spez_fiz_pr_zachita

дрейфовой ячейки [104]. На рис. 8.30 показан трек одной частицы в таком многопроволочном дрейфовом модуле [104].

8.4.2.Струйные дрейфовые камеры

Вцилиндрических дрейфовых камерах содержится от 10 до 15 слоев анодных проволочек. Если требуется идентифицировать частицы путем измерения удельных энергетических потерь с помощью анодных проволочек, например, отделить заряженные пионы от K-мезонов, то может оказаться, что

Рис. 8.30. Пример пролета одной частицы через многопроволочный дрейфовый модуль. Кружками обозначены измеренные времена дрейфа для сработавших проволочек. Трек частицы представляет собой общую касательную ко всем дрейфовым кружкам [104]

Из измеренного значения энергетических потерь (при достаточно высокой точности) можно определить скорость частицы, использовав для этого формулу Бете–Блоха:

где . – параметр, зависящий от типа частицы и материала мишени. Тем самым, с помощью выражения (8.10) можно определить массу частицы при известном значении импульса. В струйных дрейфовых камерах точное измерение энергетических потерь при ионизации достигается определением удельной ионизации на максимально возможном числе анодных проволочек.

Первая струйная камера была сконструирована для центрального детектора в эксперименте JADE [106, 107] на электрон-позитронном накопительном кольце PETRA. Детектор определял энергетическую потерю заряженных частиц на проволочках, которые натянуты параллельно

магнитному полю вдоль оси z (Bz70). Сигнальные проволочки образуют ячейку в виде сектора с поперечным электрическим полем. Путь дрейфа электронов в газе в этом случае гораздо больше по сравнению с цилиндрической дрейфовой камерой и может достигать 10 см. В этом случае влияние силы Лоренца e V: Bz становится заметным. Это приводит к

231

отклонению направления дрейфа электронов от направления электрического поля Ε на угол Лоренца . При скорости дрейфа vd этот угол определяется из

Цилиндрический объем дрейфовой камеры разделен на 24 радиальных

сегмента с углом раскрытия 152. В каждом сегменте содержится 64 сигнальные проволочки. Эти проволочки образуют 4 ячейки по 16 проволочек в каждой. В целом камера содержит 1536 сигнальных проволочек длиной 234 см.

Рис. 8.31. Сегмент струйной дрейфовой камеры [11, 12, 106-108]. Полеобразующие катодные полоски показаны только с одной стороны сегмента. Для простоты и для того, чтобы не перегружать рисунок, на двух внутренних кольцах показано только по 5 анодных проволочек, а на внешнем кольце – только 6

На рис. 8.31 схематически показано принципиальное устройство одного из таких секторов, который в свою очередь подразделен на меньшие дрейфовые области по 16 анодных проволочек каждая. Поле образовано потенциальными полосками на границах между двумя секторами.

Для того чтобы достичь максимальной точности при измерении индивидуальных энергетических потерь, камера работала при давлении 4 атмосферы. Избыточное давление подавляет влияние статистики первичных ионов на пространственное разрешение.

На рис. 8.32 [106, 107] показана (r, 9) проекция траекторий частиц в

событии электрон-позитронного взаимодействия в дрейфовой камере JADE. Изогнутые треки принадлежат заряженным частицам, а треки, показанные пунктиром, – нейтральным частицам, на которые магнитное поле не влияет (и которые не регистрируются камерой). До 48 пространственных координат регистрируется вдоль радиального трека. Эта информация используется также и для определения ионизационных потерь. Координаты вдоль оси z определяются путем измерения заряда, индуцированного на обоих концах

232

сигнальной проволочки. Из соотношения этих зарядов определяют z-координату места прохождения частицы с погрешностью 1,6 см.

Проблема лево-правосторонней неоднозначности в камере решается путем расположения анодных проволочек в шахматном порядке. Еще большая по размеру струйная дрейфовая камера установлена на детекторе OPAL на большом электрон-позитронном накопительном кольце LEP в ЦЕРНе [109].

Устройство струйной камеры MARK II очень сходно с устройством камеры JADE [110, 111]. Ионизация, произведенная треками частиц в этом детекторе, собирается на анодных проволочках. Потенциальные проволочки между анодами и слоями полеобразующих проволочек создают поле дрейфа. Качество поля на концах дрейфовой ячейки улучшается с помощью дополнительных потенциальных проволочек.

8.5. Применение многодетекторных систем

Многодетекторные системы, состоящие из большого числа сцинтилляционных, черенковских, полупроводниковых детекторов, находят весьма широкое применение в физике высоких энергии, в ядерной физике и других областях науки и техники.

Во всех случаях, когда необходимо получить сведения о распределении частиц в пространстве или времени, а также во всех случаях, когда необходимо регистрировать сложные события, связанные с взаимодействием частиц с веществом, применяют многодетекторные системы.

Рис. 8.32. ( r,9 )- проекция продуктов взаимодействия в событии электрон-позитронного столкновения на центральном детекторе JADE [106, 107, 112]

Особенно широкое применение находят многопроволочные камеры. Их применяют в физике элементарных частиц, а также в прикладных исследованиях: в медицине (для получения изображений), в нейтронографии, рентгеновской дифрактометрии, в радиографии.

Многопроволочные камеры используют в экспериментах для бесфильмовой регистрации треков частиц. Это обусловлено тем, что камеры обладают:

233

( высоким временным и пространственным разрешением; ( небольшим временем восстановления; ( позволяют работать совместно с ЭВМ;

(позволяют предварительно отбирать информацию с помощью специализированных цифровых и аналоговых систем;

(позволяют проводить эксперимент совместно с широким набором различных детекторов.

9.СПЕКТРОМЕТРИЯ ИЗЛУЧЕНИЙ

Целью всякого ядерно–физического эксперимента является получение информации о физических характеристиках источников ядерного излучения, ядер в неустойчивых состояниях, пучков ускорителей, космических объектов и т. д. Такую информацию получают, исследуя спектры ядерного излучения.

дифференциальный поток (плотность потока) ядерных частиц. Параметрами xi могут быть энергия ядерных частиц, их масса, временной интервал, угол

вылета и т. д.

Спектры излучения исследуют на спектрометрах, где происходит взаимодействие излучения с веществом детектора или полем, в результате которого получается сигнал. Взаимодействие организуется таким образом, чтобы параметры vi получаемого сигнала зависели от исследуемых

параметров излучения xi .

После преобразования сигналов в электронных устройствах они поступают в ячейки запоминающего устройства, и таким образом в спектрометре получаем спектр сигналов Κ(v1, v2 , v3 , ...vn ) . Параметрами,

характеризующими сигнал, могут быть амплитуда сигнала, интервал времени между двумя сигналами, номер канала и др. Спектр сигналов Κ(v1, v2 , v3 , ...vn ) называется аппаратурным. Как правило, аппаратурный

спектр по форме сильно отличается от спектра излучения. Связь между аппаратурным спектром и спектром излучения дается уравнением Фредгольма [20]

Функцию G(x, v) называют функцией отклика спектрометра. Она

имеет смысл плотности вероятности ионизирующей частице со значением параметра x создать сигнал на выходе спектрометра со значением параметра v .

Конечный этап спектрометрического эксперимента – обработка – заключается в восстановлении истинного спектра Κ(x) по аппаратурному

234

Κ(v) путем решения уравнения (9.1), для чего необходимо знать функцию отклика G(x, v) .

Если связь между параметрами x и v выражается через известные фундаментальные константы и величины, которые могут быть измерены в абсолютных единицах (например, как в магнитном спектрометре), то спектр Κ(x) может быть восстановлен в абсолютных единицах после анализа

аппаратурного спектра Κ(v) и решения уравнения (9.1).

Проведение абсолютных измерений сопряжено с большими экспериментальными трудностями, поэтому большинство измерений проводится относительным методом и функция отклика G(x, v) определяется

по экспериментально измеренным спектрам реперных или образцовых источников. Экспериментальное определение функции отклика называется

градуировкой спектрометра.

9.1. Сцинтилляционный метод спектрометрии

Энергетические спектры ядерного излучения наиболее часто исследуют на спектрометрах со сцинтилляционными детекторами. Сцинтилляционный метод измерения энергетического спектра ионизирующих излучений основан на анализе световых вспышек (сцинтилляций), возникающих в определенных веществах (сцинтилляторах) при взаимодействии излучения с этими веществами. Параметром, характеризующим излучение, служит энергия E , а параметром, характеризующим сигнал, – амплитуда импульса v .

Характерной особенностью сцинтилляторов является их малое время высвечивания. Длительность вспышки в неорганических сцинтилляторах, возникающих при попадании в них заряженной частицы или кванта фотонного излучения, составляет примерно 10–7 с. Для органических сцинтилляторов это время еще меньше: 10–7–10–9 с. Другая важная особенность – пропорциональность между интенсивностью вспышки и

других неорганических сцинтилляторов используют CsI(Tl) , особенно в

спектрометрии рентгеновского и низкоэнергетического -излучения, и KI(Tl) . При измерении спектров высоких энергий получили применение жидкие сцинтилляторы.

9.1.1. Принцип действия сцинтилляционных спектрометров

Основным элементом, составляющим сцинтилляционный спектрометр, является сцинтилляционный детектор, состоящий, в свою очередь, из

сцинтиллятора и фотоэлектронного умножителя (ФЭУ), преобразующего световой сигнал детектора в электрический.

235

Процесс регистрации отдельной частицы сцинтилляционным детектором содержит следующие этапы:

(энергия частицы (или её часть) поглощается сцинтиллятором, приводя к появлению ионизованных и возбужденных молекул;

(возбужденные молекулы, возвращаясь в исходное состояние, высвечивают фотоны;

(свет из сцинтиллятора, распространяясь по объему сцинтиллятора и отражаясь от его стенок, попадает на фотокатод ФЭУ;

(на фотокатоде происходит преобразование энергии световой вспышки, при котором из фотокатода вырываются электроны;

( в динодной системе ФЭУ осуществляется умножение электронов;

(на заключительном этапе формируется импульс тока на аноде ФЭУ.

На каждом из перечисленных этапов процесса регистрации действуют

различные причины, которые влияют на характеристики выходного сигнала сцинтилляционного детектора.

Рис. 9.1. Зависимость световыхода от поглощенной энергии частиц (электронов – e, протонов – p, и -частиц) в органическом (а) и неорганическом (б) сцинтилляторах

[113]

При регистрации сцинтилляционным детектором нас должна интересовать та энергия, которую несет на себе световой сигнал сцинтиллятора. Отношение энергии световой вспышки к энергии, потерянной регистрируемой частицей в сцинтилляторе, называется конверсионной эффективностью. Для идеального сцинтиллятора конверсионная эффективность не должна зависеть от энергии регистрируемых частиц, а также от их вида. В этом случае интенсивность световой вспышки строго пропорциональна энергии, потерянной частицей в веществе сцинтиллятора.

В реальных сцинтилляторах свойство пропорциональности соблюдается лишь в ограниченном энергетическом диапазоне и зависит от вида частиц. На рис. 9.1 в качестве примера приведены зависимости от энергии различных частиц для органических (антрацен) и неорганических ( NaI(Tl) )

сцинтилляторов.

Оптический спектр излучения сцинтиллятора есть свойство самого сцинтиллятора и слабо зависит от природы регистрируемых частиц. Поэтому

236

световую вспышку сцинтиллятора можно характеризовать некоторым числом фотонов N , имеющим среднюю энергию Eф . Число фотонов будет

пропорционально потерянной энергии при условии, что конверсионная эффективность не зависит от энергии. Процесс высвечивания сцинтиллятора после возбуждения характеризуется временем высвечивания 8 , по истечении которого интенсивность световой вспышки падает в e 2,718 раз. Световая вспышка достигает своего максимума по интенсивности не мгновенно, а нарастая в течение некоторого времени, определяемым временем переноса энергии к центрам свечения. Однако это время значительно меньше времени высвечивания.

При распространении света по сцинтиллятору часть света поглощается самим сцинтиллятором. Это поглощение характеризуется прозрачностью сцинтиллятора по отношению к спектру испускания. Кроме того, прежде чем свет достигнет ФЭУ, он должен преодолеть пространство между сцинтиллятором и фотокатодом, представляющее собой стеклянное окно упаковочного контейнера сцинтиллятора и стекло колбы ФЭУ, на которую с внутренней стороны напылен фотокатод. B этих материалах также поглощается часть света. Взаимное расположение сцинтиллятор – ФЭУ, качество оптического контакта между ними, наличие световода между сцинтиллятором и ФЭУ приводит к уменьшению числа световых фотонов, достигающих фотокатода. Кроме поглощения света, в перечисленных материалах происходит его потеря в результате неполного отражения на границах этих же материалов. Вылетевшие из фотокатода фотоэлектроны после размножения в динодной системе образуют на аноде ФЭУ заряд Q ,

пропорциональный поглощенной в сцинтилляторе энергии фотона. Необходимо отметить, что величина собираемого заряда не постоянна и флуктуирует. Флуктуация заряда Q определяет энергетическое разрешение

сцинтилляционного спектрометра.

Для использования сцинтилляционного детектора в качестве спектрометра необходимо, чтобы весь собранный заряд Q участвовал в

создании выходного сигнала, по значению которого определяется поглощенная в сцинтилляторе энергия.

Заряд Q создает в цепи анода импульс тока. Электроны с фотокатода

при прохождении через ФЭУ будут приводить к появлению лавины электронов на аноде, во-первых, с некоторой задержкой по отношению к моменту образования фотоэлектронов, во-вторых, электроны, составляющие лавину, будут появляться на аноде в течение некоторого времени, так как их пути между динодами ФЭУ различны.

В формировании импульса тока участвуют электроны, образованные на фотокатоде, число которых меняется во времени, поскольку число световых квантов, участвующих в образовании фотоэлектронов, есть функция времени, зависящая от времени высвечивания сцинтиллятора. Кроме того, время высвечивания сцинтиллятора подвержено статистическим флуктуациям, поэтому процесс эмиссии фотоэлектронов также меняется во

237

времени. Всё это вместе приводит к сложному закону зависимости анодного тока от временных характеристик сцинтиллятора и ФЭУ.

Необходимо знать, что время нарастания импульса тока определяется также временем нарастания самого светового импульса сцинтиллятора, отсчитываемого как время между прохождением частицы и временем максимального свечения сцинтиллятора, и некоторым временем запаздывания между моментом поглощения светового фотона фотокатодом и моментом испускания им первого фотоэлектрона. Оба эти интервала времени подвержены статистическим флуктуациям и влияют на формирование переднего фронта импульса тока. Но, учитывая, что они малы, можно считать время нарастания импульса тока зависящим только от временных характеристик ФЭУ.

Как уже отмечалось выше в разделе 4.4, для измерения сигнала со сцинтилляционного детектора к аноду ФЭУ (или же к последнему из динодов) подсоединяется нагрузка R . Параллельно резистору R всегда присутствует паразитная емкость C . Импульс напряжения на сопротивлении R формируется таким же образом, как и в случае ионизационного детектора.

Распределение амплитуд импульсов около своего среднего значения, вследствие многочисленных статистических флуктуаций различных параметров системы, хорошо аппроксимируется распределением Гаусса.

9.1.2. Аппаратурная форма линии спектрометра

Аппаратурная форма линии (АФЛ) спектрометра энергии определяется физической картиной взаимодействия излучения с детектором и окружающими материалами и представляет собой непрерывное распределение с некоторым количеством пиков. Образование пиков связано с тем или иным видом взаимодействия частицы с детектором или с окружающим материалом, приводящим к поглощению определенной доли энергии частицы в чувствительном объеме детектора. Именно по таким пикам, как правило, можно наиболее точно восстановить характеристики излучения – энергию и интенсивность частиц. Поэтому при конструировании спектрометров стоит задача увеличения вклада импульсов в определенные пики.

Чем уже пики, тем точнее может быть определена энергия частиц и тем более сложные спектры частиц можно исследовать. Поэтому вторая задача, которая ставится при разработке спектрометра, – уменьшение ширины пиков и, следовательно, уменьшение энергетического разрешения.

Непрерывное распределение связано с различными эффектами, приводящими к неполному поглощению энергии частицы в чувствительном объеме детектора, с регистрацией вторичного и фонового излучений и т. д. Чем меньше доля непрерывного распределения в аппаратурном спектре, тем

исследовании моноэнергетического излучения говорит о неоднозначной связи амплитуды импульса с энергией частицы.

238

что приводит к появлению пика полного поглощения. Второй процесс – образование пар – создает три пика в амплитудном распределении: первый – пик полного поглощения, когда в кристалле поглощаются оба аннигиляционных -кванта; второй – при утечке из кристалла одного аннигиляционного кванта и третий – когда оба аннигиляционных кванта выходят из кристалла без взаимодействия. Таким образом, амплитудные распределения при регистрации -квантов в неорганических кристаллах оказываются сложными.

Впроцессе формирования амплитудного распределения для-квантов имеет существенное значение и многократное рассеяние квантов внутри кристалла. Этот процесс приобретает тем большее значение, чем больших размеров кристалл.

Врезультате многократного взаимодействия -квантов в сцинтилляторе (в различных его частях) образуются электроны отдачи, которые впоследствии вызывают сцинтилляционный процесс. Так как время

образования электронов обычно мало в сравнении с временем высвечивания сцинтилляторов 8 , то можно считать, что создаются единая световая вспышка и единый импульс на выходе сцинтилляционного счетчика. Действительно, скорость -квантов около 3 1010 см/с, поэтому их время жизни в сцинтилляторе по порядку величин равно 3 10–11 l с, где l –

или размер сцинтиллятора, или средний свободный пробег -кванта в сцинтилляторе, если размер сцинтиллятора больше среднего свободного

сцинтилляторов примерно 3 10-9 с, а пробег -квантов в жидких сцинтилляторах около 30 см. И в этом случае время образования электронов отдачи оказывается меньше, чем 8 .

Функция отклика, приведенная на рис. 9.2, а является типичной при регистрации -квантов для многих неорганических кристаллов, в состав которых входят элементы с большими атомными номерами. Функция G(E,V ) при регистрации -квантов с помощью органических кристаллов представляет собой непрерывное распределение, на фоне которого имеется лишь один слабый максимум, если энергия -квантов превышает 3–4 МэВ.

Такой вид формы линии обусловлен тем, что -кванты в органических соединениях взаимодействуют с электронами в основном в результате

комптон-эффекта. Вероятность фотоэффекта даже для -квантов с энергией 50 кэВ приблизительно в 20 раз меньше вероятности комптоновского рассеяния. Таким образом, органические кристаллы – практически

чистые комптоновские рассеиватели.

На рис. 9.2, б показана функция G(E,V ) для кристалла стильбена диаметром и высотой 30 мм, облучаемого -квантами с энергией 4,5 МэВ. Граница функции G(E,V ) соответствует -квантам, претерпевшим

240