i t 2wt




72 УЬ







1 -yvx





d W t r 4eZ4uZt

dtdw Зл


73

dw r ~ s i n ^ j t (i ) d ^ j

Utdw n l wt


d i v t r









10 SO iCO 150 o j t







1


1




lD


T7








1



02 oi 06 aa




3 1 0







shy 2ltre


Aoshy nhcle2ffc



as

cm2


80





z o

~ fI


4C



a

mdash bull тг

(1+г


1







^^i P c 2 X e

AS 1 I

^ ^ a b с

b с d

- 1 - 1 - 1

С

+1 0

- 1 1

bull JJJ X deg 5



с




3

7



3710 beans)








1 1


84




A J

V Hz cm Authors


Hdph qlass


Ndph qlass











11









11









ЛГ(101


bull laquo ( gt

NLC DESYTHD VLEPP

15 2 20

01 05 075

12 B5 0shy1

o7 20 11

27 42 095

e

07 9 1

035 10 067


2






1 0

) и (mm) f(kHz) L

7Tlt1 0


15 2 20

01 05 075

12 as 01

09 10 1

03 95 14







NLC 1 5 0 1 1 2 04S 14 0 7 8 0

DESYTHD 2 0 5 8 5 12 9 0 5 4 0

VLEPP 2 0 075 0 1 2 0 2 5 1 3 3 0 0




Я9



shyE2 [TeV] craz


3

shyEa

(TeV] сю^в shy 1




cm2

s1 (Table




90




M

cm~2





19



91




i eJust above



6


1

82 yy shycoJlisions



E3




J bull



sll



























усилнтеля


1 Введение



г










98



























Гг2


(ltltJ2

ra


z

Jl^ycl

)




a

где jf = аг



~ 272


102





lt(Aigt)2













02




101







ЮГ)






( lt[4V |

irJa gt Z

lt ( A

W2 gt 1 2 ) 0 Ф










107















109


















2 3 logC^Ao)

10

pound 0 5


60E-3 BOE-3

500

20 30

Length m

100

075

О ы

000

го = 05 mm

rro

600 т

о 300

150


- 4 СГ



1






1
























119











120













121



















6









121




















126




^ ( -118 cm (0 Mrad)

Ц с т )

Fig2



(au) 150 - Г Щ

100

50-





00 О 20 40 60




но ЭОПа



апилopti










Wr


( V _|_















J 35








136








137













ias











laquoJ

laquo








ВВЕДЕНИЕ




















l
























1

1


1






=


ш











144









МЯ


















lshyl(i














Ы7



















US

ullUlllilUJ



l ^H- 3raquo A


ADC -honnals

ADC cnonnei



A ^ A A bdquo

h -- -bull

Г

bull

Г

mdash Г

6 2

Г

mdash o

m m

r

mdash 6 2

RMS

mdash f mdash f

уmdash


1 -

bull


bdquo о

г т т

с bullо x n1

bias vcltaqe (V)


h 1

rf^N V J

V

ADC channels



40 Sp ЫЗ 7J) BO 9

raquo =

f


deg degl ч 4 deg J

deg ^ ^ deg а ^

Q 4 з ei 0 1 fl 3 d

лт гг|~

i J чЛ-

--+-lemperoturn fCJ

л


T^nl 2 r__ _

1 J 1 j


lamperoturn (c)


_ _ _ mdash О bull

_ _ _ mdash О bull

^ Ч _ _ _ mdash

^ 1 ^ 0 1 о i raquo i Э 7 С 9 О 1 0 l i

temperature (С)

RM5 of rgtarse J


U-M4-4J S1


Л r

^r

^ 4 a

~ F

bull ^ 3

i A iigt Ia



1 raquo r

deg4 a _ A

Zras~ л

л -



Л

- Л -

1 t

^











15Ь





тек гирraquo









159









lt = 0 4 1



160








IGI










162

Y

I



X it














167













168





f W 3B t f




в-Е






Г = | H i + e )V





170






1969г


171


тавит от





ФИЗИКА НА ВЛЭПП

Documents