Разработка, создание и использование газоразрядных детекторов частиц для экспериментов в физике высоких энергий

Введение
Экспериментальное исследование сложных физических процессов и явлений в области физики высоких и сверхвысоких энергий автоматически подразумевает создание сложной и, как правило, всегда дорогостоящей экспериментальной установки, оптимально сочетающей в себе различные типы детекторов частиц. Основная проблема, которая в этом случае должна быть решена, заключается в правильном выборе методики ядерно-физического эксперимента. Базовым компонентом подобных экспериментальных установок являются трековые системы, созданные на базе газоразрядных детекторов частиц с различными методами съема информации. При этом, как правило, для получения физически красивых экспериментальных результатов требуется детально проанализировать и минимизировать влияние комплекса зачастую взаимно противоречивых факторов влияющих на работу этих детекторов, с целью реализации их предельно достижимых параметров.
Цель настоящей работы заключается в том, чтобы на примере нескольких физических экспериментов продемонстрировать методы (или, можно сказать, стратегию) создания и оптимизации сложных экспериментальных установок основным (или существенным) компонентом которых являются трековые газонаполненные детекторы частиц. Надежда на то, что эта цель может быть достигнута, базируется на многолетнем опыте успешной работы автора и его коллег по созданию трековых систем для различных экспериментов. Эго - эксперименты Е-715, Е-761 и Е-781 в Лаборатории им.Э.Ферми (США); эксперимент по изучению каналлирования протонов изогнутыми монокристаллами в ЛНЯФ (СССР), эксперимент ЬЗ в ЦЕРНс (Швейцария); эксперимент ИЕКМЕБ в ЭЕБУ (Германия) и т.д.. Речь идет о таких детекторах частиц, как:
- детекторы переходного излучения;
- пропорциональные камеры с анодным и катодным методами съема информации;
- дрейфовые камеры со съемом информации по времени дрейфа и методом де-
ления зарядов;
Все эти детекторы являются одними из основных трековых приборов в современной физике высоких энергий. В ближайшем будущем, несмотря на появление нового поколения полупроводниковых и газовых микростриповых детекторов, они будут продолжать играть ключевую роль в современных экспериментальных установках на ускорителях как со встречными пучками, так и с фиксированными мишениями. Это
2
обуславливает ряд требований, предъявляемых к трековым детекторам.
Во-первых, при высоких энергиях частицы мало отклоняются в ограниченном объёме магнитного поля экспериментальной установки. Поэтому для точного определения импульса регистрируемых частиц и знака заряда необходимо на большой базе обеспечить многократное измерение координат вдоль трека частицы с достаточно высокой точностью. Причём, учитывая высокую светимость современных коллайдеров (1031-И034 см *' сек'1), регистрация частиц должна осуществляться в условиях высокой загрузки (в том числе и фоновой), что налагает жесткие требования на временное разрешение детектора.
Во-вторых, образование и последующий распад нестабильных частиц (например, гиперонов, т - лептонов, с и в - мезонов) приводит к появлению вторичных вершин, для реконструкции которых необходимо высокое двухчастичное и пространственное разрешение детектора в широком диапазоне углов вылета продуктов распада.
В-трстьих, для работы детектора в экспериментальной физической установке в течение нескольких лет без доступа персонала требуются высокая надежность и радиационная стойкость прибора в условиях длительного и интенсивного облучения.
Газонаполненные детекторы частиц, отличающиеся комплексом высоких рабочих характеристик, позволяют эффективно решать перечисленные выше проблемы и получать великолепные физические результаты. В частности:
- создание детектора переходного излучения, работающего в реальном физическом эксперименте, создало принципиальную возможность для проведения в 1983-2000 годах серии успешных экспериментов (Е-715; Е-761; Е-781 в лаборатории Fermi-lab, USA), в которых был получен ряд уникальных физических результатов (Глава 1).
- использование трековой системы с предельно высоким пространственным разрешением (а<60 pm) позволило обнаружить эффект каналирования протонов с энергией 1 ГэВ изогнутыми монокристаллами, а также экспериментально продемонстрировать эффект угловой фокусировки каналирующих протонов (Глава 2).
- созданный в ПИЯФ торцевой координатный детектор FTC для экспериментальной установки L3, с помощью которой на ускорителе LEP в ЦЕРНе изучались уникальные физические процессы рождающиеся в с V столкновениях при энергиях 5 -г- 200 ГэВ. Детектор участвовал в наборе статистики и успешно использовался в анализе данных на протяжении всего десятилетнего периода работы установки L3. Разработан и применен алгоритм оптимизации всех рабочих параметров дрейфовых камер в усло-
з
виях внешних смраничений. Разработан метод электростатической защиты электрических полей в дрейфовых камерах от внешних разрушающих воздействий. (Глава 3).
- исследование импульсного и углового разрешения «коротких» треков с помощью спектрометра на базе пропорциональных камер, размещенного внутри магнита установки HERMES (DESY), дало возможность анализировать события с рождением А° - гиперонов (Глава 4).
- значительный объем диссертации посвящен результатам изучения физики газового разряда в различных типах детекторов частиц, рабо тающих в интенсивных полях излучений (Глава 5).
Показано, что метод ядерных реакций является очень эффективным при исследовании механизмов старения детекторов. Он позволил впервые в мировой практике получать количественную информацию о поверхностном и глубинном распределении легких элементов, входящих в состав плазмо-химических радикалов, которые образовались в газовых лавинах, и «пришли» на электроды детекторов частиц. Тем самым разработан и реализован новый метод исследования и оптимизации физических процессов, протекающих в детекторах частиц, работающих в интенсивных радиационных полях.
Проведен широкий комплекс исследований по изучению физических механизмов развития старения газоразрядных детекторов частиц в интенсивных полях излучений. Обнаружен принципиально новый тип старения, который был нами назван - эффект распухания анодных проволочек. Показана ключевая роль кислорода в развитии распухания проволочек. Предложена физическая модель развития явления, в основе которого лежат плазмо-химические процессы образования вольфрамо-кислородиых соединений. Показано, что в ряде случаев процессы, приводящих к распуханию проволочек, могут идти столь интенсивно, что вольфрамо-кислородные соединения просто «выбрасываются» изнутри проволочки на ее поверхность и распространяются далеко за пределы зоны облучения.
Результатом комплексного исследования старения прототипов мюонных пропорциональных камер для проекта CMS (ЦЕРН) была выработка таких решений, реализация которых позволила гарантировать надежную работу гигантского мюонного спектрометра в течении ЗО-^О лет в условиях максимальной светимости LIIC. Показано, что рекомендованная к работе газовая смесь обладает уникальными свойствами: позволяет накапливать экстремально высокие дозы облучения (13 Кулон/см) и полностью блокирует предельно негативное влияние кремнийорганических соединений на
4
работу камер.
1 Глава 1. Применение детекторов переходного излучения в экспериментах на гиперонных пучках Лаборатории им. Энрико Ферми (США).
Исторически так сложилось, что з начале 80-х годов экспериментальное исследование свойств гиперонов получило мощный толчок в связи с созданием интенсивных пучков гиперонов на протонных ускорителях Европейского центра ядерных исследований (далее - ЦЕРН) и Американской национальной лаборатории им. Энрико Ферми (далее - ФНАЛ). В частности, во ФНАЛ был запущен первый в мире ускоритель протонов высокой энергии (400 ГэВ) на сверхпроводящих элементах. Рост энергии протонов привел как к существенному увеличению выхода гиперонов, рождающихся при взаимодействии протонов с ядрами мишени, так и к значительному Лорснцевско-му увеличению наблюдаемого времени жизни гиперонов. Это дало принципиальную возможность изучать гипероны и продукты их распада с помощью обычных магнитных спектрометров (см., например, [1]).
Однако появление таких возможностей решало не все проблемы. Необходимо было применить в методике ядерно-физического эксперимента новый класс детекторов, позволяющих идентифицировать частицы в области высоких энергий, где традиционные методы (черенковские счётчики, детекторы ионизационных потерь) становятся мснсс эффективными. Такими приборами могли бы стать детекторы переходного излучения (далее - ДПИ), которые однако в начале 80-х годов находились еще на стадии лабораторных исследований и практически не применялись в методике реального физического эксперимента в области физики высоких энергий.
Явление переходного излучения было предсказано еще Гинзбургом и Франком [2]. К моменту начала нашей работы (1981 год) свойства переходного излучения были достаточно подробно изучены в первую очередь благодаря работам Гарибяна [3-6], который первым обратил внимание на возможность его применения в физике высоких энергий. Количественная теория переходного излучения была проверена в ряде экспериментов [7-9]. Необходимо отметить, что были попытки практического использования переходного излучения в эксперименте, однако создаваемые прототипы ДПИ были еще очень далеки от реального практического применения. Так, например, в [10] были применены в качестве радиатора литиевые фольги, что сразу же поставило прототип ДПИ в разряд экзотических. Работы, выполненные под руководством
6
Б.А.Долгошеина в 1980-81г.г., который предложил метод регистрации "ионизационных кластеров" [11-12], открыли возможность практического использования ДПИ в методике ядерно-физического эксперимента.
Проведенный нами анализ проблемы позволил провести предварительные оценки, необходимые для создания ДПИ, предназначенного для работы в реальном физическом эксперименте. В итоге, созданные в ПИЯФ детекторы переходного излучения, позволили предложить и успешно провести во ФИАЛ серию успешных экспериментов по изучению свойств гиперонов. Существенно отметить, что в этих экспериментах детекторы переходного излучения, являясь одним из ключевых элементов экспериментальных установок, решали с тоже время совершенно различные физические задачи.
Началом сотрудничества ПИЯФ-ФНАЛ стало предложение ПИЯФ о постановке эксперимента по изучению (3 - распада поляризованных Е~ - гиперонов. Эксперимент (ё-715) был принят и успешно завершен в течение 1981-1986гг. Существовавшие тогда экспериментальные данные по асимметрии распада 2" - гиперонов находились в резком противоречии с предсказаниями модели Кабиббо, тогда как р - распад других членов барионного октета хорошо описывались этой моделью. Основной проблемой в этом эксперименте было выделение исследуемой реакции
Различить эти реакции, опираясь только па кинематические критерии, было невозможно. Поэтому необходимо было разработать систему идентификации частиц, способную эффективно выделять электроны на большом фоне 71“ - мезонов. Для решения этой проблемы группа ПИЯФ предложила использовать детектор переходном излучения, который должен был быть чувствительным к электронам и мало чувствительным к л - мезонам. Это предложение не было тривиальным, поскольку до этого такие детекторы практически не использовались в подобных экспериментах.
После завершения І£-715 был предложен и принят новый эксперимент Е-761 (1986-1995г.г.), в котором предлагалось решить еще одну проблему в физике гиперонов. Существовавшие в то время данные указывали на сильную асимметрию в радиационном распаде £+ —> ру и этот факт не могла объяснить ни одна из существовавших тогда теорий. Существенно отметить, что экспериментальные данные были основаны
-» пе"у
на фоне в 1000 раз более интенсивной реакции 2Г —> іш"
(1.1)
(1.2)
7
на очень малой статистике (около 300 событий) и были серьезные сомнения в достоверности этих результатов. В новом эксперименте предполагалось не только многократное увеличение статистики, но и, что самое главное, надежное выделение реакции 2+—> ру на фоне существенно более интенсивной реакции 2+ —> рл° -> р2у с помощью специально разработанного ДПИ. Важно отметить, что здесь ДПИ применялся в совершенно новом качестве - как гамма-детектор с высоким пространственным разрешением.
Дальнейшее изучение свойств очарованных барионов (выход в переднюю полусферу, а также их спектроскопия) было продолжено в эксперименте ЗЕЬЁХ (Е-7811 в 1996-1999г.г. во ФНАЛ. Кроме того, экспериментальная установка позволяла изучать упругое рассеяние электронов на 2" - гиперонах (в инверсной кинематике) и многое другое. Это оказалось возможным только потому, что для установки ЯЕЬЕХ была создана универсальная система идентификации частиц, которая была основана на разработанных в ПИЯФ детекторах переходного излучения и соответствующей тпе.ко-вой системе.
В настоящей главе обсуждаются результаты исследований свойств ДПИ и анализируются особенности их применения в серии ядерно-физических экспериментов, позволивших получить уникальные физические результаты.
1.1. Эксперимент Б715. Прецизионное измерение р-распада поляризованных 2“-гиперонов.
Полулептонные распады барионов описываются в рамках модели Кабиббо [КСаЫЫэо, Phys.Rev.Lett., 10 (1963) 531]. Для распада 2~-> пс~у модель предсказывает следующее отношение аксиально-векторного формфактора к векторному: g^/fl = -
0.28±0.02, что соответствует большой отрицательной электронной асимметрии ас = -
0.51 ± 0.04. Абсолютная величина этого отношения была определена в ряде экспериментов с неполяризованными 2” - гиперонами [13] с суммарной статистикой около 10000 событий: = 0.36±0.04. Это значение удовлетворительно согласуется с
предсказаниями теории Кабиббо. Для определения знака отношения ^1/^ было выполнено четыре эксперимента [14] по измерению асимметрии вылета электронов в распаде поляризованного 2“ - гиперона. Величина электронной асимметрии усредненная по всем четырем экспериментам составила (Ос = + 0.26± 0.19), что резко противоречит
8
предсказаниям теории Кабиббо. Более того, знак асимметрии оказался противоположным ожидаемому. Существенно отметить, что суммарная статистика в этих экспериментах составляла всего 352 события, что не давало возможности надежно контролировать величину систематических ошибок.
Большой поток гиперонов в пучках ФНАЛ давал нам возможность изучать 0-распад гиперонов на статистическом уровне значительно превышающим суммарную статистику, полученную во всех предыдущих экспериментах.
1.1.1. Экспериментальная установка.
Размещение оборудования на канале показано на Рис. 1.1. Пучок протонов с энергией 400 ГэВ из Тэватрона направлялся на медную мишень, помещенную в начале гиперонного канала. Магнит М1 отбирал вторичные частицы с импульсом 250 ГэВ/с, образовавшиеся в мишени в телесном угле М2 = I мкетер и с импульсным разбросом ±7%. Точность измерения импульса с помощью магнита М1 и пропорциональных камор Р\УС1 + Р\УС4 составляла Др/р = ±0,7%. Вторичные частицы или продукты их распада регистрировались в магнитном спектрометре, включавшем в себя отклоняющий магнит М2 и шесть дрейфовых камер ОСІ + ОС6. Разрешение спектрометра по им-
М, б М2 ТЮ БНК 10 № N0
Рис.1.1. Схематическое изображение размещения оборудования на гиперонном пучке в эксперименте Е715.
пульсу было Др/р = рхО,0004 (ГэВ/с)'1, а его угловое разрешение составляло 150 мкрад в горизонтальном и 50 мкрад в вертикальном направлениях.
9
Детектор переходного излучения (TRD) располагался между магнитным спектрометром и счётчиками SM1 -s- SM4, предназначенными для определения числа заряженных частиц, прошедших через детектор. Электромагнитный калориметр LG состоял из 72 блоков свинцового стекла SF5, собранных в 4 слоя общей толщиной 26 радиационных длин, В нейтронном калориметре NC измерялась энергия и координата нейтрона из распадов I" ne~v, и Z" -> птг"
Главным требованием эксперимента было обеспечить высокую степень режек-ции тГ- мезонов (на уровне Rn-«105) при близкой к 100% эффективности регистрации электронов. Для решения этой задачи было решено использован» комбинацию: ДПИ + электромагнитный калориметр (ЭМК) на основе блоков из свинцового стекла. При этом требования к ЭМК были довольно скромными (R*-~ 102, £с =96%). Несколько пониженное требование к эффективности ЭМК объясняется тем, что эту эффективность можно было достаточно точно измерять в "off-line" анализе, используя электроны из исследуемой реакции 2Г —> ne"v, специально отобранные с помощью ДПИ. В этом случае изменялась только логика отбора событий в ДПИ и допускалась несколько меньшая эффективность £с, что для калибровки ЭМК не имело значения. Возможность использования ДПИ в комбинации с ЭМК - основная идея эксперимента Е-715.
Быстрый триггер при отборе событий для калибровки детектора был организован следующим образом. Сцинтилляционные счетчики BI, В2 и ВЗ в антисовпадении с вето-счётчиками VHI и VH2 образовывали триггер для пучка вторичных частиц. Триггер для выделения распада Z" —> птг содержал дополнительное требование, чтобы величина сигнала с нейтронного калориметра превышала пороговое значение, соответствующее 20 ГэВ, при этом вето-счёгчик NV, расположенный перед нейтронным калориметром NC, не регистрировал заряженную частицу. События, которые идентифицировались как распад 2Г—» пл", использовались в процедуре калибровки ДПИ для определения коэффициента подавления тт - мезонов.
При энергии 250 ГэВ вторичного пучка содержание гиперонов составляло -10%, К" мезонов -3%, Н~~1%, е"~0.1%, остальную часть пучка составляли тГ-мсзоны. Уменьшая ток гиперонного магнита Ml, и отбирая тем самым частицы с меньшими значениями импульсов (10 ч- 60 ГэВ/c), можно было получить пучок вторичных частиц с заметным содержанием электронов. В условии триггера на электроны в сеансах калибровки ДПИ использовалось требования срабатывания черепковского счётчика С, что повышало содержание электронов в записанных событиях до 95 + 97%.
ю
1.1.2. Требования, предъявляемые к ДНИ.
Как уже говорилось выше, в эксперименте необходимо было разработать систему идентификации частиц, способную эффективно выделять электроны на большом фоне п~ - мезонов. К тому же, в эксперименте Е715 речь шла о прецизионном (с точностью в 1%) измерении электронной асимметрии. Это означало, что эффективность детектора электронов должна была быть либо исключительно однородной но площади детектора, либо очень высокой (£е > 99%). В последнем случае вариации неэффективности (1-£с) регистрации электронов но площади детектора на уровне Д(1-г<г)/(1-^<1)
<20% не могли бы привести к заметной ложной асимметрии. Именно этот путь и был выбран нами при конструировании детектора. Итак, основным требованием к создаваемому детектору была высокая эффективность регистрации электронов.
Таким образом, были сформулированы следующие требования к ДНИ:
1. Эффективность регистрации электронов............. £е > 99%,
2. Коэффициент режекции тГ - мезонов................ 11л- >103,
3. Размеры детектора ...............................1,0x0,6 м,
4. Длина но пучку .................................. < 5 м,
5. Количество вещества на пучке..................... < 0,1 Ьрад; ^ 0,1 Ьядер,
6. Время регистрации ............................... <400 не.
Импульс 2Г гиперонов в пучке составлял -250 ГэВ/с. При этом энергия детектируемых электронов (тГ - мезонов) была в диапазоне 9н-95 ГэВ. Как будет видно из дальнейшего, этот диапазон энергий является оптимальным для использования ДЛИ. 1Г- гипероны составляли только - 10% частиц в пучке. Доминирующими же частицами были л“ - мезоны, и их интенсивность составляла —2x1051/с. И хотя ДПИ помещался после анализирующего магнита, угол отклонения частиц пучка с импульсом 250 ГэВ/с был небольшим. В результате основной пучок проходил через чувствительную зону ДПИ. Однако загрузка была не настолько велика, чтобы потребовалось введение в конструкцию детектора "мертвой зоны" для подавления прямого пучка - ещё одно несомненное достоинство ДГ1И.
В данной работе для идентификации заряженных частиц с помощью ДПИ применён метод регистрации "ионизационных кластеров" [11,12]. Метод основан на том,
II
что ионизация от прошедшей частицы распределена практически равномерно по толщине рабочего слоя газа пропорциональной камеры, а поглощение у-кванта рентгеновского переходного излучения (РПИ) приводит к появлению локального сгустка вторичных электронов (ионизационного кластера), так как фотоэлектрон с энергией несколько кэВ имеет короткий пробег в газе. Регистрируется число кластеров с энергией, превышавшей порог дискриминатора. Фон в этом случае обусловлен, в основном, 5-электронами, возникающими при прохождении ионизирующей частицы в рабочем газе пропорциональной камеры.
1.1.3. Конструкция ДПИ.
Для оптимизации ДПИ были проведены соответствующие расчеты [15], на основании которых, а также данных, полученных в предварительных измерениях, были выбраны число модулей, радиатор, состав рабочего г-аза и расстояние анод-катод в пропорциональной камере.
В результате, детектор переходного излучения был собран из 12 одинаковых
с’. ЭОГэВ
0,4-
ГЦ РАСЧЁТ по МЕТОДУ ! МОНТЕ-КАРЛО:
- НА ВЫХОДЕ
РАДИАТОРА
I ЗАРЕГИСТРИРОВАННЫЕ
мпк
о 41 8 12 16 20 24 Ег,кэВ
Рис. 1.2. Дифференциальный спектр у - квантов переходного излучения электронов с энергией 30 ГэВ (расчет по методу Монте-Карло).
12
модулей, каждый из которых содержал радиатор и пропорциональную камеру. Размеры чувствительной области детектора в плоскости, перпендикулярной направлению пучка, составляли 100 см по горизонтали и 60 см по вертикали. Длина детектора в направлении пучка была равной 4,2 м, при этом количество вещества на пучке составляло ~ 0,1 радиационной длины и 0,06 длины ядерного взаимодействия.
Радиатор состоял из 220 слоев полипропиленовой плёнки толщиной 17 мкм с зазором между слоями в I мм. Плёнка наматывалась на алюминиевую раму в горизонтальном направлении. Зазор между слоями обеспечивался алюминиевыми прокладками, расположенными вертикально по краям радиатора, а также двумя рядами капроновых нитей диаметром 1 мм, закреплённых вертикально на расстоянии 30см от краёв радиатора.
Принципы оптимизации рабочих параметров пропорциональных камер, входящих в состав ДПИ, будет рассмотрено ниже.
Достигнутая неоднородность коэффициента газового усиления измерялась для всех камер во время стендовых испытаний. Проверка показала, что максимальный разброс значений коэффициента газового усиления по всей площади камеры не превышал 10%, что более чем приемлемо в нашем случае, если учесть спектр квантов РПИ и выбранное значение порога регистрации квантов РГІИ (Рис. 1.2). Детектор переходного излучения как единая установка калибровался непосредственно на пучке гиперонного канала Лаборатории им. Э.Ферми в ходе эксперимента Е715. Полученные результаты подробно обсуждаются в [15].
1.1.3.1. Конструкции пропорциональной камеры ДПИ.
Каждая пропорциональная камера (ПК) ДПИ имела размеры рабочей области 1000x600x16 мм. Расстояние "анод-катод” составляло Ь=8 мм. Такое необычно большое расстояние (по-сравнению со стандартными камерами) было выбрано для повышения вероятности поглощения фотонов переходного излучения. Катодные плоскости изготавливались из алюминизированного майлара толщиной 50 мкм. Анод состоял из 512 золочёных вольфрамовых проволочек диаметром 25 мкм, натянутых в вертикальном направлении с шагом по горизонтали 2 мм. Для уменьшения напряженности электрического поля на краях (границах) анодной плоскости диаметр трех крайних анодных проволочек постепенно увеличивался: 55 мкм, 80 мкм и 100 мкм. Эффективность этого решения хорошо видна на Рис. 1.3. Видно, чго принятое решение уменьшило КГУ на краях более чем в четыре раза, что предотвратило возможность развития про-
13
боев на краях и, тем самым, существенно увеличило надежность работы прибора.
Для увеличения эффективности поглощения гамма квантов в ДПИ использовалась ксеионо-содсржащая газовая смссь 70%Хс+-30%СН4. При рабочем напряжении У-4,6 кВ время сбора электронов в камере составляло Т=330 не.
170
I
а
Рис. 1.3. Эффект улучшения граничных условий на краях анодной плоскости за счет введения утолщенных анодных проволочек:
1. Изменение КРУ па крайних проволочках, если их диаметр равен диаметру остальных проволочек - 25 мкм.
2. Изменение КРУ на крайних проволочках после увеличения их диаметра до 55. 80 и 100 мкм, соответственно.
0 *10 20 30
Нопср пром&очни
Для того, чтобы одновременно обеспечить высокую эффективность регистрации электронов ( ее > 99%) и необходимую режекцию п - мезонов (ЯлТ £ 103), основное внимание при разработке и конструировании пропорциональных камер ДПИ уделялось получению высокой однородности коэффициента газового усиления (КРУ) по всей площади камеры. Практическая реализация результатов расчетов ДПИ предъявила жёсткие требования к конструкции и работе пропорциональных камер.
1. Камеры не должны иметь "мёртвой" газовой зоны между входным майларо-вым окном и катодом. При стандартных конструктивных решениях толщина этой зоны составляет несколько миллиметров. В то же время величина поглощения у-квантов (переходное излучение) с энергией 6 кэВ слоем газа (70%Хе + 30%СН4) толщиной всего лишь 1 мм достигает 20%, что для ДПИ недопустимо.
2. Высокая однородность коэффициента газового усиления (КГУ) по площади камеры, максимальные флуктуации которого не должны были превышать |ДМ/М < 15%.
1.1.3.2. Анализ причин, вызывающих флуктуации КГУ.
Следует выделить три основные группы причин, вызывающие в ДПИ флуктуации КГУ по площади камеры: «гидростатическая», конструктивная и гальваническое
и
объединение проволочек в группы.
Детальное описание указанных факторов, их взаимосвязь между собой, характерные особенности, масштаб влияния и методы минимизации обсуждаются в [16]. Этот анализ базировался на том факте, что удельные флуктуации электростатического заряд вдоль анодной проволочки являются единственным физическим критерием, который прямо зависит от всего комплекса факторов, определяющих как особенности конструкции газоразрядного детектора частиц, так и специфику технологии его изготовления. Понимание этого факта позволило четко сформулировать задачу для проведения «математическо-технологичского» анализа (необычный, но правильно отражающий суть термин) имеющего своей целью создание в ПИЯФ гибкой техноло-гичекой линии по созданию любых типов газоразрядных детекторов. Задача состояла в следующем:
- как можно более детально проанализировать роль и влияние всех факторов на величину флукчуаций электростатического заряда на единицу длины анодной проволочки, вызывающих флуктуации КГУ;
- разработать и реализовать комплекс технологических решений с целью минимизации величины флуктуаций электростатического заряда на единицу длины анодной проволочки.
1.1.3.3. Гидростатический фактор. Оптимизация величины «мертвом» зоны ДПИ и ее влияния на флуктуации КГУ.
Эту проблему вначале предполагалось решить путём использования алюминированной лавсановой плёнки в качестве катода и входного окна камеры одновременно. Это позволило бы вообще ликвидировать "мертвую'' зону. Однако при этом возникает другая трудность. Плотность ксенон - метановой смеси значительно превышает плотность воздуха. Это приводит к возникновению избыточного давления на катодные плоскости, вследствие чего катоды прогибаются и приобретают бочкообразную форму. В результате, разброс значений коэффициента газового усиления в различных точках камеры становится недопустимо большим. Более того, при этом возникает асимметрия "верх-низ" в величине КГУ.
В ряде работ для уменьшения прогиба окна, использовались специальные поддержки. Расчёты показывают, что для получения прогиба А «30 мкм в нашем случае необходимы три стальные поддержки размерами 0,2x2x60 см при условии, что плёнка натянута с усилием 2*103 Н/м. Однако, поддержки - не лучший способ решения
15
проблемы, так как они образуют мёртвые" зоны и значительно увеличивают количества вещества в камере.
Для решения проблемы в целом был предложен и реализован метод компенсации [15], который впоследствии нашел практическое применение во многих подобных экспериментах с применением ДПИ. Он заключался в том, что в конструкцию камеры с плёночными катодами вводятся два симметрично расположенных охранных (буферных) слоя газа между катодами и воздухом (Рис. 1.4). Идея заключалась в том, что эти охранные объёмы наполнялись газом с молекулярным весом равным молекулярному весу рабочей газовой смеси и имеющим малое сечение поглощения квантов переходного излучения (близким к соответствующему коэффициенту для воздуха). Принципиальным и наиболее привлекательным моментом в этом методе является то, что не надо
Рис. 1.4. Схематическое изображение расположения электродов и системы газоснабжения пропорциональной камеры детектора переходного излучения (Ді ІИ).
1 - анодная плоскость;
2 - катодные плоскости (алюминизированный майлар);
3 - дополнительные окна;
Д - максимальное отклонение катода от вертикальной плоскости.
16
знать закон распределения прогиба катода по высоте камеры, вызванного рабочим газом камеры. Дело в том, что практически по такому же закону, но в противофазе действует на катод газ охранного объема, что и обеспечивает в основном прос транственную стабилизацию катода. В качестве газа для наполнения охранного объема был выбран углекислый таз. Аналогичный эффект могут обеспечить и другие газы, однако применение СО2 более целесообразно по соображениям его низкой стоимости и пожарной безопасности.
В целом пространственная форма (профиль) катода определяется гидростатическими и электростатическими силами. Приближённый расчёт формы катода, находящегося под действием гидростатических и электростатических сил, показывает, что минимальное значение величины А, равной наибольшему отклонению катода от вертикальной плоскости, можно достигнуть при компенсации действующих на катод сил в центральной (по высоте) точке камеры. 11ри этом катод приобретает Б-образную форму.
В нашем случае для катодов использовалась алюминизированная лавсановая плёнка толщиной 50 мкм со слоем алюминия толщиной 500 А, натяжение плёнки составляло 2,5-103Н/м. Окончательная минимизация величины прогиба А достигалась подбором разности высот АЬ расположения выходных трубок (см.Рис.1.4)для рабочей газовой смеси и для СО». Расчеты показали, что при Аб=30 см прогиб катода составит | АЬЗ|< 20 мкм, что соответствует | АМ/М|макс. ^ 2%.
1.1.3.4. Конструкционный фактор.
Конструкционный фактор обусловлен нсидсальным изготовлением самой пропорциональной камеры. Типы возможных дефектов и их взаимосвязи между собой показаны на Рис. 1.5. Характерные особенности дефектов, их величины и методы минимизации обсуждаются в работах [16].
1.1.3.5. Объединение проволочек в группы
«Групповой фактор» как физическое явление возникает в результате непосредственного объединения анодных проволочек в группы по восемь. Такое соединение возникло как компромисс между количеством электронных модулей, с одной стороны, и разумным пространственным разрешением МПК с другой (информацию о месте
17
взаимодействия предполагалось в дальнейшем использовать в координатной системе). Организация групп в ПК для ДНИ целесообразна также и для увеличения эффективности регистрации у-квантов, поглощённых в зоне посередине между анодными проволочками - это уменьшает влияние конечного пробега фотоэлектрона в 1-азс камеры и
Рис. 1.5. Факторы, вызывающие флуктуации коэффициента газового усиления.
того, что часть энергии возбуждения при поглощении у-квантов снимается в виде флюоресценции.
Измерения показали, что при этом амплитуда сигнала зависит от номера проволочки в группе (стрип), на которой образуется лавина. На Рис. 1.6 показано изменение амплитуда сигнала со стрипа при «засветке» коллимированмоым источником X - лучей 55Ре (5,9 кэВ) с шириной щели 1 мм отдельной проволочки стрипа. Как и следовало
18
ожидать, амплитуда сигнала при облучении краёв стрипа значительно больше, чем при облучении его средней части. Все 8 проволочек, входящие в группу, были объединены между собой и подключены на вход одного предусилителя. Видно, что амплитуда импульсов, наблюдаемых на краях и в центре группы, разнятся более, чем в 1,5 раза. В результате, интегральный амплитудный спектр, наблюдаемый при «освещении» стрипа широким пучком фотонов, значительно уширяется (ДЕ/Е « 50%), а его центр тяжести смещается в область малых амплитуд.
Природа группового эффекта состоит в том, что импульс, возникающий на выходе группы после прохождения одной частицы, является суперпозицией нескольких сигналов: отри нагельного импульса от проволочки, на которую собственно пришла
3
X
Е
о
0
12
16 X, мм
Рис. 1.6. Амплитуда сигнала со стрипа при его «засветке» коллимированным источникам Ге55 отдельной проволочки.
электронная лавина, и нескольких положительных импульсов, возникающих при этом на соседних проволочках. Результирующий импульс имеет уменьшешгую амплитуду, поскольку мы применяли быстрый токовый предусилитель, имеющий ограниченное время сбора заряда - 30 нсек. Поэтому для выравнивания амплитуды сигналов, рсгист-
19
рируемых предусилителем с различных участков группы, мы отказалась от традиционного прямого объединения всех проволочек группы вместе. В схему соединения проволочек были введены корректирующие сопротивления. Величины резисторов Я] И ІІ2 подбираются экспериментально так, чтобы выравнивать амплитуды импульсов в центре и на краях группы. Эффективность такой компенсация хорошо видна из данных, представленных на (Рис. 1.6). Видно, что в результате удалось добиться хорошего выравнивания амплитуды импульсов на каждой входящей в группу проволочке:
|ДМ/М|<5% (1.3)
При этом, как показали измерения, энергетическое разрешение сигнала со скомпенсированного стрипа существенно улучшилось и составило 25 -г 30% для Е, = 5,9 юВ (55Ре).
1.1.3.6. Результаты измерений характеристик камер ДПИ.
Вес возможные флуктуации КГУ, связанные с погрешностями в изготовлении камер, имеют систематический и статистический характер и сведены Таблицу 1.1. Анализ приведенных в Таблице 1.1 данных показывает, что вклад статистических от-ий в величину КГУ не превышает 7%, а систематических - 5%. Отсюда видно, что максимальные флуктуации КГУ в созданных камерах ДПИ не должны превышать |ДМ/М|<12%.
Таблица 1.1
Статистические ошибки Систематические ошибки
Параметр Л, мкм |ЛМ/М| Параметр Д, мкм ІЛМ/МІ
Статистические Отклонения в зазоре «анод-катод» <т(ЛЬ) <40 <2% Электростатическое притяжение катодов. (ЛЬ2) <35 < 3^%
Выпадение проволочки из плоскости анода, (ЛV1) <50 < 1% (при К-2) Набег в зазоре «анод-катод» (ЛЫ) <10 <0.5%
Сбой б шаге отдельной проволочки, (ЛХ1) <20 <2% Параллельное смешение анодной плоскости, (ЛУ) <100 <0.1%
Неоднородность радиуса анодных проиолочек, (ДК) <0.3 <13% Набег и шаге анодов, (АЗІ) <5 <0,2%
Групповой фактор (объединение в группы) - <5% Гидростатический фактор, (ЛЬЗ) <20 <2%
Проведенные измерения флуктуаций КГУ по площади всех пропорциональных камер, входящих в состав ДПИ, подтвердили результаты расчётов и показали обоснованность выбора всех использованных конструктивных и технологических решений.
20
На Рис. 1.7 приведено типичное распределение флуктуаций КГУ по площади одной из камер. Измерения выполнены вдоль оси X на расстоянии 10см от верха и низа рабоче-
ІЛІ
Рис. 1.7. Распределение КГУ по площади камеры, — низ камеры, ••• верх камеры.
У, см
Рис. 1.8. Зависимость коэффициента газового усиления пропорциональной камеры ДПИ от положения но вертикали источника 55Ре для различных условий компенсации прогиба катодов. Тёмные точки соответствуют рабочему режиму.
го окна камеры. Результаты измерения коэффициентов газового усиления вдоль оси У в центре камеры представлены на Рис. 1.8. Здесь же показана эффективность работы компенсирующего объема.
Помимо измерения флуктуации КГУ, проверка каждой камеры включала в себя:
21
испытания сс на герметичность; высоковольтные испытания на стабильность ЮГУ в камере с отключенным продувом. Исследования показали, что во всех камерах, входящих в состав ДГТИ. вытекание газа из отсеченной от продува камеры не превышало 0,5-:-0.8 см3/мин., а величина КГУ через сутки после отсечения камеры изменялась лишь на 10 -т- 20%.
Таким образом, из данных, представленных на Рис. 1.7 и 1.8 видно, что максимальные флуктуации КГУ в любой из камер ДЛИ полностью удовлетворяют требованиям эксперимента и не превышают 10% как вдоль оси X, так и вдоль оси Y
1.1.4. Регистрирующая электроника.
Блок-схема электроники показана на Рис. 1.9. Усилители-дискриминаторы располагались непосредственно на пропорциональных камерах. При поглощении рентгеновского кванта в газе пропорциональной камеры образуется фотоэлектрон, имеющий относительно малый пробег, что приводит к возникновению ионизационного кластера и, соответственно, короткого импульса тока на входе предусилителя. Формирующие цепи были выбраны таким образом, чтобы при регистрации X - лучей от источника ^5Fc ширина импульса по основанию на выходе предусилителя не превышала 50 не, что примерно соответствовало ширине пространственного распределения ионизационного кластера. В то же время, при прохождении ионизирующей частицы длительность импульса тока на входе предусилителя определяется максимальным временем дрейфа электронов в камере, равным 330 не. При этом на выходе предусилителя возникает сигнал, амплитуда которого значительно ниже порога срабатывания дискриминатора. Координатная информация детектора переходного излучения в данном эксперименте не использовалась, поэтому логические сигналы от усилителей-дискриминаторов объединялись по "ИЛИ" в блоке 32 OR, а затем поступали на счетчики числа ионизационных кластеров 4SC. Информация со счётчиков поступала на специальный блок DML, в котором происходило суммирование отсчётов со всех двенадцати камер и вырабатывался логический сигнал, если полученная сумма отсчётов превышала заданное число. В блоке BIN определялось число сработавших камер, в которых было зарегистрировано, по крайней мерс, по одному кластеру. Признаком прохождения через детектор электрона было условие срабатывания не меньше чем 7 камер с общей суммой кластеров £ 12.
22
Контроль порогов дискриминаторов осуществлялся с помощью генератора, управляемого цифро-аналоговым преобразователем. Импульсы от генератора, имитирующие реальный сигнал, подавались на катодные плоскости камер к за счёт ёмкостной связи с анодными стрипами попадали на входы усилителей-дискриминаторов. Для исключения взаимного влияния из-за перекрёстных наводок усилителн-
>12 КЛАСТЕРОВ
Рис. 1.9. Блок-схема электроники детектора переходного излучения.
дискриминаторы по очереди маскировались таким образом, что в данный момент измерения порогов был открыт только один из 64 каналов на каждой камере. За значение порога принималась величина амплитуды тестового сигнала, при которой число срабатываний дискриминатора составляло 50% от числа поступивших на его вход тестовых импульсов. Контроль порогов дискриминаторов проводился в течение всего времени эксперимента и показал их высокую стабильность.
Каждый шестнадцатый усилитель-дискриминатор имел кроме логического еще и аналоговый выход, что позволяло получать амплитудные спектры сигналов с соответствующего стрипа камеры.
Для определения порогов срабатывания дискриминаторов в энергетической шкале, контроля чистоты и состава газа, а также контроля высокого напряжения, ири-
23
кладываемого к камерам ДЛИ, использовались Т-источники FcS5 (5,9 кВ) малой интенсивности, которые располагались на входных окнах камер так, чтобы можно было измерять спектр X - лучей в разных точках по высоте камер. Это позволяло также контролировать стабильность условий компенсации прогиба катодных плоскостей.
Энергетический порог регистрации ионизационных кластеров регулировался с помощью высокого напряжения, прикладываемого к пропорциональной камере, и был выбран равным 7,1 кэВ. С учётом поправки на вклад от ионизации, создаваемой проходящей частицей, эта величина соответствует порогу в энергетическом спектре фотонов переходного излучения, равному 6,5 кэВ (Рис. 1.2).
Все контрольные измерения проводились о промежутках между импульсами ускорителя, и их результата записывались на магнитную ленту
1.1.5. Эффективность регистрации электронов ДПИ.
Для измерения эффективности регистрации электронов детектором переходного излучения использовались пучки электронов со средними энергиями 10, 14, 20, 27,46 и 53 ГэВ. Примесь адронов в событиях, записанных на ленту, составляла 3 ч- 5%. Для анализа отбирались однотрековые события, в которых, согласно информации с дрейфовых камер, частица заведомо проходила через апертуру ДПИ, через счётчики множественности SMI -г SM4 и попадала в электромагнитный калориметр LG. Идентификация электронов при отборе событий проводилась с помощью калориметра LG. Критериями служили распределение энергии электромагнитного ливня по четырём слоям калориметра и величина Е/р - отношение энергии, выделившейся во всём калориметре, к импульсу частицы. Для электронов эта величина по абсолютной величине близка к единице и имеет распределение с FWHM = 0,064. Отбирались события с 0,9 < Е/р <1,1. Из 6.4*104 событий, записанных на ленту, было отобрано около 3,5*104 событий, удов-
-о
летворяющих перечисленным выше критериям. Примесь событий, в которых зарегистрированная частица не являлась электроном, не превышала 0,1%.
Распределение событий по числу зарегистрированных ионизационных кластеров Nc для электронов с энергиями в интервале 9 -г- 55 ГэВ представлено на Рис. 1.10. Число Nc определялось как сумма кластеров по всем 12 модулям детектора. На Рис. 1.10 приведены два распределения: для событий с одиночными частицами и для событий, в которых отбор по множественности не производился. В последнем случае элск-
24
тромагнитные ливни, образующиеся в материале ДЛИ, существенно искажают пуассо-новское распределение в области больших значений N0- Отбор событий, не содержа-
Рис. 1.10. Распределение по числу зарегистрированных кластеров для электронов.
щих электромагнитных ливней, проводился с целыо получить отклик детектора на один прошедший электрон. События, в которых электрон прошел через ДПИ, не образовав ливня, отбирались по информации от счётчиков множественности SMI * SM4. Требовалось, чтобы величина амплитуды сигнала, усреднённого по всем 4 счётчикам» не превышала значения 1,5(с1Е/с1х)м, где (бЕ/бх)м - наиболее вероятная величина ионизационных потерь одной частицы в счётчике. Из Рис. 1.10 следует, что экспериментальное распределение числа зарегистрированных кластеров для событий, в которых электрон не образовал ливня, хорошо описывается распределением Пуассона со средним (Nc) = 26,92 ± 0,04. Расчёт по методу Монте-Карло даёт очень близкую величину (Nc> = 27,04 ±0,16. Некоторое превышение экспериментального значения вероятности Р над вычисленным по распределению Пуассона для Р < 10 в области Nc < 10 обусловлено, в основном, фоном частиц, не являющихся электронами. Полученная величина (Nc) означает, что в среднем в одном модуле детектора переходного излучения регистрировалось (N> = 2,24 кластера. При такой большой величине (N) неизбежны
25