ЯДЕРНАЯ ФИЗИКА, 2023, том 86, № 5, с. 605-617
ЭЛЕМЕНТАРНЫЕ ЧАСТИЦЫ И ПОЛЯ
ДЕТЕКТОР НАСТРОЙКИ СВЕДЕНИЯ ПУЧКОВ И ОПРЕДЕЛЕНИЯ
СВЕТИМОСТИ В ТОЧКЕ ВЗАИМОДЕЙСТВИЯ НА MPD NICA
© 2023 г. С. П. Авдеев1),2), С. Г. Бузин1), М. Г. Буряков1),
В. М. Головатюк1), А. И. Малахов1),2), Г. Д. Мильнов1),2),
А. Б. Курепин3), А. Г. Литвиненко1),2)*, Е. И. Литвиненко1)
Поступила в редакцию 09.03.2023 г.; после доработки 06.04.2023 г.; принята к публикации 10.04.2023 г.
Обсуждается детектор для настройки сведения пучков в точке взаимодействия установки MPD
(Multi-Purpose Detector) на коллайдере NICA (Nuclotron-based Ion Collider fAсility). Проведено
моделирование работы детектора для Au + Au-столкновений при
√SNN = 11 ГэВ. Рассчитана
эффективность регистрации Minimum Bias событий. Показано, что фоновые события от рассеяния на
остаточном газе дают пренебрежимо малый вклад в отсчеты детектора. Обсуждается использование
детектора для настройки сведения пучков. Рассмотрена процедура калибровки для получения с
помощью данного детектора абсолютной светимости в зоне взаимодействия MPD.
DOI: 10.31857/S0044002723050057, EDN: IDHONG
1. ВВЕДЕНИЕ
ионов (без специального отбора “minimum bias”
событий) в зоне взаимодействия MPD. Среднее
Начнем с соглашения, общепринятого в рус-
число взаимодействий в единицу времени (R) для
скоязычном изложении, согласно которому сгустки
реакции с известным сечением σ определяется аб-
частиц в пучках коллайдера называются банча-
солютной светимостью (L) [3]:
ми (от английского bunch — сгусток). Для форми-
рования необходимого для режима столкновений
R = Lσ.
(1)
продольного размера сгустков происходит пере-
хват пучка ВЧ-системой коллайдера со сменой
Средняя скорость отсчетов детектора (RD) отли-
кратности. При этом часть частиц, сгруппирован-
чается от вычисленной по (1) из-за ряда факторов.
ных на 22-ой кратности сгустков, переходит во
Например:
вновь образовавшиеся сепаратрисы на 66-ой крат-
ности. Это приводит к появлению так называе-
• из-за конечной эффективности детектора
мых сателлитных сгустков. Сгустки частиц, по два
εD < 1 (которая точно не известна);
сгустка между основными банчами, с интенсивно-
стью на порядок меньше интенсивности основных
• из-за эффекта наложения (pile-up) событий.
банчей будем называть сателлитами.
Остановимся на мотивации, определяющей вы-
бор схемы измерений. Детектор предлагается ис-
Существует еще ряд факторов, которые влияют на
пользовать для оптимизации сведения пучков и
связь скорости счета детектора и сечения реги-
контроля светимости в точке взаимодействия MPD
стрируемой реакции, при разных режимах работы
на коллайдере NICA [1, 2]. Он ориентирован на
коллайдера. Запишем скорость отсчета в виде
столкновения пучков тяжелых ионов. Все оцен-
RD
Lσ.
(2)
ки и моделирование проведены для Au + Au-
столкновений при
√SNN = 11 ГэВ. Будем назы-
вать его “детектор светимости”. Детектор будет
Коэффициент
L не совпадает со светимостью
регистрировать среднее число рассеяний тяжелых
как из-за несовершенства детектора (эффектив-
ность, мертвое время и т.п.), так и из-за условий
1)Объединенный институт ядерных исследований, Дубна,
Россия.
измерения. Связь коэффициента пропорциональ-
2)Государственный университет “Дубна”, Дубна, Россия.
ности для скорости счета детектора с абсолютной
3)Институт ядерных исследований Российской академии
светимостью запишем в виде
наук, Москва, Россия.
L = K · L.
(3)
*E-mail: alitvin@jinr.ru
605
606
АВДЕЕВ и др.
Таблица 1. Временные параметры пучков NICA
Скорость пучковой
Частота
Время между Время пересечения Время между
Энергия
частицы
обращения
банчами
банчей, 2σz = 1.2 м сателлитами
√SNN = 4 ГэВ
βb = 0.883
fr = 0.526 МГц tbb = 86.4 нс
tb ≈ 4.53 нс
tss = 28.8 нс
√SNN = 11 ГэВ
βb = 0.985
fr = 0.587 МГц tbb = 77.4 нс
tb ≈ 4.06 нс
tss = 25.8 нс
Если коэффициент K не зависит от условий
9. максимальная светимость для Au√+ Au-
измерения, то
L называют относительной свети-
столкновений L = 1027 см-2 с-1 при
SNN =
мостью. Знания относительной светимости иногда
= 11 ГэВ.
бывает достаточно для вычисления ряда физиче-
ских величин по измеренным данным, а также для
Это определяет существенные для работы “де-
настройки и контроля сведения пучков. Знания
тектора светимости” временные параметры, приве-
относительной светимости достаточно для вычис-
денные в табл. 1.
ления ряда характеристик ядро-ядерных столкно-
Найдем вероятность наложения событий в де-
вений, таких как коллективные потоки, размеры
текторе при столкновении ядер золота c ядрами
области испускания, отношения выходов частиц и
золота. Стартуем с числа рассеяний при однократ-
т.п. Применение “детектора светимости” для на-
ном пересечении двух банчей. Пусть при полной (с
стройки сведения пучков обсуждается ниже, после
учетом всех банчей) светимости (L) и числе банчей
описания его устройства и условий проведения
Nb имеем Ntr взаимодействий в секунду. Тогда на
измерения.
одну пару банчей в среднем приходитсяNtr,k-k:
Ntr,k-k = Ntr/Nb
(4)
2. ВРЕМЕННАЯ СТРУКТУРА СОБЫТИЙ
В СТОЛКНОВЕНИЯХ ТЯЖЕЛЫХ
Для L = 1027 см-2 с-1 и σ (Au + Au) = 6 нбн
ИОНОВ НА NICA
имеем Ntr = 6000 с-1, аNtr,i-i = 273 с-1. Среднее
число взаимодействий при однократном пересече-
Знание временной структуры столкновений
нии пары банчей равно:
необходимо для выбора схемы детектора и алго-
⎧
ритма обработки. При обсуждении такой струк-
⎪√SNN = 4 ГэВ →N¯tr,k-k/fr →
туры для столкновения тяжелых ионов стартуем с
⎨
→ w1 ≈ 5.2 × 10-4,
базовых параметров NICA [1, 2]:
√
(5)
⎪
SNN = 11 ГэВ →Ntr,k-k/fr →
⎩
1. длины кольца L = 503.4 м;
→ w1 ≈ 4.7 × 10-4.
2. число банчей Nb = 22;
Вероятность двух взаимодействий при одно-
кратном пересечении пары банчей равна:
3. число сателлитов Ns = 44;
w2 = (w21/2)exp(-w1) ≈ (1.6 - 1.1) × 10-7.
(6)
4. интервал энергий от
√SNN = 4 ГэВ до
Отсюда относительная вероятность наложения
√SNN = 11 ГэВ;
двух событий из одного банча:
5. число частиц в банче при
√SNN = 11 ГэВ
w2/w1 ≤ 3 × 10-4.
(7)
NL = NR = 2.8 × 109;
В дальнейшем эффект от наложений событий
6. корень из дисперсии банча (R.M.S.) в про-
при столкновении пары банчей с одинаковыми
дольном направлении σb,z = 60 см;
номерами не учитывается. Эффект от наложений
событий из столкновения банчей с соседними но-
7. эффективная поперечная площадь в точке
мерами полностью подавляется, если время реше-
фокусировки Seff (0) = 4πσxσy = 0.113 cм2;
ния триггера меньше времени между приходами
соседних банчей ttr < (tbb - tb) ≤ 73 нс. В любом
8. стандартные отклонения распределения ча-
случае, даже если время решения триггера уве-
стиц в поперечной плоскости в точке фоку-
личить вдвое, ttr ≈ 150 нс, относительный вклад
сировки σx = 0.11 см, σy = 0.082 см, бета-
наложения событий из соседних банчей не превы-
функция в точке сведения пучков (точке фо-
сит ≈1.5 × 10-3 (меньше 0.2%). На данный мо-
кусировки) βIP = 60 см;
мент не ясно, для решения какой задачи требуется
ЯДЕРНАЯ ФИЗИКА том 86
№5
2023
ДЕТЕКТОР НАСТРОЙКИ СВЕДЕНИЯ ПУЧКОВ
607
такая высокая точность определения светимости,
и спектаторы-ядерные фрагменты с энерги-
как не ясно, будут ли детекторные подсистемы
ями на нуклон (Es), близкими к энергиям на
MPD функционировать с такой высокой степенью
нуклон в сталкивающихся ядрах (Es = Eb =
стабильности.
= 5.5 ГэВ) [5, 6].
Еще одним источником наложения отсчетов
могли бы служить сателлитные банчи, которых по
Детектор состоит из двух плеч, каждое из которых
два между каждыми соседними банчами. Однако
регистрирует заряженные спектаторы в области
число пучковых частиц в каждом сателлитном бан-
фрагментации ядер из соответствующего кольца
че на порядок меньше, чем в основном. И число
коллайдера. как показано на рис. 1.
столкновений в секунду Ntr,ss при взаимодействии
Каждое плечо состоит из четырех сцинтилля-
двух сателлитных банчей на два порядка меньше
ционных плоскостей, ориентированных перпенди-
Ntr,ss ≈ 2.73, чем для взаимодействия основных
кулярно оси столкновения, см. рис. 2. Чувстви-
банчей. Среднее число взаимодействия при од-
тельными элементами детектора являются полосы
нократном пересечении пары сателлитных банчей
органического сцинтиллятора из полистирола (PS)
равно (ср. с (5)):
с добавлением 1.5% p-терфенила и 0.05% POPOP
⎧
[7].
⎪√SNN = 4 ГэВ → N¯tr,ss/fr →
⎨
Устройство и размеры годоскопов показаны на
→ w1,ss ≈ 5.2 × 10-6,
(8)
рис. 3.
⎪√SNN = 11 ГэВ → N¯tr,ss/fr →
⎩
→ w1,ss ≈ 4.7 × 10-6.
4. МОДЕЛИРОВАНИЕ. ЭФФЕКТИВНОСТЬ
Это приводит к тому, что эффект наложения от
При моделировании использовались 3000 Au +
взаимодействия в сателлитных банчах не превыша-
+ Au-столкновений, рожденных генератором
ет сотых долей процента:
DCM-SMM [5] без отбора по прицельному пара-
метру (Minimum Bias (MB) events). Выбор генера-
w2,ss/w1 ≤ 6 × 10-6.
(9)
тора рождения был продиктован тем, что этот ге-
нератор, помимо нуклонов спектаторов, описывает
Из-за малой величины эффекты наложения со-
и рождение ядерных фрагментов спектаторов, доля
бытий от пересечения сателлитных банчей в даль-
нейшем не рассматриваются.
которых может достигать существенной величины
в периферических столкновениях [6, 8].
Термин спектатор (spectator — наблюдатель)
3. СХЕМА ДЕТЕКТОРА
используется для обозначения нуклонов, не попав-
ших в область геометрического пересечения ядер
Из-за малой вероятности наложения событий
(не участвовавших в сильном взаимодействии),
достаточно регистрировать число столкновений с
или для ядерных фрагментов, состоящих из таких
конечной (≥50%) эффективностью. Нет необходи-
нуклонов спектаторов. Импульс спектаторов (нук-
мости предусматривать отбор по прицельному па-
лонов или ядерных фрагментов) на нуклон отли-
раметру. Такие мягкие требования упрощают схему
чается меньше чем на 10% (Δps(ГэВ/нуклон) ≤
детектора и алгоритм обработки. Детектор будет
регистрировать “minimum bias” события. Геомет-
≤ pb(ГэВ/нуклон) × 0.1) от импульса на нуклон
рия детектора опирается на особенность распреде-
pb в сталкивающихся ядрах. Полярный угол, в
ления частиц в столкновении тяжелых (Au + Au)
котором регистрируются спектаторы, определяется
ионов. В распределении частиц при столкновениях
геометрией детектора и лежит в интервале 1.3◦ ≤
Au + Au в системе отсчета коллайдера выделяются
≤ θs ≤ 2.9◦. Из-за наличия ионопровода не реги-
три области [4]:
стрируются спектаторы с малыми полярными уг-
лами. Угловое распределение ядерных фрагментов
становится более узким с ростом атомной массы
1. Центральная область. В этой области части-
фрагмента. Из результатов работы [9] следует, что
цы испускаются под углами θ ≈ 90◦, имеют
для ядер фрагментов с атомной массой F стандарт-
сложный состав и широкое распределение
ное отклонение σF,θ в распределении по полярному
по импульсам.
углу θ связано со стандартным отклонением для
√
2. Две области фрагментации пучков. В каждой
протонов σ1,θ соотношением σF,θ ≈ σ1,θ/
F. Из
из таких областей частицы регистрируются
эксперимента σ1,θ ≈ 1.8◦;
√SNN = 11 ГэВ. Для
в конусе θ ≤ 4◦ (√SNN = 4-11 ГэВ) вдоль
α-частицы это дает σF,θ ≈ 0.9◦. Поэтому в детектор
соответствующего пучка. В основном это
светимости не попадает подавляющая часть рож-
спектаторы-протоны, спектаторы-нейтроны
денных ядер гелия. Это означает, что детектором
ЯДЕРНАЯ ФИЗИКА том 86
№5
2023
608
АВДЕЕВ и др.
Детектор
Детектор
Левое плечо
Правое плечо
DL
DR
Точка взаимодействия
IP
10 см
Ионопровод
L = 300 см
L = 300 см
Рис. 1. Внешний вид расположения плеч детектора. Вид в горизонтальной плоскости. Звездочкой показана точка
пересечения банчей в максимуме интенсивности. Левое плечо регистрирует фрагменты пучка, налетающего справа, а
правое — налетающего слева.
регистрируется малая доля от фрагментов с F ≥ 4.
крайней мере, одна частица потеряла в сцинтилля-
Для транспортировки пучка использовался пакет
ционной полосе энергию больше чем 1 МэВ (ΔE ≥
Geant4
[10], который позволяет моделировать
≥ 1 МэВ). На рис. 4 показан суммарный спектр
прохождение через установку ядерных фрагментов.
по потерянной энергии в четырех ближайших к
Из-за узкого углового распределения для 3000 MB
ионопроводу сцинтилляционных полосах одного
плеча.
событий Au + Au-столкновений в детекторе не
было зарегистрировано ни одного ядра c атомной
Из рисунка видно, что из-за крутого переднего
фронта выбор порога по потерянной энергии (по
массой больше массы ядра3He.
амплитуде сигнала с SiPM) слабо влияет на число
Для дальнейшего понимания остановимся на
спектаторов, регистрируемых в детекторе. Макси-
типе и характеристике заряженных частиц, попада-
мум потерь энергии ΔE ≈ 2 МэВ близок к тому,
ющих в детектор.
что предсказывается формулой Бете-Блоха для
минимально ионизирующих частиц Ep,s ≈ 5.5 ГэВ
Моделирование проведено для Au
+ Au-
в сцинтилляторe толщиной по пучку 1 см. Для
столкновений при энергии
√SNN = 11 ГэВ. Счи-
понимания сложного характера спектра по поте-
талось, что заряженная частица зарегистрирована
рянной энергии необходимо учесть ненулевую мно-
в соответствующем плече детектора, если, по
жественность спектаторов в одной полосе.
Распределение по суммарной множественности
спектаторов в четырех ближайших к ионопроводу
сцинтилляционных полосах одного плеча показано
на рис. 5.
Из рисунка следует, что средняя множествен-
ность спектаторов, попадающих в одну полосу,
равна:
〈Nчаст〉
2.7
〈n1〉 =
=
= 0.67 ± 0.01.
(10)
7 см
4
4
Второй (по величине потерянной энергии) пик
на рис. 4 отвечает одновременному попаданию
в полосу двух протонов. Это подтверждается не
только вдвое большей величиной потерянной энер-
гии, но и близостью отношения числа частиц в
первом (N1) и втором (N2) пиках к отношению
вероятности регистрации одного и двух протонов:
N2
P2
〈n1〉
≈ 0.27;
=
≈ 0.33.
(11)
N1
P1
2
Рис. 2. Фронтальный вид одного из плеч детектора
светимости. Окружность внутри детектора соответ-
Множественность спектаторов, попадающих в
ствует ионопроводу. Расстояние от оси столкновений
полосу, убывает по мере удаления от оси столкно-
до ближайшей полосы 7 см.
вения. Так, для восьмой (самой дальней) полосы
ЯДЕРНАЯ ФИЗИКА том 86
№5
2023
ДЕТЕКТОР НАСТРОЙКИ СВЕДЕНИЯ ПУЧКОВ
609
SiPM
SiPM
10 см
8
7
6
5
4
3
2
1
10 см
Рис. 3. Вид одной из плоскостей (сцинтилляционного годоскопа). Плоскость состоит из полос пластического сцинтил-
лятора (10 × 1 × 1 см3). Сигнал снимается с двух торцов кремниевыми ФЭУ (SiPM), как это показано на отдельной
полосе.
Nчаст
Nсоб
180
500
160
140
400
120
300
100
80
200
Nчаст = 2.70 ± 0.05
60
40
100
20
0
0
0.001
0.002
0.003
0.004
0.005
0.006
0.007
1
0
1
2
3
4
5
6
7
8
9
ECц, ГэВ
Nчаст.
Рис. 4. Суммарное распределение по энергии, поте-
Рис. 5. Распределение событий (Nсоб) по суммарному
ряннойспектаторамив четырех ближайшихк ионопро-
числу частиц (Nчаст), попавших в четыре ближние к
воду полосах сцинтиллятора одного плеча. По верти-
ионопроводу сцинтилляционныеполосы одного плеча.
кальной оси число частиц (Nчаст), потерявших в одной
из четырех полос сцинтиллятора энергию ΔEСц.
фокусировки. Из-за малого поперечного размера
банчей распределение вершин в поперечном на-
множественность равна:
правлении не разыгрывалось. Все вершины выби-
1.2
рались на оси столкновения.
〈n8〉 =
≈ 0.300 ± 0.005.
(12)
4
Для того чтобы зарегистрировать факт рассе-
Точка взаимодействия вдоль оси столкновения
яния, требовалась регистрация не меньше одного
разыгрывалась в соответствии с нормальным рас-
спектатора в каждом из плеч детектора. Для вы-
пределением, имеющим стандартное отклонение
числения совпадений вводились времена пролета
σz,V = 42.4 см. В [3] показано, что такое распре-
для каждого из плеч детектора TL/R. Поскольку в
деление вершин взаимодействия отвечает столкно-
одном плече регистрируется, как правило, несколь-
вениям c проектными параметрами NICA без учета
ко спектаторов, то в качестве времени пролета
ЯДЕРНАЯ ФИЗИКА том 86
№5
2023
610
АВДЕЕВ и др.
для данного плеча выбиралось самое маленькое
из времен пролета спектаторов, зарегистрирован-
Выше отмечалось, что светимость связывает
ных в данном плече. При моделировании факт
среднюю скорость счета и сечение реакции (1).
рассеяния отмечался, если в каждом плече было
Для детектора вводятся время набора (T ) и число
зарегистрировано по крайней мере по одному за-
зарегистрированных триггеров, отвечающих столк-
ряженному спектатору, а разность времен пролета
новению k-ых банчей Ntr,k (T ):
между левым и правым плечом не превышала 10 нс:
Ntr,k (T) = Lk(εσ)T.
(16)
|TL - TR| ≤ 10 нс.
(13)
Из этого выражения определяется средняя (за
В итоге из разыгранных
3000
Au + Au-
время набора T ) светимость для столкновения k-
столкновений было зарегистрировано 2302 собы-
ых банчей:
тия, что отвечает эффективности ε ≈ 77%.
Ntr,k (T)
Rk (T)
〈Lk〉 =
=
(17)
(εσ) T
(εσ)
5. ПРОЦЕДУРА НАСТРОЙКИ
СВЕДЕНИЯ ПУЧКОВ
При таком подходе необходимо знать сечение и
При настройке сведения пучков необходимо ре-
эффективность регистрации с приемлемой (∼1%)
шить следующие задачи:
точностью. Как правило, для адронных коллайде-
ров сечение и эффективность детектора с такой
1. В поперечной плоскости оптимизировать:
точностью не известны. Поэтому формула (17) дает
информацию об относительной светимости (3).
• поперечные размеры банчей;
Существует способ, позволяющий определить
• положение в поперечной плоскости
значения произведения эффективности на сечение
сталкивающихся банчей (оптимизиро-
(εσ) из экспериментальных данных [3]. Платой
вать попадание банчей друг в друга).
за получение такой информации является время
(работа коллайдера и перестройка элементов све-
2. Вдоль оси столкновений:
дения), потраченное на проведение измерений по
• оптимизировать положение вершины
программе скана ван дер Меера [11].
вдоль оси столкновений так, чтобы
Остановимся на схеме проведения измерений с
максимум столкновений находился в
использованием скана ван дер Меера. Для этого
центре детектора.
детализируем вычисление площади пересечения,
опираясь на распределения (плотности вероятно-
Перед обсуждением использования детектора
стей) частиц в банчах. Индекс номера сталкиваю-
для настройки сведения пучков введем обозначе-
щихся банчей указывать не будем, имея в виду, что
ния:
при необходимости не составляет труда восстано-
вить его в окончательных формулах.
• NL/R;k - число частиц (интенсивность) в
Плотности распределения вероятности частиц в
k-ом банче, летящем слева/справа (L/R)
поперечной плоскости (оси X и Y ) не предполагаем
согласно обозначениям на рис. 1.
одинаковыми в левом и правом банчах. В общем
виде (с учетом фокусировки) распределение частиц
• Lk - светимость при пересечении k-ых (ле-
в поперечной плоскости равно:
вого и правого) банчей.
p⊥,L/R (x,y;zV ) ≥ 0;
(18)
Светимость определяет среднюю скорость счета и
∫∫
равна [3]:
p⊥,L/R (x,y;zV )dxdy = 1,
Lk = (NL,kNR,kfr)/(Seff,k),
(14)
равенство интеграла единице (второе условие в
где Seff,k обозначает эффективную площадь пере-
(17)) означает условие нормировки для любого по-
сечения банчей в точке взаимодействия в соответ-
ложения точки взаимодействия zV . Для описания
ствии с пространственным распределением частиц
распределения частиц в банче по продольной оси
в левом и правом банчах. Полная светимость учи-
(Z) при фиксированном времени введем соответ-
тывает число пар банчей и равна сумме светимости
ствующую плотность вероятности:
от каждого из банчей:
∞
∫
∑
∑
p||,L/R (z) ≥ 0;
p||,L/R (z) dz = 1.
(19)
L = Lk = (NL,kNR,kfr)/(Seff,k).
(15)
k=1
k=1
-∞
ЯДЕРНАЯ ФИЗИКА том 86
№5
2023
ДЕТЕКТОР НАСТРОЙКИ СВЕДЕНИЯ ПУЧКОВ
611
С такими обозначениями светимость для столкно-
оптимизация “попадания банчей друг в друга”. Для
вения k-ых банчей равна:
предметного обсуждения обобщим понятие све-
∫∫
тимости (20), считая, что положения максимумов
Lk = 2NL,kNR,kfr
dxdy ×
(20)
двух сталкивающихся банчей в горизонтальной
∫∫
плоскости не совпадают. Для оси X ситуация по-
казана на рис. 6.
× dzV dξp⊥,L (x, y; zV ) p⊥,R (x, y; zV ) ×
∫∫
× p||,L (zV - ξ)p||,R (zV + ξ).
L (δX, δY ) = 2NLNRfr
dxdy ×
(22)
∫∫
Сравнивая (20) и (14), для эффективной площа-
× dzV dξp⊥,L (x + δX/2, y + δY /2; zV ) ×
ди пересечения получаем
∫∫
1
× p⊥,R (x - δX/2,y - δY /2;zV ) ×
=2
dxdy ×
(21)
Seff
× p||,L (zV - ξ)p||,R (zV + ξ),
∫∫
× dzV dξp⊥,L (x, y; zV ) p⊥,R (x, y; zV ) ×
∫∫
1
=2
dzV dξ ×
(23)
× p||,L (zV - ξ)p||,R (zV + ξ),
Seff
(δX,δY )
∫∫
(
где zV обозначает вершину взаимодействия, а ξ
×
dxdyp⊥,L (x + δX/2, y + δY /2; zV ) ×
отвечает расстоянию “центра” банча от начала
)
координат по Z (от точки взаимодействия IP).
Таким образом, мы пришли к выводу, что свети-
× p⊥,R (x - δX/2,y - δY /2;zV )
×
мость коллайдера можно определить следующими
двумя способами:
× p||,L (zV - ξ)p||,R (zV + ξ).
1. Светимость вычисляется из эксперимен-
Ключевую роль в определении произведения
тальных данных по числу триггеров, за-
сечения на эффективность (εσ) играет интеграль-
регистрированных детектором с известной
ное свойство эффективной области пересечения
эффективностью (ε) для выделенного канала
пучков, на котором остановимся подробнее. Для
реакции с известным сечением (σ), как
этого запишем интеграл от обратной эффективной
это предполагается в (17). Такие подходы
площади области пересечения пучков, опираясь на
используются в электрон-позитронных или
распределения частиц в банчах:
электрон-электронных коллайдерах.
∫∫
1
d(δX) d(δY )
=
(24)
2. Светимость можно вычислить, если иметь
Seff (δX,δY )
∫∫
информацию о пространственном распреде-
(
)
лении частиц в банчах (18) и (19), используя
=2
dzV dξ
p||,L (zV - ξ)p||,R (zV + ξ)
×
теоретическое выражение для светимости
(∫∫ ∫∫
(20). Открытым остается вопрос о точности,
×
dxdyd (δX) d (δY ) ×
с которой необходимо знать распределения
частиц в банчах, чтобы экстраполировать
× p⊥,L (x + δX/2,y + δY /2;zV ) ×
плотности вероятности в окрестность точ-
)
ки взаимодействия. Окончательный ответ об
× p⊥,R (x - δX/2,y - δY /2;zV )
,
измерении светимости должна дать экспери-
ментальная проверка.
после замены переменных:
{
Последовательный подход, позволяющий вы-
∂(x,δX)
x1 = x + δX/2,
числять абсолютную светимость, опирается на вы-
1,
(25)
=
x2 = x - δX/2;
∂ (x1,x2)
числение скорости счета детектора (17), а произве-
дение эффективности регистрации на сечение (εσ)
{
определяется из данных по измерениям в рамках
∂(y,δY)
y1 = y + δY/2,
программы скана ван дер Меера [11].
1,
(26)
=
y2 = y - δY/2;
∂ (y1,y2)
Остановимся на этом вопросе подробнее. Вы-
ражение (20) для светимости написано для случая,
{
когда максимумы левого и правого банчей совпа-
z1 = zV + ξ,
∂(zV ,ξ)
1
,
(27)
дают. Как отмечалось, одной из задач настройки
=
z2 = zV - ξ;
∂ (z1,z2)
2
сведения пучков в поперечной плоскости является
ЯДЕРНАЯ ФИЗИКА том 86
№5
2023
612
АВДЕЕВ и др.
По этим данным вычисляются скорости счета:
R (Tk;i,j) = Ntr;k;i,j/Tk;i,j.
(29)
X
И нормированная скорость счета:
(30)
rk (δXk;i,j,δYk;i,j) =
= R (Tk;i,j)/(NL,k;i,jNR,k;i,jfr).
Рис. 6. Взаимное расположение сталкивающихся бан-
чей левого и правого плеч, когда максимумы разделены
Отсюда видно, что так определенная “нормиро-
по оси расстоянием δX.
ванная скорость счета” равна скорости счета при
однократном (без учета числа оборотов) столкно-
вении банчей, содержащих по одной частице.
это приводит к следующему (обобщенному) усло-
Учет связи числа триггеров с сечением σ и эф-
вию нормировки, связанному с сохранением числа
фективностью регистрации ε за время набора Tk;i,j
частиц в банчах:
∫∫
со светимостью (16) приводит к следующей связи
1
“нормированной скорости счета” с эффективной
d(δX) d(δY )
=
(28)
Seff (δX,δY )
площадью пересечения:
(∫
)(∫
)
rk (δXk;i,j,δYk;i,j) =
(31)
= dz1p||,L (z1)
dz2p||,R (z2)
×
= (εσ)/ (Seff (δXk;i,j, δYk;i,j )) .
(∫∫
)
Для каждой пары банчей с номером k находим
×
dx1dy1p⊥,L (x1, y1; zV )
×
теоретическую зависимость rk (δX, δY ; {βk;l})
(∫∫
)
“нормированной скорости счета” от смещений
×
dx2dy2p⊥,R (x1, y1; zV )
=
{δX,δY } в поперечной плоскости. Смещения
{δX,δY } в теоретической зависимости могут
= (1) × (1) × (1) × (1) = 1.
принимать любые (не только использованные в
измерениях) значения, а набор параметров {βk;l}
Это условие можно использовать, если для вы-
определяется из аппроксимации эксперимен-
деленной пары встречных банчей провести изме-
тальных данных {rk (δXk;i,j, δYk;i,j)} выбранной
рения числа триггеров при различных относитель-
теоретической зависимостью. Последовательность
ных смещениях левых и правых банчей в попе-
обработки и структура результата показаны в
речной плоскости. В результате реализации такой
следующем выражении:
программы измерений, называемой сканом ван дер
{rk (δXk;i,j , δYk;i,j)} →
(32)
Меера (иногда — сканом Вернье), получим следу-
ющий набор данных:
→ rk (δX,δY ;{βk;l}) =
1
= (εσ)
,
1.
{δXk;i,j,δYk;i,j} — относительные смещения
Seff (δX,δY ;{βk;l})
по осям X и Y банчей с номером k во встреч-
где стрелка схематически показывает переход от
ных пучках. Смещения нумеруются двой-
дискретного набора экспериментальных данных
ным индексом {i, j}, чтобы оставить воз-
{rk (δXk;i,j,δYk;i,j)} к теоретической аппроксима-
можность сканировать положения пучков не
ции.
только по горизонтальной (X) или по вер-
Как показано выше (28), интеграл от “нормиро-
тикальной (Y ) оси, но и при одновременном
ванной скорости счета” по смещениям в попереч-
изменении (от точки к точке) относительного
ной плоскости позволяет получить произведение
положения вдоль некоторого направления в
эффективности регистрации на сечение:
плоскости {X, Y };
∫∫
(εσ)k
= d(δX)d(δY ) ×
(33)
2.
{Tk;i,j} — время набора данных для соответ-
ствующих смещений;
× rk (δX,δY ;{βk;l}) =
∫∫
1
= (εσ)
(δX) d (δY )
3.
{Ntr;k;i,j} — число зарегистрированных триг-
Seff (δX,δY ;{βk;l})
геров для соответствующих смещений;
Максимум “нормированной скорости счета” в
4.
{NL,k;i,j,NR,k;i,j} — интенсивности сталки-
теоретической зависимости из (32) в перемен-
вающихся банчей в левом и правом кольцах
ных {δXk;max, δYk;max} дает координаты положе-
коллайдера.
ния вершины в поперечной плоскости для банчей
ЯДЕРНАЯ ФИЗИКА том 86
№5
2023
ДЕТЕКТОР НАСТРОЙКИ СВЕДЕНИЯ ПУЧКОВ
613
DL
DR
z
L z
L z
Рис. 7. Связь расстояний от точки взаимодействия до левого и правого плеч детектора.
с номером k для левого и правого плеч, тогда
Для максимальной энергии NICA скорость
как произведение эффективности регистрации на
спектаторов (βs) мало отличается (с разбросом
сечение (εσ)k дается интегралом по смещениям
меньше 0.5%) от скорости сталкивающихся ядер:
для выбранной пары банчей, см. (33). Случай,
√
SNN = 11 ГэВ; βs = 0.985.
(38)
когда положения вершины {δXk;max, δYk;max} и
фактор сечения-эффективности (εσ)k зависят от
В этих условиях выражение (37) дает
номера сталкивающихся банчей, будет рассмот-
рен в дополнительной публикации. В дальнейшем
cβ
изложении будем предполагать, что зависимость
zV [см] =
τ = 14.8τ [нс],
(39)
2
приведенной скорости счета аппроксимируется од-
а точность определения среднего положения вер-
ной, не зависящей от номера банча, зависимостью.
шины взаимодействия ΔzV с использованием раз-
Например, в простейшем случае зависимостью,
ности времен пролета для числа триггеров Ntr
полученной из минимизации (по параметрам {βl})
равна:
для всех банчей:
1
ΔzV
[см] =
(40)
χ2 =
×
(34)
⎛
⎞
Nsv
(
)
√(σz,V [см])2
1
∑
= 14.8⎝
+ σ2τ [нс]⎠
√
∑ (rk (δXk;i,j,δYk;i,j) - r (δX,δY ;{βl}))2
14.8
Ntr
×
2
(Δrk (δXk;i,j,δYk;i,j))
k i,j
[см] — корень из дисперсии рас-
Здесь σz,V
При таком подходе эффект регистрации (εσ)
пределения вершин, связанный с распределением
и положение максимума счета {δXmax, δYmax} не
частиц в банче вдоль оси столкновения [3]:
зависят от номера сталкивающихся банчей и све-
√
тимость равна:
σz,V = σb,z/
2.
(41)
Ntr,i (T)
R (T )
L=
=
(35)
Выше отмечалось, что для NICA (см. [1, 2])
(εσ) T
(εσ)
σb,z = 60 (см). С учетом этого уравнение (40) чис-
ленно переписывается в виде (см. также рис. 8)
Более последовательно эта ситуация будет про-
анализирована в отдельной публикации.
ΔzV [см] = 14.8 ×
(42)
(√
)(
)
Для оптимизации сведения пучков в продольном
1
×
(2.8 [нс])2 + σ2τ [нс]
√
направлении используется разность времен проле-
Ntr
та между левым и правым плечами детектора:
τ =TR -TL.
(36)
Следовательно, даже при разрешении по раз-
ности времен пролета στ [нс] = 1 нс точность вос-
Из рис. 7 видно, что эта разность линейно
становления вершины в данной серии измерений
связана со смещением точки взаимодействия от-
ухудшается на 6%. В работе [12] показано, что
носительно середины расстояния между плечами
без дополнительных усилий временное разрешение
детектора.
кремниевых ФЭУ (SiPM HAMAMATSU S13360-
Из приведенного рисунка видно, что положение
6025C [13]) не хуже 0.1 нс. Конструкция детек-
вершины относительно середины детектора связа-
тора не позволяет получить координату попадания
но с разностью времен пролета соотношением
спектатора и число спектаторов, прошедших через
полосу. Это приводит к ограничению по временно-
2z
cβ
му разрешению через полосу годоскопа не лучше
τ =TR -TL =
;
z=
τ.
(37)
cβ
2
0.16
нс (см. [12]). Из (42) следует, что грану-
лярность детектора и временные характеристики
Результат моделирования распределения по
SiPM соответствуют задачам настройки продоль-
разности времен пролета показан на рис. 8.
ного положения вершины.
ЯДЕРНАЯ ФИЗИКА том 86
№5
2023
614
АВДЕЕВ и др.
6. РАССЕЯНИЕ НА ОСТАТОЧНОМ ГАЗЕ
3. кислород (O) — RO = 3.02 × 10-13 см;
Основным источником фона при настройке пуч-
4. золото (Au) — RAu = 7 × 10-13 см.
ка является рассеяние на остаточном газе. Интен-
сивность этого рассеяния определяется составом и
Для рассеяния ядер золота на ядрах остаточного
концентрацией атомов остаточного газа в камере
газа имеем:
коллайдера, где находится точка взаимодействия
детектора MPD.
1. σ (Au + p) = 1.8 × 10-24 см2 = 1.8 бн,
Состав остаточного газа и молярные концентра-
ции равны (см. [1, 2]):
2. σ (Au + C) = 3 × 10-24 см2 = 3.0 бн,
⎧
⎨CH2 = 0.9,
3. σ (Au + O) = 3.1 × 10-24 см2 = 3.1 бн,
CCO = 0.05,
(43)
⎩
4. σ (Au + Au) = 6.15 × 10-24 см2 = 6.15 бн.
CCO2 = 0.05.
С учетом концентрации остаточных ядер, при
Давление и температура в месте сведения пуч-
однократном прохождении банча, это дает:
ков равны:
{
wAu,H = 1.2 × 10-5;
(49)
p0 = 10-8 Па,
(44)
T = 293 K.
wAu,C = 1.06 × 10-6;
(50)
Абсолютные концентрации ядер (атомов) nA в
wAu,O = 1.65 × 10-6.
(51)
этом случае равны:
⎧
Чтобы понять влияние рассеяния ускоренных
⎨nH = 0.4 × 107 1/см3,
ядер золота на покоящихся ядрах остаточного газа,
остановимся на топологии такого рассеяния. Это
nC = 0.022 × 107 1/см3,
(45)
⎩
необходимо, поскольку вклад в отсчет детектора
nO = 0.033 × 107 1/см3.
дают взаимодействия (см. выше), когда в каждом
из плеч регистрируется не меньше, чем по одной
Скорости счета наряду с концентрациями опре-
частице. В области фрагментации пучка золота
деляются, исходя из неупругих сечений рассеяния
протонов-спектаторов рождается примерно столь-
σAu,Ai ускоренных ядер пучка (Au) на атомах оста-
ко же, сколько в почти периферических столкнове-
точного газа (Ai). При однократном прохождении
ниях ядер золота. Возникает вопрос о том, откуда
банчем промежутка камеры между левым и правым
берутся заряженные протоны в противоположном
плечами детектора (l|| = 6 м) число (вероятность)
к пучку направлении при рассеянии ускоренных
взаимодействий wb,Ai равно (при wb,Ai ≪ 1):
ядер золота на покоящихся ядрах мишени. Когда
ускоренное ядро золота рассеивается на водороде,
wb,Ai = N(nAil||)σAb,Ai,
(46)
то протоны в заднюю полусферу не летят из-за
сохранения момента-импульса. Это означает, что
где Ai — атомная масса ядра остаточного газа, а
рассеяние на остаточных ядрах водорода вклада
N = 2.3 × 109 — число частиц в основном банче,
в отсчеты детектора не дает. На ядрах углерода и
которое предполагается одинаковым для всех бан-
кислорода за счет Ферми-движения протоны рож-
чей. Оценки проведем, опираясь на представление
даются в “подпороговой области”. Такие протоны
сталкивающихся ядер твердыми шариками:
наблюдаются в эксперименте, например при рас-
σAb,Ai = π (RAb + RAi)2 ,
(47)
сеянии нейтрино и пионов на ядрах (см., например,
[14, 15]).
а радиус ядра A выберем равным:
Прежде чем обсуждать роль таких протонов,
RA = 1.2(A)1/3 × 10-13 см.
(48)
приведем оценку отношения Фон/Эффект (B/S)
сверху. Очевидно, что такое отношение в любом
Для оценки сечений приведем значения радиусов
случае ограничено сверху вероятностью рассеяния
ядер:
золота на ядрах углерода и кислорода из остаточ-
ного газа и вероятностью рассеяния Au + Au при
1. для протона считаем — Rp = 0.6 × 10-13 см.
однократном рассеянии основных банчей:
Это приводит к полному протон-протонному
B/S ≤ (wAu,C + wAu,O)/w1 ≤ 1.2 × 10-2.
(52)
сечению σp,p = 4.5 × 10-26 см2 = 45 мбн;
При вычислении этого отношения учитывалось
2. углерод (С) — RC = 2.75 × 10-13 см;
взаимодействие ускоренных ионов из разных колец
ЯДЕРНАЯ ФИЗИКА том 86
№5
2023
ДЕТЕКТОР НАСТРОЙКИ СВЕДЕНИЯ ПУЧКОВ
615
Таблица 2. Светимости, скорость взаимодействия, скорость счета и отношения сигнала к фону для различных
интенсивностей сталкивающихся пучков
Nb, 1/банч
L, см-2 с-1
NAuAu, 1/c
Ntr, 1/c
B/S
2 × 109
1027
6000
4620
<10-5
2 × 108
1025
60
46
<10-4
2 × 107
1023
0.6
0.46
<10-3
2 × 106
1021
0.006
0.0046
<10-2
с ядрами остаточного газа. Из этой оценки вид-
зе. Не в каждом рассеянии будет вылетать протон
но, что при максимальной интенсивности частиц в
в заднюю (по отношению к пучку) полусферу и,
банчах вклад от рассеяния на остаточном газе не
тем более, будет регистрироваться (попадать) в
превышает 1.2%.
соответствующее плечo детектора. Для этого было
проведено моделирование рассеяния ядер золота
Такое ограничение сверху получено при мак-
симальном числе ядер в банчах, обеспечивающих
с энергией EAu/A = 5.5 ГэВ на покоящихся ядрах
максимально запланированную светимость. На на-
кислорода с генератором UrQMD. Для транспор-
чальном этапе запуска коллайдера может ока-
тировки пучка использовался пакет Geant4. Для
заться, что интенсивность в банчах будет меньше
Аu + O (√SNN = 3.5 ГэВ) столкновений разыг-
запланированной, что приведет к относительному
рывалось 2 × 106 событий. Из них только 1723
увеличению роли рассеяния на остаточном газе.
события были зарегистрированы детектором. Это
Это связано с тем, что вероятность Au + Au-
означает, что вероятность топологического сечения
рассеяния пропорциональна квадрату интенсивно-
канала реакции Аu + O (две заряженные частицы,
сти, а вероятность рассеяния на остаточном газе
оставившие энергию (ΔE ≥ 1 МэВ) в каждом из
wAu,C и wAu,O пропорциональна интенсивности.
плеч детектора), умноженного на эффективности
Поэтому отношение Фон/Эффект (B/S) может
регистрации:
играть более существенную роль на начальных
(
)
стадиях запуска коллайдера.
εAu,O = (1723)/
2 × 106
= 0.86 × 10-3.
(53)
Начнем с того, что соотношение (52) оперирует
Отметим дополнительно, что эта величина учи-
только вероятностями рассеяния на остаточном га-
тывает как долю взаимодействий с нужной топо-
логией, так и эффективность регистрации этого
Nсоб
сигнала.
45
Tmin_py
С учетом отношения числа рассеяний (52) окон-
Entries
2451
40
Mean
0.01801
чательно получаем оценку отношения Фон/Эффект
Std Dev
2.845
(B/S) сверху:
35
Undeerflow
0
Overflow
0
Integral
2451
B/S ≤ 10-5.
(54)
30
25
Распределения по суммарному времени пролета
20
до левого и правого плеч показано на рис. 9.
15
Из рис. 9б следует, что можно дополнительно
10
подавить на два порядка вклад от рассеяния на
остаточном газе, используя условие на суммарное
5
≤ 21 нс. Поскольку вклад фона
время пролета TΣ
010
8
6
4
2
0
2
4
6
8
10
при максимальной светимости меньше 10-5, то
, нс
дополнительные опции для подавления фона не
рассматривались.
Рис. 8. Распределение зарегистрированных событий
по разности времен пролета τ = TR - TL. Исходное
В табл. 2 приведены выходы и отношения сигна-
распределение вершин взаимодействия разыгрывалось
ла к фону для различных интенсивностей сталкива-
вдоль оси столкновений с дисперсией σz,V = 42.4 см.
ющихся пучков.
ЯДЕРНАЯ ФИЗИКА том 86
№5
2023
616
АВДЕЕВ и др.
Nсоб
Nсоб
a
Tmin_px
Tmin_px
б
350
Entries
2442
Entries
1723
60
Mean
20.17
Mean
22.95
300
Std Dev
0.00042
Std Dev
0.3867
Undeerflow
0
50
Undeerflow
0
Overflow
1
Overflow
92
250
Integral
2437
Integral
1631
40
200
30
150
20
100
50
10
0
0
19.8 20.0 20.2 20.4 20.6 20.8 21.0
21.2
21.4
21.6
18
19
20
21
22
23
24
T (нс) = TL + TR
T (нс) = TL + TR
Рис. 9. Распределение событий по суммарному времени пролета от точки взаимодействия до плеч детектора. На рис. 9a
показан спектр для 3000 Au + Au-рассеяний в коллайдерной системе отсчета при
√SNN = 11 ГэВ. На рис. 9б показан
спектр для 105 Au + O-рассеяний в лабораторной системе отсчета при
√SNN = 3.5 ГэВ.
7. ЗАКЛЮЧЕНИЕ
СПИСОК ЛИТЕРАТУРЫ
В заключение перечислим результаты работы.
1.
О. С. Козлов, С. А. Костромин, С. А. Мельников,
И. Н. Мешков, В. Л. Смирнов, А. В. Тузиков,
Предложен компактный детектор для исполь-
А. В. Филиппов, М. М. Шандов, ЭЧАЯ 53, 1220
зования при настройке сведения пусков в точке
(2022).
взаимодействия MPD на NICA. Показано, что де-
2.
тектор с эффективностью ∼77% регистрирует Au +
3.
З. Игамкулов, М. Кручеру, А. Б. Курепин, А. Г. Лит-
+ Au-столкновения без дополнительных условий
виненко, Е. И. Литвиненко, В. Ф. Переседов, Пись-
(“minimum bias” столкновения).
ма в ЭЧАЯ 16, 535 (2019).
Высокая эффективность и простота обработки
4.
А. Г. Литвиненко, ЭЧАЯ 38, 409 (2007).
позволяет использовать детектор для настройки
5.
M. Baznat, A. Botvina, G. Musulmanbekov, V. To-
сведения пучков не только при максимальной эф-
neev, and V. Zhezher, arXiv: 1912.09277 [nucl-th].
фективности, но при меньшей интенсивности стал-
6.
M. B. Golubeva, F. F. Guber, A. P. Ivashkin,
кивающихся пучков (в ситуации, которая может
A. Yu. Isupov, A. B. Kurepin, A. G. Litvinenko,
быть на ранней стадии запуска коллайдера).
E. I. Litvinenko, I. I. Migulina, and V. F. Peresedov,
Phys. At. Nucl. 76, 1 (2013).
Схема регистрации событий “детектором све-
7.
М. Г. Кадыков, Препринт 13-90-16, ОИЯИ (Дубна,
тимости”, опирающаяся на специфику топологии
1990).
Au + Au-столкновений, существенно подавляет
8.
H. Appelsh ¨auser, J. B ¨achler, S. J. Bailey,
вклад фона от рассеяния на остаточном газе (см.
L. S. Barnby, J. Bartke, R. A. Barton, H. Białkowska,
табл. 2).
C. O. Blyth, R. Bock, C. Bormann, F. P. Brady,
В работе получены численные оценки и приво-
R. Brockmann, N. Buncic, P. Buncic, H. L. Caines,
дятся результаты моделирования только для энер-
D. Cebr, et al., Eur. Phys. J. A 2, 383 (1998).
гии столкновения
√SNN = 11 ГэВ (максимальной
9.
A. S. Goldhaber, Phys. Lett. B 53, 306 (1974).
энергии, доступной на NICA). Результаты модели-
10.
рования для минимальной энергии
√SNN = 4 ГэВ
(Geant4 Collab.), Nucl. Instrum. Methods A 506,
проведены и находятся в стадии окончательной об-
250 (2003); J. Allison et al., IEEE Transact. Nucl.
Sci. 53, 270 (2006); Nucl. Instrum. Methods A 835,
работки. Предварительные результаты указывают
186 (2016).
на слабую энергетическую зависимость эффектив-
11.
S. van der Meer, CERN-ISR-PO-68-31, 1968.
ности регистрации детектора ε и отношения фона
12.
Г. Д. Мильнов, А. Г. Литвиненко, А. И. Малахов,
к сигналу B/S от энергии столкновений. Причины
Е. В. Сухов, В. В. Устинов, Письма в ЭЧАЯ 19, 271
этого будут указаны при представлении результа-
(2022).
тов моделирования для
√SNN = 4 ГэВ.
13.
Кремниевые фотоумножители HAMAMATSU
Авторы выражают благодарность С.А. Костро-
S13360-6025CS,
мину за конструктивные замечания и полезные
пояснения.
s13360 series_kapd1052e.pdf
Работа выполнена при частичной поддержке
14.
Р. Аммар и др., Препринт ФИАН 48 (1989).
грантов РНФ № 23-22-00077 и № 23-22-00160.
15.
Ю. Д. Баюков и др., ЯФ 35, 960 (1982).
ЯДЕРНАЯ ФИЗИКА том 86
№5
2023
ДЕТЕКТОР НАСТРОЙКИ СВЕДЕНИЯ ПУЧКОВ
617
DETECTOR FOR SETTING UP BEAM CONVERGENCE
AND DETERMINING LUMINOSITY AT THE INTERACTION POINT
ON THE MPD NICA
S. P. Avdeev1),2), S. G. Busin1), M. G. Buryakov1), V. M. Golovatyuk1), A. I. Malakhov1),2),
G. D. Milnov1),2), A. B. Kurepin3), A. G. Litvinenko1),2), E. I. Litvinenko1)
1)Joint Institute for Nuclear Research, Dubna, Russia
2)Dubna State University, Dubna, Russia
3)Institute for Nuclear Research of the Russian Academy of Sciences, Moscow, Russia
A detector for adjusting the convergence of beams at the point of interaction of the MPD (Multi-Purpose
Detector) installation at the NICA collider (Nuclotron-based Ion Collider fAcility) is discussed. Simulation
of the detector operation for Au + Au collisions at
√SNN = 11 GeV is calculated. It is shown that
background events from scattering on residual gas give a negligible contribution to the detector’s samples.
It is discussed how to use a detector to adjust beam alignment. The calibration procedure for obtaining
absolute luminosity in the MPD interaction zone with the help of this detector is considered.
ЯДЕРНАЯ ФИЗИКА том 86
№5
2023
