Экспериментальные методы ядерной физики (ЭМЯФ) / ОНУЧИН_ЭМЯФ

Под действием приложенного напряжения во внешней цепи выделится заряд, определяемый числом образовавшихся электрон-дырочных пар. На образование одной пары затрачивается в среднем = 3 ≈ 3 эВ. Часть энергии, потерянной частицей в полупроводнике, передается кристаллической решетке и не приводит к образованию электрон-дырочных пар.

Для примера рассмотрим кристалл кремния толщиной = 0.1 мм и площадью= 30 × 30 мм, к которому приложено напряжение = 1 В (рис. 10.3). Через кристалл пролетает релятивистская частица. Для оценки будем считать, что удельные

частицей энергия ион = 4 · 104 эВ, а число образовавшихся электрон-дырочных пар:

с = 1.3 · 104 .

Такие сигналы легко регистрируются зарядо-чувствительными приборами, у которых уровень шума 100 . . . 1000 электронов. Однако рассматриваемый детектор не работает. Причиной являются флуктуации протекающего через кристалл тока (дробовой эффект — рис. 10.4). Для оценки возьмем время интегрирования сигнала= 10−7 с и удельное сопротивление кремния = 3 · 105 Ом · см. Тогда

Здесь мы использовали данные для сверхчистого кремния, но для промышленно выпускаемого кремния это отношение будет хуже в несколько раз. Проблема решается с помощью использования полупроводников с – -переходом.

§ 10.4. ДЕТЕКТОРЫ С p–n-ПЕРЕХОДОМ

Рассмотрим следующий пример. На поверхность полупроводника с -проводимо- стью наносится полупроводник с -проводимостью. Электроны из полупроводника с -проводимостью диффундируют в область с -проводимостью. В результате образуется некоторый слой, обедненный от носителей зарядов, и появляется напряжение 0 на – -переходе. На рис. 10.5 показаны энергетические зоны для такой

§ 10.5. ЭНЕРГЕТИЧЕСКОЕ РАЗРЕШЕНИЕ

Наиболее привлекательным свойством полупроводниковых детекторов является рекордно высокое энергетическое разрешение. Это связано с тем, что на образование одной электрон-дырочной пары тратится всего 3 эВ. В газовых детекторах на образование электрон-ионной пары тратится 30 эВ, а в сцинтилляционном счетчике на основе NaI(Tl) на образование одного фотоэлектрона — 300 эВ.

Для -частицы с энергией = 5 МэВ число электрон-дырочных пар 1.7 · 106. Относительная флуктуация этой величины составляет 8 · 10−4. В эксперименте получено энергетическое разрешение 0.1 %. Другими методами подобного разрешения не было достигнуто.

С полупроводниковыми детекторами выполняется большая программа измерения ядерных уровней в различных изотопах.

Одним из важных применений полупроводниковых детекторов является использование сверхчистых германиевых детекторов при температурах жидкого азота. Детектор такого типа используется сейчас на + −-коллайдере ВЭПП-4М для измерения энергии электронов пучка по эффекту обратного комптоновского рассеяния лазерных фотонов. При энергии рассеяния фотонов = 6 МэВ получено разрешение = 1.5 кэВ. С помощью этого метода измеряется энергия электронов с относительной точностью 3 · 10−5.

§ 10.6. ПРОСТРАНСТВЕННОЕ РАЗРЕШЕНИЕ

Для измерения координаты на полупроводниковую пластинку наносятся специальные металлические полоски (рис.10.6). Современные технологии позволяют

делать расстояние между полосками = 25 мкм, что обеспечивает простран-

√

ственное разрешение = / 12 = 25/3.5 = 7 мкм. Это рекордное разрешение.

Так же делаются и двухкоординатные детекторы (рис. 10.7), и даже пэдовые детекторы с размером пэдов 25 × 25 мкм. Серьезной проблемой для таких детекторов является считывающая электроника. В настоящее время разработаны специализированные чипы, которые позволяют выводить информацию со счетчиков в параллельно-последовательном коде, что резко уменьшает количество каналов связи между детектором и системой сбора данных.

§10.7. СОВРЕМЕННОЕ СОСТОЯНИЕ ПОЛУПРОВОДНИКОВЫХ ДЕТЕКТОРОВ

Внастоящее время полупроводниковые детекторы бурно развиваются. В сегодняшних экспериментах на встречных пучках на основе полупроводников в первую очередь делаются вершинные детекторы, которые располагаются непосредственно у самого места встречи. В частности, в экспериментах на B-фабриках (японской и американской) использовались кремниевые вершинные детекторы. Высокое пространственное разрешение таких детекторов позволяет с хорошей точностью определить координаты вершины — точки распада рожденной частицы,

азначит, измерить время жизни короткоживущих частиц по их отлету от точки рождения, что принципиально важно при изучении несохранения CP-четности в распадах B-мезонов.

Новым многообещающим шагом в использовании полупроводниковых детекторов стало создание калориметров на их основе.

Одним из важных направлений применения полупроводников являются детекторы фотонов. Кремниевые фотодиоды широко используются в электромагнитных калориметрах, таких как цезий-йодовые калориметры детекторов CLEO, BaBar и Belle.

На основе полупроводников были разработаны и используются гибридные фотодетекторы. В этих приборах, как и в обычных ФЭУ, для регистрации фотонов применяется фотокатод. Между фотокатодом и поверхностью полупроводникового детектора прикладывается напряжение в несколько десятков киловольт. Ускоренный этим напряжением фотоэлектрон образует в полупроводнике несколько тысяч электрон-дырочных пар, таким образом обеспечивается усиление сигнала. Подобные позиционно-чувствительные гибридные фотодетекторы используются в аэрогелевом и газовом RICH детектора LHCb на большом адронном коллайдере (LHC).

Для регистрации света применяются также лавинные фотодиоды. В этих диодах напряженность электрического поля в рабочей области кристалла достаточно высока — на длине свободного пробега электрон приобретает энергию, достаточную для образования вторичных электрон-дырочных пар. Таким образом достигается усиление сигнала в 10 . . . 100 раз.

В последнее время активно разрабатываются многопиксельные лавинные фотодиоды, работающие в гейгеровском режиме, — так называемые кремниевые фотоумножители. Эти приборы работают при напряжении обратного смещения – - перехода, превышающем напряжение лавинного пробоя. Фотоэлектрон, образованный фотоном в чувствительной области, вызывает лавинное умножение числа электрон-дырочных пар. Развитие лавины ограничивается внешним сопротивлением, которое создается на том же кристалле. Выделившийся заряд определяется конструкцией диода и напряжением смещения и не зависит от числа зарегистрированных фотонов. Пропорциональность выходного сигнала интенсивности света реализуется за счет большого числа (100 . . . 1000 на 1 мм2) независимо работающих фотодиодов (пикселей), изготовленных на одном кристалле и включенных параллельно. Фотодетекторы такого типа обладают коэффициентом усиления примерно 106, что позволяет регистрировать одиночные фотоны.

БИБЛИОГРАФИЧЕСКИЙ СПИСОК

1.Дирнли Дж. Полупроводниковые счетчики ядерных излучений : пер. с англ. / Дж. Дирнли, Д. Нортроп. — М. : Мир, 1966. — 359 с.

2.Калашникова В. И. Кристаллические детекторы / В. И. Калашникова, М. С. Козодаев // Детекторы элементарных частиц. — М. : Наука, 1966. — С. 160–189.

3.Ритсон Д. Применение транзисторов в исследованиях по физике высоких энергий /

Д. Ритсон // Экспериментальные методы в физике высоких энергий : пер. с англ. — М. : Наука, 1964. — С. 283–358.

4.Musienko Y. The gain, photon detection efficiency and excess noise factor of multi-pixel geiger-mode avalanche photodiodes / Y. Musienko, S. Reucroft, J. Swain // Nucl. Instrum. Meth. — 2006. — Vol. A567, № 1. — P. 57–61.

5.Proceedings of the 4th International Conference on New Developments in Photodetection (Beaune, France 19–24 June 2005) / ed. by: P. Bourgeois [et al.] // Nucl. Instrum. Meth., 2006. — Vol. A567, № 1.

6.Proceedings of the 10th Pisa Meeting on Advanced Detectors (La Biodola, Isola d’Elba,

Italy 21–27 May 2006) / ed. by: F. Cervelli, F. Forti, R. Paoletti, A. Scribano // Nucl. Instrum. Meth., 2007. — Vol. A572, № 1.

7.Proceedings of the Sixth International Workshop on Ring Imaging Cherenkov Detectors /

ed. by: A. Bressan, S. Dalla Torre, B. Gobbo, F. Tessarotto // Nucl. Instrum. Meth. — 2008. — Vol. A595, № 1.

Глава 11

ПРИНЦИП РАБОТЫ ЯДЕРНЫХ ФОТОЭМУЛЬСИЙ, КАМЕР ВИЛЬСОНА, ПУЗЫРЬКОВЫХ КАМЕР

Эти приборы сделали очень большой вклад в развитие экспериментальной ядерной физики, но в данное время не имеют широкого применения. Здесь мы рассмотрим основные принципы работы и некоторые исторические моменты.

§ 11.1. ЯДЕРНАЯ ФОТОЭМУЛЬСИЯ

Ядерные фотоэмульсии — это те же эмульсии, которые используют в фотографии, только у них б´ольшая толщина. Напомним, что такая эмульсия представляет собой желатин, в котором находятся «зерна» кристалликов бромистого серебра (рис. 11.1). В большинстве ядерных эмульсий размер зерен составляет 0.1 . . . 0.2 мкм. При помещении пленки в проявитель после попадания на нее света зерна, на которые падал свет, становятся черными. Оказалось, что ионизация от заряженной частицы воздействует на зерна таким же образом, как и свет. Это первый прибор, на котором было зарегистрировано воздействие радиации — открытие А. А. Беккереля 1893 года. Сделано оно было совершенно случайным образом. В сейф, в

котором Беккерель хранил изотопы, бы- ли помещены фотопластинки. На этих Рис. 11.1. Ядерная фотоэмульсия под микро-

пластинках обнаружилось почернение. скопом Дальнейшие исследования подтвердили, что пленка чернеет от ядерных частиц.

Пространственная точность в эмульсии рекордно высокая и достигает 1 мкм. Крупный скачок в направлении использования ядерных фотоэмульсий про-

изошел после Второй мировой войны. Тогда стали широко исследовать космические лучи, для регистрации которых ядерная фотоэмульсия является идеаль-

сти с помощью объектива (точность примерно 10 . . . 30 мкм).

Использовались также эмульсии в несколько слоев — так называемые эмульсионные камеры. Многослойная структура, а не один толстый слой, использовалась по причине того, что эмульсии делаются за некоторое время до проведения эксперимента. За это время через эмульсии пролетают космические частицы и оставляют следы. Если слои хранить в разных местах, то в дальнейшем нужные треки удается отделить от фоновых.

Самым крупным недостатком ядерных эмульсий является очень трудоемкий ручной процесс обработки. Поэтому создавались международные коллаборации для обработки экспериментальных данных c ядерных эмульсий.

В Институте ядерной физики Л. М. Барков одно время ставил эксперименты по измерению магнитного момента -гиперона на ВЭПП-3 с магнитными полями примерно 0.5 МГс. Такие поля можно сделать только взрывным образом. Конечно, ядерная эмульсия при этом разлеталась в разные стороны, однако все равно оставались кусочки, которые можно было обработать. Для такого типа уникальных экспериментов другого метода регистрации и не существует.

Это очень простой прибор, но требует большого труда по обработке. Поэтому везде, где можно провести эксперимент с помощью обычных приборов, работающих с компьютерами, обходятся без эмульсий. Тем не менее целая эпоха исследования-мезонов и космических частиц прошла с использованием ядерных фотоэмульсий.

§ 11.2. КАМЕРЫ ВИЛЬСОНА

Эти камеры были предложены в 1912 году Ч. Т. Р. Вильсоном. В 1927 году ему была присуждена Нобелевская премия за изобретение «метода визуального обнаружения траекторий электрически заряженных частиц с помощью конденсации пара».

в камере Вильсона наблюдалась картина развития ливня (рис. 11.5). В 1932 году американский физик К. Андерсон открыл позитрон в космических лучах (рис. 11.6). Очень долгое время эти детекторы работали и в экспериментах на ускорителях. Были исследованы процессы рождения -мезонов, барионов, гиперонов. Камеры Вильсона были основным инструментом на ускорителях до тех пор, пока в строй не вошли пузырьковые камеры.

(рис. 11.7). Сосуд имеет стеклянные окна, у которых расположены фотоаппараты. Как правило, используется много фото-

аппаратов для получения стереоизображения. Давление в камере регулируется.

2

> кр = н. п − .

Механизм образования пузырьков на траектории частицы заключается в следующем. Маленьким пузырькам дорасти до критического радиуса помогают два эффекта. В месте выделения ионизации несколько выше температура, поэтому давление насыщенного пара там больше. Кроме того, электрон-ионные пары, образованные в процессе ионизации на поверхности пузырька, могут флуктуировать таким образом, что с разных сторон пузырька образуются заряды одного знака. В результате появляются электростатические силы, которые расталкивают пузырек.

К сожалению, у пузырьковой камеры отсутствует время памяти. Поэтому, как правило, пузырьковые камеры работают на ускорителе в следующем цикле. Сначала производится сброс давления, затем из ускорителя выпускаются частицы в пузырьковую камеру. Через некоторое время, необходимое для роста пузырьков от частиц, производится засветка и фотографирование. Восстанавливается стационарное давление. После этого в камере в течение некоторого времени рассасываются пузырьки. Это и есть мертвое время пузырьковой камеры — оно равно примерно 1 с, что в сотни раз меньше, чем в камере Вильсона. Другим важным преимуществом