книги из ГПНТБ / Азимов С.А. Неупругие соударения частиц большой энергии с нуклонами и ядрами

движения частиц становится неудовлетворительной из-за больших задержек ( ~ 20 мксек) во времени подачи высоковольтного им­ пульса. В этом случае искровые камеры дают информацию лишь о наличии заряда у первичной частицы и факте взаимодействия ее с ядрами мишени. Место прохождения лавин в детекторе энер­ гии определяется по ионизационному калориметру.

Энергия Ер, регистрируемая ионизационным калориметром, также складывается из энергии, выделяющейся в верхних фильт­

тивистских частиц в области максимума развития электронно-фо­

ряда. При этом коэффициентом К' учитывается переходный эф­ фект свинец — медь, который, согласно результатам, полученным на электронном ускорителе, для области максимума каскадного ливня равен 1,7. Следовательно, N m =к'пр,ч.

Если релятивистские частицы на своем пути через камеру об­ разуют Na пар ионов, выделяя при этом заряд Q = Nne (е — заряд электрона в кулонах), то величина импульса напряжения, возни­

меры, входных цепей усилителя и монтажа, см; -ш=26,4- aefnapy — энергия, затрачиваемая на образование пары ионов в аргоне.

Таким образом, измерение суммарной величины импульса ѵ.

от ионизационных камер дает число релятивистских частиц, воз­ никающих в верхних фильтрах установки:

Поскольку для прямоугольных ионизационных камер трудно получить величину среднего пробега частиц с достаточной сте­ пенью точности, расчет энергии, регистрируемой калориметром, производился аналогично [44].

29

Рассмотрим эквивалентную схему входной цепи усилителя канала регистрации, приведенную на рис. 5. Здесь Ск — емкость

ионизационной камеры, С = 4,5 пф — емкость промежутка „ох­

ранное кольцо — собирающий электрод камеры“, через которую подаются градуировочные импульсы от контрольного генератора ГКИ; С — разделительная емкость, равная 390 пф; Свх —емкость

монтажа и входной цепи усилителя.

Пусть С0 — суммарная емкость, включающая емкость камеры монтажа и входа усилителя (с учетом разделительной емкости).

Рис. 5.

Тогда градуировочный импульс ѵ , поступающий с генератора, создаст на входе усилителя сигнал ѵвх, равный

_ О-р

V, С0+ Сгр гр-

С другой стороны, „толчок“ в ионизационной камере, выз­ ванный ливневыми частицами, создаст на входе усилителя им­ пульс

где ѵ~ — 0,85 для ионизационных камер прямоугольного сечения [93]. Тогда число пар ионов, образованных в камере, исходя из величины градуировочного сигнала, можно определить как

Поскольку поглотителем для данного калориметра служит вещество черенковских детекторов — СС14 вместе со стенками

30

оПО ГЛ

где Хо — толщина вещества спектрометра, г/см2.

Таким образом, энергия, регистрируемая ионизационным кало­

Поправку на нерегистрируемую долю энергии, затраченную на ядерные расщепления и составляющую ~ 40% от энергии Eh, вводили отдельно для нейтральных и заряженных первичных час­ тиц в соответствии с расчетами, опубликованными в работе [21].

Поправка на пронос энергии через нижнее основание установ­ ки и связанная с этим ошибка в измерении первичной энергии равны 8 и 10% соответственно.

П оправка~ 6% возникает из-за порога регистрации отдельно­ го канала усилителя, так как импульсы от ионизационных камер, удаленных от ствола лавин, не регистрируются, если амплитуда их не превышает некоторого порога.

Учитывались также эффекты, приводящие к завышению пер­ вичной энергии. Одна из таких поправок (~ 6 % ) возникает из-за особенностей системы регистрации импульсов, другая (—8%) —■ вследствие влияния круто падающего энергетического спектра при наличии погрешностей в измерении энергии отдельных ливнегене­ рирующих частиц. Суммарная ошибка в определении энергии пер­ вичных частиц каждым методом составляет ~ 23%.

31

§ 6. Сопоставление результатов измерения энергии двумя методами

Сопоставление энергетических измерений, выполненных двумя независимыми методами, описанными ранее, позволяет экс­ периментально исследовать вопрос о доле энергии, затрачиваемой на ядерные расщепления в ионизационном калориметре (т]Л), оце­ нить величину переходных эффектов, возникающих в детекторе энергии.

При измерении энергии ядерно-каскадных лавин необходимо учитывать переходный эффект, возникающий в детекторе энергии из-за различия в критических энергиях вещества, спектрометра и металлических стенок черепковских счетчиков и ионизационных камер.

Переходные эффекты значительной величины возникают также при измерении энергии, передаваемой во взаимодействиях нейт­ ральным пионам, когда число релятивистских частиц в максимуме электромагнитного каскада определяется под 3-сантиметровым слоем свинца с помощью тонких черепковских счетчиков или иони­

зационных камер.

Для экспериментальной оценки указанных эффектов нами были проанализированы электронно-фотонные ливни, зарегистрирован­ ные при одновременной работе в установке черепковского спектро­ метра и ионизационного калориметра. При этом для более эффек­ тивной регистрации электромагнитных ливней верхний слой свин­ ца толщиной 2 см был приближен к первому ряду искровых камер на расстояние 30 см. Таким образом, суммарная толщина вещест­

ренковских детекторов, составляла 10,5 рад. ед. За электронно-фо­ тонные ливни принимались такие события, когда лавина начина­ лась в верхнем свинцовом фильтре, а в черепковском спектрометре наблюдался плавный спад кривой поглощения без вторичных мак­ симумов. Пробег для поглощения, полученный по усредненной каскадной кривой для этих ливней, оказался близким к пробегу электромагнитных ливней, что указывает на правильность крите­ рия отбора электромагнитных лавин. Таким способом было отобра­ но 83 ливня с энергией выше 90 Гэв.

Как отмечалось выше, энергия электронно-фотониых ливней при измерениях тонким черенковским детектором находится из выражения

^:т = о

ав случае регистрации ливней ионизационными камерами исполь­ зуется соотношение

«о-. -

32

Результаты измерений энергии ионизационными камерами в данном случае свободны от влияния сильноионизующих частиц, что позволяет сравнивать их с данными, полученными черепковски­ ми счетчиками. Согласно проведенным расчетам (см. гл. VII), величина к для использованных черенковских детекторов в обла­ сти максимума развития лавин равна 2,7. Если учитывать переход­ ный эффект свинец — медь для ионизационных камер коэффици­ ентом к'=1,7±0,1, полученным И. Н. Фетисовым на ускорителе [85], то средняя величина отношения будет

= 1,01+0,04.

Итак, экспериментальная оценка переходного эффекта свинец— вода для рассматриваемых детекторов близка к расчетной.

При измерении энергии, выделяемой в веществе спектрометра ионизационным калориметром, возникает переходный эффект другого порядка. Поскольку измерения ионизации в калориметре производятся на дискретных уровнях, переходный эффект «четы­ реххлористый углерод — металлические стенки детекторов и иони­ зационных камер» может приводить к завышению площади, огра­ ниченной ядерно-каскадной кривой, т. е. к завышению регистри­ руемой энергии.

Экспериментальная оценка указанного эффекта производилась также путем сопоставления энергии электромагнитных ливней, ре­ гистрируемых одновременно черенковским спектрометром и иони­ зационным калориметром. Результаты измерений энергии черен­ ковским спектрометром свободны от влияния указанного эффекта. Толщина черенковских детекторов спектрометра (— 90 г/см2) зна­ чительно превосходит суммарную толщину стенок счетчика и иони­ зационных камер ( —6 г/см2), так что развитие каскада осуществ­ ляется главным образом в веществе спектрометра, а роль стенок сводится к небольшому размножению электромагнитных лавин. Таким образом, суммарный световой поток от электронно-фотон­ ных каскадов, пропорциональный энерговыделению в веществе спектрометра (с учетом потерь энергии в стенках счетчиков и ка­ мер), будет регистрироваться черенковским спектрометром практи­ чески без искажений.

Пусть Ес и Ек — энергии электромагнитных ливней, измеряе­ мые черенковским спектрометром и ионизационным калориметром соответственно. Тогда коэффициент, учитывающий величину пере­ ходного эффекта СС14—Fe, будет равен

Для определения среднего значения k" отобраны электронно­ фотонные ливни высокой энергии Д;т >140 Гэв. Экспериментальная

величина 7г",-найденная по 45 ливням, оказалась равной

3 - 1 0

Г л а в а III

ИСКРОВЫЕ КАМЕРЫ И МЕТОДИКА ОБРАБОТКИ ИНФОРМАЦИИ С ТРЕКОВЫХ ПРИБОРОВ

§ 1. Широкозазорные искровые камеры

Искровые камеры с большим межэлектродным промежут­ ком являются относительно новым трековым прибором. Благодаря ряду преимуществ, которыми они обладают по сравнению с каме­ рами Вильсона, эти детекторы все более широко применяются в экспериментах с космическими лучами.

Обычные искровые камеры с малым (~ 1 см) разрядным про­ межутком представляют собой многоэлектродную систему, в кото­ рой треки следуют в направлении электрического поля камеры. Эффективность регистрации многих частиц, одновременно пересе­ кающих искровой промежуток таких детекторов, невелика. Увели­ чение разрядного промежутка до нескольких сантиметров придает детектору качественно новые свойства, главными из которых явля­ ются высокая точность следования искры по направлению движе­ ния частицы и хорошая ливневая эффективность. Широкозазорные искровые камеры, часто называемые трековыми приборами, впервые исследовались советскими физиками [33, 48, 125]. А. И. Алиханяну с сотрудниками удалось получить треки удовлет­ ворительного качества в искровой камере, помещенной в магнитное поле [27]. Г. Чиковани [91] и Б. Долгошеин [51] создали широко­ зазорные камеры, работающие в стримерном режиме. В настоя­ щее время имеются различные типы широкозазорных искровых камер.

В искровых камерах, работающих в проекционном режиме, ког­ да частица движется под углами больше 40—50° к направлению электрического поля, трек представляет собой набор мелких искро­ вых разрядов, идущих перпендикулярно плоскости электрода. В этом случае глубинная координата трека измеряется с плохой точностью (порядка ширины межэлектродного зазора).

В стримерной камере разряды обрываются в начальной стадии развития, так что стримеры локализуются вблизи траектории час­

под любыми углами относительно направления электрического

34

поля. Однако эксплуатация камер в стримерном режиме представ­ ляет более сложную задачу, чем в случае использования обычных трековых камер. Для стримериых камер характерно повышенное значение (~ 1 5 кв/см) импульсных напряжений. При этом необ­ ходимо обеспечивать высокую стабильность длительности высоко­ вольтного импульса с точностью —• 1 нсек. Поскольку длительность импульсов составляет несколько наносекунд, возникает задача тщательного согласования камеры с ГИНом. Следует также отме­ тить различие в яркости следов, расположенных под разными уг­ лами к электрическому полю стримерной камеры.

Другие разновидности стримерных камер, такие, как микро­ волновая [119] и камера со световым усилением [102], не нашли пока большого применения из-за трудностей, возникающих при фотографировании и создании детекторов большого объема.

Врассматриваемой нами установке использовались трековые камеры, в которых искровой разряд, замыкающий электроды, с вы­ сокой точностью следует по траектории частицы вплоть до 40—50° относительно направления электрического поля. Как оказалось, при энергиях £'о>200 Гэв практически все вторичные частицы концентрируются в области углов, меньших 40° к направлению первичных.

Корпус рассматриваемых камер целиком изготавливался из стекла и, следовательно, рабочий газ был отделен от металлических электродов диэлектриком. Искровые камеры такого типа носят название разрядных камер [108]. В подобных детекторах легко до­ стигается высокая эффективность регистрации многих частиц, од­ новременно пересекающих искровой промежуток. Это свойство разрядных камер объясняется ограничением тока искры диэлект­ риком, что приводит к слабой связи между соседними искровыми разрядами.

Вработе [35] было показано, что высокая ливневая эффектив­ ность и точность следования искры по направлению движения ча­ стицы могут быть достигнуты и в обычных широкозазорных каме­ рах без применения диэлектрика между электродом и газом

камеры, если обеспечить достаточно крутой (~ 1 0 —20 нсек) передний фронт высоковольтного импульса. Однако при прохож­ дении через такую камеру одновременно нескольких частиц искры отличаются друг от друга по интенсивности свечения, что, по-види­ мому, связано с флуктуациями в начальной стадии развития раз­ ряда и зависит от числа искр, их взаимного расположения, мощно­ сти разрядного устройства и т. д. [49]. Поэтому разрядные камеры, на наш взгляд, обладают важным преимуществом: лучшей, чем у обычных камер, однородностью яркости свечения искр при одно­ временной регистрации нескольких частиц. Это дает возможность более надежно определить на фотопленке число ливневых частиц, проходящих на близких ( ~ 1 мм) расстояниях друг от друга.

35

§ 2. Конструкция и схема питания искровых камер

Для изготовления боковых поверхностей искровых камер использовались стекла типа СВВ толщиной 14 мм. а остальных частей — зеркальные стекла толщиной 7 мм. Дно, крышка и две нефотографируемые боковые стенки матировались изнутри, чтобы избежать отражения искр. Клеем служила эпоксидная смола ЭД-5, к 100 весовым частям которой добавлялось 8 частей полиэтиленполиамина при температуре 17°С. Дно и крышка камер выступали за пределы рабочего объема на 3 см. К выступающим участкам при­ клеивались дублирующие швы в виде стеклянных пластинок тол­ щиной 7 мм. После склейки камер на все дублирующие швы на­ носилась снаружи вакуумная замазка.

Для откачки и наполнения камеры неоном использовался стек­ лянный кран, который приклеивался к одной из заматованных бо­ ковых поверхностей. Таким путем исключался непосредственный контакт рабочего газа камеры с резиновым шлангом, гажение которого могло бы привести к порче газа в период длительной эксплуатации. Откачка и перенаполнение рабочим газом произво­ дились в стальной барокамере. Газ из камеры откачивался до дав­ ления Зч-5-lQ мм рт. ст. и камеры наполнялись технически чистым гелием, в атмосфере которого выдерживались в течение суток. За­ тем газ откачивался вновь и после промывки небольшим количест­ вом неона особой чистоты искровые камеры заполнялись им до атмосферного давления. Принятые меры обеспечивали длительную устойчивость характеристик искровых камер: в течение 1—2-х лет камеры могли эксплуатироваться без перенаполнения, что имеет важное значение в экспедиционных условиях работы. Высоковольт­ ными электродами камер служили листы дюралюминия толщиной 1,5—2,0 мм. Для улучшения однородности электрического поля электроды выступали за пределы рабочего объема камер на 10 см. На края электродов надевался шланг из вакуумной резины.

В качестве питающего устройства камер использовался генера­ тор Аркадьева—Маркса [ГИН], позволяющий сравнительно просто получать высоковольтные импульсы с крутым (— 10~8 сек.) перед­ ним фронтом и амплитудой в сотни киловольт.

Принципиальная схема питания искровых камер приведена на рис.' 6. Импульс, поступающий от блока управления с задержкой 1 мксек, равной времени запоминания сигнала от черенковского детектора, вызывает срабатывание тиратрона. Выходной импульс Л, с амплитудой 300 в используется для параллельного запуска двух импульсных тиратронов типа ТГИ-3/1. Для устранения взаи­ мовлияния между ними в управляющие сетки этих ламп последо­ вательно включались сопротивления, составляющие 5,1 ком.

Выходным импульсом тиратрона Лг запускается ГИН-2, питаю­ щий верхние искровые камеры, а импульсом Лз — ГИН-1, питаю­ щий нижние камеры.

36

Первыми искровыми промежутками генераторов являются тригатроны, на поджигающие электроды которых подаются импульсы с Л2 и Л3 с амплитудой— 1 кв.

Тригатрон изготовлен на основе конденсатора типа КО емкостью 1500 пф. Диэлектриком в таком конденсаторе служит титанат ба­ рия (ВаТіОз), имеющий высокую ( ~ 1000) диэлектрическую про­ ницаемость. В качестве поджигающего электрода использовалась молибденовая проволока, вводимая внутрь конденсатора. Разме­ щение диэлектрика с большим значением диэлектрической прони­ цаемости между поджигающим электродом и катодом разрядника

приводит к увеличению напряженности поля вблизи электродов. В связи с этим напряжение пробоя у разрядников снижается в не­ сколько раз [118] и для надежного срабатывания требуются суще­ ственно меньшие (несколько сотен вольт) амплитуды пусковых импульсов.

Рассматриваемые тригатроны были помещены внутрь стальных шариков диаметром 20 мм, служащих первым искровым проме­ жутком ГИНов. Такая конструкция оказалась стабильной в экс­ плуатации и выдерживала десятки тысяч срабатываний. Каскадные генераторы запускались пусковыми импульсами с Лг и Лз, посту­ пающими на тригатроны. Разряд между поджигающим электро­ дом и электродом, соединенным с землей, инициирует пробой в основном промежутке. Возникающая при этом вспышка ультра­ фиолетового свечения подсвечивает разрядные промежутки ГИНа, уменьшая этим статистическое время задержки искрового пробоя.

Используемые в установке ГИНы представляют собой 8-кас- кадные генераторы, собранные на конденсаторах 9КВ10 емкостью Со = 0,01 мкф каждый. В исходном состоянии конденсаторы заря­ жены через сопротивления от источника высокого напряжения типа ВС-20-10 до ~ 18 кв. При срабатывании первого разрядного про­ межутка остальные оказываются под большим напряжением, что

37

приводит их к пробою. В результате напряжение на выходе генера­ тора оказывается равным нш0, где т — число каскадов.

Таким образом, максимальная амплитуда выходных импульсов ГИНа оказывается равной в данном случае — 140 кв при выходной емкости Спых, составляющей 1250 пф. Длительность переднего фронта импульсов равна Тф=15—20 нсек при экспоненциальном спаде с постоянной т„= (Свых+ ^'к)Rn, где Ск — емкость камеры, а Rn — сопротивление нагрузки, изготовленное нами из молибдено­

частицы сочетается с достаточной яркостью. Однородность поля достигалась подбором точки заземления нагрузочного сопротив­ ления.

§ 3. Ливневая эффективность камер

Ливневую эффективность камер Q,; можно определить как отношение числа зарегистрированных треков /гтр к полному числу частиц, прошедших через камеру NTp:

Нами исследовалась ливневая эффективность двух рядов искро­ вых камер, расположенных в установке под мишенью. Эти камеры соединялись параллельно и располагались одна под другой. Высо­ ковольтный импульс подавался на средний электрод, являющийся для них общим.

Для оценки ливневой эффективности регистрации этих камер были рассмотрены проникающие ливни с энергией выше 150 Гэв, генерированные в парафиновой мишени и проходящие через рабо­ чие объемы двух камер. При этом считалось, что разряды в искро­ вых камерах независимы друг от друга.

Тогда ливневую эффективность первой камеры можно записать в виде

где пвн — число треков в верхней камере, имеющих продолжение в нижней, т. е. число треков, зарегистрированных двумя камерами; Пи — полное число треков, регистрируемых нижней камерой.

Ливневая эффективность второй камеры будет

где пв — полное число треков от данного ливня, регистрируемое верхней камерой.

3S