Методы регистрации частиц. Ускорители частиц

Искровая камера.

Искровая камера - трековый детектор заряженных частиц, в котором трек (след) частицы образует цепочка искровых электрических разрядов вдоль траектории её движения.

Искровая камера (рис. 16) обычно представляет собой систему параллельных металлических электродов, пространство между которыми заполнено инертным газом. Расстояние между пластинами от 1-2 см до 10 см. Широко используются проволочные искровые камеры, электроды которых состоят из множества параллельных проволочек. Внешние управляющие счётчики фиксируют факт попадания заряженной частицы в искровую камеру и инициируют подачу на её электроды короткого (10 - 100 нс) высоковольтного импульса чередующейся полярности так, что между двумя соседними электродами появляется разность потенциалов ?10 кВ. В местах прохождения заряженной частицы между пластинами за счёт ионизации ею атомов среды возникают свободные носители зарядов (электроны, ионы), что вызывает искровой пробой (разряд). Разрядные искры строго локализованы. Они возникают там, где появляются свободные заряды, и поэтому воспроизводят траекторию движения частицы через камеру. Отдельные искровые разряды, направлены вдоль электрического поля (перпендикулярно электродам). Совокупность этих последовательных разрядов формирует трек частицы. Этот трек может быть зафиксирован либо оптическими методами (например, сфотографирован), либо электронными. Пространственное разрешение обычной искровой камеры ?0.3 мм. Частота срабатывания 10 - 100 Гц. Искровые камеры могут иметь размеры порядка нескольких метров.

а) б) в)

Рис. 17 - а. - к принципу работы искровой камеры. Управляющие счётчики включены в схему совпадений, б. - внешний вид двухсекционной искровой камеры, в. - распад пиона в искровой камере

В настоящее время более широкое распространение получила стримерная камера (изобретена в 1963 г. Г.Е. Чиковани и Б.А. Долгошеиным), которую можно считать разновидностью искровой камеры. Она также является управляемым импульсным газоразрядным детектором, в котором разряд обрывается на более ранней стадии, не успевая перейти в искру. Для этого на две параллельные плоские металлические пластины, отстоящие друг от друга на десятки сантиметров (обычные размеры стримерной камеры 1Ч0.5Ч0.5 м3), подаётся очень короткий (< 20 нс) высоковольтный импульс, создающий напряжённость электрического поля до 50 кВ/см. Использование столь короткого импульса обеспечивает прекращение разряда на доискровой (стримерной) стадии. Стримеры - это узкие направленные вдоль поля светящиеся каналы ионизованного газа длиной до нескольких миллиметров, возникающие в предпробойной стадии искрового разряда. Стримеры вырастают в сильном электрическом поле в местах ионизации, созданной заряженной частицей. Совокупность стримеров вдоль пути пролёта частицы формирует её трек. Треки обычно фотографируют. По качеству изображения эти треки несколько уступают тем, которые получают в пузырьковых камерах. Типичное пространственное разрешение стримерной камеры 0.2-0.3 мм. Стримерные камеры часто используют совместно с магнитным полем. В них, в отличие от искровых камер, хорошо воспроизводятся треки в любых направлениях.

Многопроволочная пропорциональная камера.

Многопроволочная пропорциональная камера (МПК) представляет собой систему многих тонких (?10 мкм) параллельных проволочек, расположенных в одной плоскости и являющихся анодами, которые находятся в газовом объёме между двумя плоскими параллельными друг другу и аноду катодами (сплошными или проволочными). В типичном случае анодные проволочки удалены друг от друга на 2 мм и от катодов на расстоянии 8 мм. Разность потенциалов между анодом и катодом несколько кВ. Такие параметры МПК обеспечивают газовое усиление 104-105 и пропорциональность амплитуды сигнала энергии, оставленной частицей в объёме газа. Таким образом, МПК это, по существу, система размноженных пропорциональных счётчиков.



Рис. 18 - Устройство МПК

При прохождении заряженной частицы через МПК образовавшиеся вдоль следа частицы свободные электроны дают начало лавинам, приходящим на анодные проволочки ближайшие к этим первичным электронам. Электроника регистрирует сигнал с каждой проволочки. Таким образом, приходящие сигналы указывают положение (координаты) частицы в МПК. Для того, чтобы получить трёхмерные координаты частицы в большом объёме, используются системы из десятков МПК площадью до 10 м2, располагающихся параллельно одна за другой, с общим числом проволочек несколько десятков тысяч, причём проволочки двух соседних МПК натянуты взаимно перпендикулярно. Типичное пространственное разрешение современной МПК 0.05-0.3 мм. Временнoе разрешение несколько наносекунд. Энергетическое разрешение пропорциональной камеры ?10%. МПК применяют главным образом в исследованиях элементарных частиц на ускорителях высоких энергий. МПК были разработаны Г. Чарпаком в ЦЕРНе в 1968 г., что было отмечено Нобелевской премией 1992 г.



Дрейфовая камера.

Рис. 19 - Дрейфовая камера Рис. 20 - Схема

Дрейфовая камера является координатным детектором. Это проволочный газонаполненный ионизационный детектор (как и пропорциональная камера), в котором координата частицы определяется по времени дрейфа электронов в газе от места ионизации (пролёта частицы) до сигнальных анодных проволочек. Расстояние между проволочками обычно несколько сантиметров. В отличие от пропорциональной камеры в дрейфовой камере создаётся однородное электрическое поле. Оно включается по стартовым сигналам внешних детекторов (чаще всего сцинтилляционных счётчиков), фиксирующих пролёт частицы через камеру. Далее появившиеся в объёме камеры свободные электроны дрейфуют в однородном и постоянном поле к ближайшим проволочкам. Напряжённость поля в дрейфовом промежутке ?1 кВ/см. В непосредственной близости от анодных проволочек происходит образование лавин (газовое усиление достигает 106) и по времени задержки прихода лавин на анодные проволочки относительно стартового сигнала определяются координаты частицы. Пространственное разрешение дрейфовой камеры порядка 0.1-0.2 мм, временнoе - наносекунды.

Дрейфовые камеры могут быть плоскими, цилиндрическими и сферическими, Плоские дрейфовые камеры больших размеров используются в экспериментах на ускорителях высоких энергий. Так в ЦЕРНе разработана дрейфовая камера размером 2х4х5 м3.

Микростриповые детекторы.

Для очень точного определения координат частиц используют полупроводниковые микростриповые детекторы. Они представляют собой пластины монокристалла кремния, на одну из поверхностей которых наносятся тонкие электроды (стрипы), отстоящие друг от друга на расстоянии ?20 мкм, а другая покрывается металлическим слоем. На электроды подается напряжение несколько вольт. Электронно-дырочные пары, образованные пролетающей заряженной частицей в кристалле, двигаются к ближайшим электродам и регистрируются в виде импульсов тока. Пространственное разрешение микростриповых детекторов уступает только ядерным эмульсиям и достигает 10 мкм.

Временнoе разрешение - 10-8 с.

Рис. 21 - Устройство кремниевого микрострипового детектора

1.7 Калориметры

Калориметры предназначены главным образом для измерения полной энергии высокоэнергичных (в том числе и нейтральных) частиц. Детекторы с газовой и жидкой рабочей средой не удобны для этой цели, так как имеют низкую плотность, компенсация которой требует слишком больших объёмов. Однородные твёрдотельные детекторы (сцинтилляторы, полупроводники и др.) также невозможно изготовить таких размеров, чтобы обеспечить полное поглощение энергии релятивистских и слабоионизующих частиц. Проблема решается использованием “сэндвичей”, состоящих из чередующихся слоёв поглощающих и детектирующих сред. В качестве поглотителей могут быть взяты такие плотные и сильно поглощающие материалы как железо и свинец. В качестве детекторов - твёрдые сцинтилляторы или свинцовые стёкла, эффективно генерирующие черенковское излучение. Частица, попадая в такой твёрдотельный сэндвич, создаёт быстро размножающийся по мере продвижения вглубь каскад (ливень) вторичных частиц. Энергия первичной частицы трансформируется в энергии частиц каскада, а также в возбуждение и ионизацию среды. Если обеспечить размеры калориметра достаточные для остановки и поглощения всех вторичных частиц, то задача будет решена сбором и суммированием всех сигналов с детектирующих слоёв. Калориметры делятся на два класса - электромагнитные и адронные.

Рис. 22 - Один из видов калориметра - устройства, позволяющего регистрировать космические лучи высокой энергии

Прибор состоит из углеродной мишени, в которой происходит генерация вторичных частиц - нейтральных пионов, которые, распадаясь, формируют поток фотонов. Они регистрируются слоями детекторов, расположенных между поглотителями и свинца под мишенью. Измеряя количество вторичных частиц, можно определить энергию первичной. Чем больше слоёв детекторов, тем точнее измеряемая энергия.

Электромагнитные калориметры служат для измерения энергии электронов, позитронов и фотонов с энергией больше 100 МэВ (они пригодны и для регистрации мюонов). Каскад вторичных частиц развивается за счёт генерации тормозного излучения и рождения электрон-позитронных пар. Толщина электромагнитного калориметра - десятки сантиметров.

В адронных калориметрах первичный адрон производит главным образом вторичные адроны в реакциях неупругого взаимодействия. Адронные ливни имеют бoльшие размеры, чем электромагнитные (соответственно толщина адронного калориметра может достигать нескольких метров), и подвержены значительно бoльшим флуктуациям в числе и типе вторичных частиц. Кроме того, лишь небольшая доля энергии первичного адрона остаётся в детектирующем материале калориметра. В этой связи энергетическое разрешение адронных калориметров в десятки раз хуже электромагнитных. Энергетическое разрешение калориметров ?Е/Е пропорционально E-1/2, т. е. улучшается с ростом энергии. При энергии частицы 100 ГэВ оно составляет доли процента для электромагнитного калориметра и проценты для адронного. Временнoе разрешение калориметра определяется “быстродействием” его детектирующей среды.

1.8 Детекторы для гамма-спектрометрии

Обычно гамма-излучение связано с предшествующими ему альфа- или бeта-распадами изотопов образца. Бета-, а тем более альфа-частицы обычно поглощаются, не доходя до чувствительных области детекторов.

В детекторах энергии и интенсивности гамма-квантов определяются не непосредственно, а с помощью вторичных заряженных частиц (электронов и позитронов), которые возникают в результате взаимодействия детектируемых гамма-квантов с веществом детектора.

Когда гамма-квант попадает в детектор, заряженные частицы образуются в результате трех процессов: фотоэффекта, эффекта Комптона и образования электрон-позитронных пар. Фотоэффект пропорционален 5, эффект Комптона

В результате фотоэффекта выбитый из атома электрон приобретает энергию

,

где г - энергия гамма-кванта, b - энергия связи электрона и r - энергия ядра отдачи, которой можно пренебречь. Фотоэффект сопровождается характеристическим рентгеновским излучением или эмиссией оже-электронов. Характеристическое рентгеновское излучение в свою очередь вызывает фотоэффект. Образующиеся в результате всех этих процессов электроны возникают практически одновременно, они чаще всего поглощаются в детекторе и сигналы от них суммируются. Таким образом практически вся энергия гамма-кванта передается электронам.

.

В функции отклика детектора фотоэффекту соответствует пик - фотопик.

В результате комптоновского рассеяния электронам передается только часть энергии.

, e = г - гґ,

где г и гґ - энергии гамма-квантов до и после рассеяния, e - энергия фотоэлектрона, 2 - энергия покоя электрона, - угол рассеяния гамма кванта. Максимальная энергия, которая в результате комптоновского рассеяния может быть передана электрону (при = 180о),

.

В детекторах большого объема часть рассеянных гамма-квантов может испытать еще одно или несколько неупругих взаимодействий, в результате которых вся энергия попавшего в детектор первичного гамма-кванта будет полностью поглощена. В связи с этим, фотопик обычно называют пиком полного поглощения. На рис.23 показан экспериментальный спектр 137Cs и его теоретическая "идеализация". Размытие пика полного поглощения и края комптоновского распределения связана с энергетическим разрешением системы.

Рис. 23 - Экспериментальный спектр 137Cs и его теоретическая "идеализация"

Пик обратного рассеяния связан с комптоновским рассеянием на материалах, окружающих детектор под углом близким к 180о, которые затем попадают в детектор и вызывают фотоэффект. Их энергия соответственно равна

На рис. 24 показана зависимости сечений фотоэффекта, эффекта Комптона и образования пар от энергии для германия и кремния.

Рис. 24 - Зависимости сечений неупругих взаимодействий гамма-квантов от энергии для германия и кремния

От соотношения этих сечений зависит форма измеряемого спектра. Так при энергии 100 кэВ сечение фотоэффекта в Ge составляет ~55 барн/атом, а сечение эффекта Комптона ? ~18 барн/атом. Величины сечений относятся приблизительно как 3:1. На рис.3 показан спектр при энергии гамма-квантов 100 кэВ. При увеличении энергии форма спектра меняется.



Рис. 25 - Спектр на HPGe детекторе при энергии 100 кэВ. Суммарное количество отсчетов в пике полного поглощения ? 3000, в комптоновском распределении - 1000

Рис. 26 - Спектр на HPGe детекторе при энергии 1 МэВ. Суммарное количество отсчетов в пике полного поглощения ? 1000, в комптоновском распределении ? 90000

Так при энергии 1 МэВ отношение комптоновского сечения к сечению фотоэффекта составляет ~90. На рис. 4 показан спектр при энергии гамма-квантов 1 МэВ.

Образование пар электрон-позитрон становится возможным при энергии гамма квантов больших 2mc2 = 1022 кэВ. При этом вся энергия гамма-кванта передается электрону и позитрону. Если и электрон и позитрон поглотятся в веществе детектора, то суммарный импульс будет пропорционален энергии гамма-кванта и событие будет зафиксировано в пике полного поглощения. Однако позитрон может проаннигилировать. При этом образуются два гамма кванта, каждый с энергией 511 кэВ. Если один из этих аннигиляционных гамма-квантов, не вступив во взаимодействие, вылетит из детектора, то суммарная энергия поглощенная в детекторе будет Eг - 511 кэВ. Такие события будут вносить вклад в так называемый пик одиночного вылета (см. рис. 5). Если из детектора вылетят оба аннигиляционных гамма-кванта, то это событие будет зафаксировано в пике двойного вылета (Eг - 1022 кэВ).

Рис. 27 - Спектр источника гамма-квантов с энергией Eг > 1022 кэВ

Суммирование сигналов от нескольких генетически связанных гамма-квантов.

Если в образце реализуется каскад гамма-переходов, они как правило происходят практически одновременно. Существует не равная нулю вероятность, что каскадные гамма-кванты, сопровождающие данный распад, попадут в детектор и их энергии будут просуммированы. На рис.6 показана схема распада 60Co. Образовавшееся в результате бета-распада возбужденное состояние 60Ni сбрасывает свою энергию возбуждения каскадом, причем среднее время жизни возбужденного состояния (2+) 60Ni (7•10-13 с), которое испытывает второй гамма-переход каскада, ничтожно мало по сравнению со временем реакции спектрометра (~1 мкс). Таким образом, если оба гамма-кванта попали в детектор и полностью в нем поглотились, спектрометр фиксирует это так, как будто в него попал один гамма-квант с суммарной энергией гамма-квантов каскада. Вероятность таких событий определяется эффективностью регистрации каскадных гамма-квантов, их угловой корреляцией и геометрией источник-детектор. Похожая ситуация возникает при регистрации гамма-квантов, сопровождающих в+-распад. На рис. 7. показан спектр гамма-квантов в+-активного источника 22Na, где виден пик суммирования энергии аннигиляционного гамма-кванта и энергии гамма-перехода с возбужденного состояния на основное состояние ядра 22Ne.

Рис. 28 - Схема распада 60Co

Бета распад 60Co в основном происходит на возбужденное состояние 4+ 60Ni, который сопровождается каскадной эмиссией Е2 двух гамма-квантов с энергиями Eг1 = 1.17 МэВ, Eг2 = 1.33 МэВ.



Рис. 29 - Схема в+-распада 22Na

В результате аннигиляции позитронов возникают гамма-кванты с энергией 0.511 МэВ. Бета-распад происходит в основном на возбужденное состояние 22Ne с энергией 1.274 МэВ, которое испытывает гамма-переход на основное состояние. На спектре видны пики от этих гамма квантов и суммарный пик.

1.9 Детекторные комплексы физики высоких энергий

Детекторы, используемые в физике высоких энергий для регистрации частиц, состоят, как правило, из нескольких структур, входящих в состав единого регистрирующего комплекса. Каждая структура рассчитана для регистрации частиц с определенными характеристиками. Отдельные структуры детектора расположены так, чтобы различного типа частицы, последовательно проходя через них, оставляли определённую информацию о прошедшей через них частице. На основе этой информации затем восстанавливаются такие характеристики частицы как её тип, энергия, импульс, характеристики распада.

Принципы организации такого комплексного детектора иллюстрируются рис. 1. Частицы рождаются в самой левой части рисунка в результате взаимодействия либо сталкивающихся пучков коллайдера, либо одного пучка ускоренных частиц с неподвижной мишенью. Рожденные частицы удаляются от точки своего появления, последовательно проходя различные структуры детектора. Заряженные частицы, такие как протоны, пионы и каоны, детектируются трековым детектором (он расположен ближе всего к точке реакции) и далее - электромагнитным и адронным калориметрами. Электроны детектируются трековым детектором и электромагнитным калориметром. Нейтральные частицы, такие как нейтроны и фотоны, не детектируются в трековом детекторе. Фотоны детектируются электромагнитным калориметром, а нейтроны идентифицируются по энергии, выделяемой в адронном калориметре.

Рис. 30 - Принципы организации комплексного детектора в экспериментах по физике высоких энергий

Так как мюоны имеют максимальный пробег в веществе детектора из всех регистрируемых частиц, для их детектирования обычно используют внешние участки детектора - мюонный детектор.

Многослойная структура детектора позволяет восстановить траекторию частицы и определить точку её образования с точностью несколько микрон. Таким образом, каждый тип частиц имеет свою собственную “подпись” в детекторе. Например, если частица обнаруживается только в электромагнитном калориметре то, скорее всего, это фотон. Мюон оставляет информацию во всех структурах детектора.

Для примера на рис. 2 показан детектор ATLAS, который создается в настоящее время для регистрации продуктов рр-столкновений коллайдера LHC. Область соударения пучков окружена внутренним детектором (Inner Detector). Его диаметр составляет 2 м, а длина 6.5 м. Он помещен в сверхпроводящий соленоид, который обеспечивает внутри детектора магнитное поле 2 Тл. В магнитном поле треки частиц искривляются в зависимости от знака заряда частицы и ее импульса. Задача детектора - определение точки соударения протонов и траекторий вторичных частиц, которые образуются в результате соударения. Для этого применяются два типа детектирующих устройств: кремниевые микрострипы (они заполняют самую центральную часть внутреннего детектора и обеспечивают точность измерения координаты около 0.01 мм), и детектор переходного излучения (более удаленная часть внутреннего детектора), состоящий из тонких газонаполненных дрейфовых трубок диаметром 4 мм, между которыми находится вещество радиатора. Детекторы выполнены так, чтобы частицы пересекали их преимущественно перпендикулярно к плоскости детектора или оси трубки.

Чтобы выдержать радиационные нагрузки, кремниевые детекторы должны работать при температуре 0° С. Поэтому эта часть трековой системы помещена в криостат. Траектория каждой частицы большой энергии должна иметь 6 прецизионно измеренных точек. Для этого в установке ATLAS используется 12 тысяч кремниевых детекторов.



Рис. 31 - Общий вид детектора ATLAS в разрезе. Пучки протонов влетают в детектор с диаметрально противоположных направлений и двигаются вдоль его оси, сталкиваясь в центре

Рис. 32 - Поперечное сечение детектора ATLAS: 1 - вакуумная труба, в которой происходит ускорение частиц; 2 - трековый детектор; 3 - соленоидальный магнит; 4 - электромагнитный

Длина дрейфовых трубок детектора переходного излучения достигает 1.6 м. Точность определения координаты частицы в них составляет около 0.15 мм, но зато число точек измерения на один трек - 36. Кроме того, дрейфовые трубки регистрируют переходное рентгеновское излучение и, таким образом, обеспечивают идентификацию электронов. Всего в детекторе используется около 400 тысяч дрейфовых трубок. Такое большое количество трубок необходимо для того, чтобы обеспечить 4р- геометрию установки, и требованием эффективности восстановления траекторий частиц.

Детекторный комплекс ATLAS

калориметр; 5 - адронный калориметр; 6 - мюонный детектор.

Внутренний трековый детектор заключен в оболочку калориметров. Калориметрия играет важную роль в установке ATLAS. Она обеспечивает прецизионное измерение энергии электронов, фотонов, “струй” адронов, возникающих при адронизации кварков и “недостающей” энергии, уносимой нейтрино или другими нейтральными слабовзаимодействующими частицами, например, гипотетическими суперсимметричными партнерами уже известных частиц. Калориметры состоят из нескольких крупных модулей, предназначенных для регистрации адронов в удаленной части детектора и для регистрации электромагнитного излучения в более центральной его области. Модули электромагнитного калориметра и торцевых адронных калориметров в качестве вещества поглотителя используют жидкий аргон, что обеспечивает необходимое быстродействие, высокое разрешение и высокую радиационную стойкость детектора. Адронный калориметр в более приближенной к центру части собран из железных пластин, прослоенных сцинтилляторами. Это более дешевая и достаточно надежная конструкция по сравнению с жидкоаргонными калориметрами.

Мюонная система ATLAS расположена за калориметрами, в которых поглощаются все электроны, фотоны и адроны. Мюоны имеют высокую проникающую способность и в калориметрах поглощаются очень мало. Поэтому практически все зарегистрированные мюонной системой заряженные частицы являются мюонами. Основным типом детекторов в мюонной системе являются дрейфовые трубки диаметром 3 см. Результаты измерений, полученные с помощью мюонной системы (внешней трековой системы), “сшиваются” с данными внутреннего детектора для полной идентификации частиц.

Установка ATLAS будет размещена под землей на глубине 100 м. Соударения протонных пучков (банчей) будут происходить каждые 25 наносекунд, т. е. с частотой 40 МГц. При планируемой на первом этапе светимости ускорителя 1033 см-2сек-1 при каждом столкновении пучков будет происходить в среднем 2- 3 протонных соударения. При светимости 1034 см-2сек-1 при каждом столкновении пучков будет происходить уже 25 протонных соударений.

По мере увеличения энергии сталкивающихся пучков детектирование продуктов столкновения становится все более сложной задачей.

Детектор ATLAS будет выдавать огромный объём информации. LHC будет создавать в центре детектора почти 109 протон-протонных столкновений в секунду (как уже отмечалось, протонные банчи будут сталкиваться каждые 25 наносекунд). Такому числу рр-столкновений отвечает объем информации, превышающий 40 миллилонов мегабайт. Однако лишь несколько событий, возникших в результате этого огромного числа столкновений, будут представлять интерес для исследователей, стремящихся к новым открытиям. Для того чтобы выбрать потенциально интересные события (по оценкам их должно быть меньше 100 в секунду), будет использована специальная многоуровневая компьютерная система. Выбранные события подвергнутся особо тщательному off-line анализу.

Гигантский объём информации, поступающий с детектора ATLAS (примерно 106 гигабайт в год), будет делиться среди примерно 2000 физиков из 34 стран и анализироваться ими. Вычислительные ресурсы, необходимые для такого анализа, эквивалентны более чем 10 000 РС Pentium III с частотой 500 МГц. Для успешной обработки данных с детектора ATLAS будут использованы самые последние достижения компьютерных технологий и операционных систем.

Детекторный комплекс TIGER.

Рис. 33 - Схема детекторного комплекса TIGER. 1 - сцинтилляционные детекторы, 2 - детекторы годоскопа, 3 - черенковские детекторы

Рис. 34 - Сцинтиллятор и светопреобразователь. 1 - заряженная частица, 2 - сцинтилляционная вспышка, 3 - световая траектория, 4 - сдвиг длинны волны в светопреобразователе

Детекторный комплекс TIGER (Trans-Iron Galactic Element Recorder) предназначен для измерений элементного состава галлактических космических лучей. Он работает в диапазоне атомных номеров от Z = 26 (железо) до Z = 40 (цирконий). Эти элементы редко встречаются в галлактических космических лучах. Кроме измерения зарядов TIGER позволяет также измерять энергии ядер в диапазоне от 0.3 до ~10 ГэВ/нуклон.

Детекторный комплекс TIGER является комбинацией сцинилляционных и черенковских детекторов и годоскопов. (рис 35).

Сцинилляционные дектекторы

Сцинилляционные детекторы служат для определения энергии, которую частица оставляет в нем. В установке имеется 4 сцинтилляционных детектора S1, S2, S3 и S4. В качестве сцинтиллятора (рис. 2) используется поливинил толуол. Заряженная частица, пролетая через сцинтиллятор, вызывает световые вспышки в голубом диапазон длин волн. Свет от вспышек через торцы сцинтиллятора попадает в светопреобразователь, где он поглощается и переизлучается в зеленой области спектра, попадая затем в фотоумножители. Прохождение частицы через сцинтиллятор фиксируется электроникой при выполнении условия (S1 OR S2) AND (S3 OR S4).

Энергия ?E, которая частица оставляет в сцинтилляторе зависит от ее энергии E, заряда Z и пути, который она прошла в сцинилляторе L. Для определения L служит годоскоп.

Годоскоп

Рис. 35 - Детектор годоскопа

Годоскоп предназначены для определения траектории частицы, которая проходит через детекторный комплекс. Годоскоп состоит из двух детекторов (см. рис. 1) Каждый детектор годоскопа состоит из двух плоскостей 1200 сцинтиллирующих оптических волокон с квадратным сечением 1 мм2. Оптические волокна в двух плоскостях ориентированы перпендикулярно, что позвляет определить x-y координаты пролетающей частицы. На обеих концах оптические волокна подсоединены к фотоумножителям (рис. 3). На одной из сторон к одному ФЭУ подсоединяются по 80 волокон (система грубого считывания), на другом - по 5-6 волокон (система точного считывания). Система грубого считывания позволяет определять координаты с точностью 8 см, система точного считывания - 6 мм. С помощью программной обработки точность определения координаты может быть доведена до 1.7 мм.

1.10 Требования к детекторам

Современные детекторы элементарных частиц иногда называют «большими братьями» цифровых фотоаппаратов. Однако стоит помнить, что условия эксплуатации фотоаппарата и детектора кардинально различаются.

Прежде всего, все элементы детектора должны быть очень быстрыми и очень точно синхронизованными друг с другом. На Большом адронном коллайдере в пике производительности сгустки будут сталкиваться 40 миллионов раз в секунду. В каждом столкновении будет происходить рождение частиц, которые оставят свою «картинку» в детекторе, и детектор должен не «захлебнуться» этим потоком «снимков». В результате за 25 наносекунд требуется собрать всю ионизацию, которую оставили пролетевшие частицы, превратить ее в электрические сигналы, а также очистить детектор, подготовив его к очередной порции частиц. За 25 наносекунд частицы пролетают всего 7,5 метров, что сопоставимо с размерами крупных детекторов. Пока во внешних слоях детектора собирается ионизация от пролетевших частиц, сквозь его внутренние слои уже летят частицы из следующего столкновения!

Второе ключевое требование к детектору -- радиационная стойкость. Элементарных частицы, разлетающиеся от места столкновения сгустков, -- это самая настоящая радиация, причем очень жесткая. Например, ожидаемая поглощенная доза ионизирующей радиации, которую получит вершинный детектор за время работы, составляет 300 килогрей плюс суммарный нейтронный поток 5·1014 нейтронов на см2. В этих условиях детектор должен работать годами и при этом оставаться исправным. Это касается не только материалов самого детектора, но и электроники, которой он напичкан. На создание и тестирование отказоустойчивой электроники, которая будет работать в столь радиационно жестких условиях, ушло несколько лет.

Еще одно требование к электронике -- низкое энерговыделение. Внутри многометровых детекторов нет свободного места -- каждый кубический сантиметр объема заполнен полезной аппаратурой. Система охлаждения неизбежно отбирает рабочий объем детектора -- ведь если частица пролетит прямо сквозь охлаждающую трубу, она просто не будет зарегистрирована. Поэтому энерговыделение от электроники (а это сотни тысяч отдельных плат и проводов, снимающих информацию со всех компонентов детектора) должно быть минимальным.

1.11 Идентификация частиц

Отдельный вопрос -- это идентификация частиц, то есть выяснение того, что за частица пролетела сквозь детектор. Это не составило бы труда, знай мы массу частицы, но как раз ее мы обычно и не знаем. С одной стороны, массу в принципе можно вычислить по формулам релятивистской кинематики, зная энергию и импульс частицы, но, к сожалению, погрешности в их измерении обычно столь велики, что не позволяют отличить, например, пи-мезон от мюона из-за близости их масс.

В этой ситуации имеется четыре основных метода идентификации частиц:

По отклику в разных типах калориметрах и в мюонных трубках.

По энерговыделению в трековых детекторах. Разные частицы производят разное количество ионизации на сантиметр пути, и ее можно измерить по силе сигнала с трековых детекторов.

С помощью черенковских счетчиков. Если частица летит сквозь прозрачный материал с коэффициентом преломления n со скоростью больше, чем скорость света в этом материале (то есть больше, чем c/n), то она испускает черенковское излучение в строго определенных направлениях. Если в качестве вещества детектора взять аэрогель (типичный показатель преломления n = 1,03), то черенковское излучение от частиц, движущихся со скоростью 0,99·c и 0,995·c, будет существенно различаться.

С помощью времяпролетных камер. В них с помощью детекторов с очень высоким временным разрешением измеряется время пролета частицей определенного участка камеры и из этого вычисляется ее скорость.

У каждого из этих методов есть свои сложности и погрешности, поэтому идентификация частиц обычно не бывает гарантированно правильной. Иногда программа обработки «сырых» данных с детектора может прийти к выводу, что в детекторе пролетел мюон, хотя на самом деле это был пион. Полностью избавиться от таких погрешностей невозможно. Остается лишь тщательно изучать детектор перед работой (например, с помощью космических мюонов), выяснить процент случаев неверной идентификации частиц и уже в дальнейшем при обработке реальных данных всегда его принимать в расчет.

1.12 Отклонение частицы магнитным полем и определение ее импульса

Следы частиц на наших снимках -- либо дуги большого радиуса, если это тяжелые частицы, либо спирали в случае электронов и позитронов. Искривление траектории возникает под действием магнитного поля. На заряженную частицу в магнитном поле действует сила Лоренца, направленная перпендикулярно как скорости частицы , так и вектору индукции магнитного поля . Если частица влетает в магнитное поле перпендикулярно полю, то она движется по окружности, если же она влетает под углом -- то по винтовой линии. На разноименно заряженные частицы, движущиеся в одном направлении, действуют противоположно направленные силы -- именно поэтому следы электронов и позитронов расходятся в разные стороны.

Запишем второй закон Ньютона для частицы с зарядом Ze и массой m, движущуюся по окружности в магнитном поле с индукцией В. Причем сделаем это в такой форме, которая пригодна как для медленных, так и для быстрых частиц, в том числе и для ультрарелятивистских, скорость которых близка к скорости света:

Если частица движется по окружности радиусом R со скоростью , то ее импульс , оставаясь постоянным по модулю, поворачивается с угловой скоростью

При этом изменение импульса за время равно

Тогда второй закон Ньютона принимает вид

.

(Если частица движется медленно, то , и в левой части последнего равенства появляется произведение массы на центростремительное ускорение. Для релятивистских и ультрарелятивистских частиц это не так.) Подставляя сюда , получаем формулу, выражающую импульс частицы через радиус окружности:

.

Специалисты, работающие на ускорителях, любят выражать не импульс, а произведение импульса на скорость света, т.е. величину рс, имеющую размерность энергии. Разделив на заряд электрона, мы выразим эту величину в электрон-вольтах. Кроме того, физики привыкли измерять магнитную индукцию не в теслах, а в гауссах (1 Гс = 10-4 Тл). Учтя все это, получим рабочую формулу, которая используется при обсчетах траекторий частиц:

где измеряется в сантиметрах.

Отметим, что величина удобна еще и тем, что через нее простым образом выражается энергия частицы. В частности, для медленных частиц

где -- энергия покоя (в случае электрона она равна 0,51 МэВ). А для ультрарелятивистских частиц, энергия которых гораздо больше энергии покоя,



1.13 Число капель на следе - мера скорости частицы

Когда заряженная частица движется в пузырьковой камере, она растрачивает свою энергию на возбуждение атомов или молекул жидкости. Если переданная энергия достаточно велика, электрон может быть выбит из атома -- произойдет образование иона и свободного электрона. Энергия, потерянная частицей на единице пути, т.е. величина , зависит от скорости частицы: чем скорость меньше, тем больше времени частица взаимодействует с электроном. Величина оказывается обратно пропорциональной квадрату скорости частицы. В первом приближении можно считать, что

(*)

где -- отношение скорости частицы к скорости света, -- некоторая постоянная, зависящая от свойств среды, в которой тормозится частица (дальше мы оценим эту величину для жидкого водорода). Таким образом, получается, что быстрая частица () ионизирует слабее всего. Соответственно, тонкие следы в камере принадлежат быстрым (релятивистским) частицам, а жирные следы из слипшихся капель образованы медленными частицами. На рисунке 3 ясно видно, что частицы основного пучка, пронизывающие камеру снизу вверх, -- быстрые частицы (для р-мезона с энергией 1 ГэВ, например, ). Скорость же протона, возникшего при 0-распаде, мала, и поэтому протон оставляет плотный след.

Итак, мы видим, что по следам в пузырьковой камере можно измерить импульс частицы и ее скорость. А зная скорость и импульс, можно определить массу частицы.

1.14 Почему следы электронов образуют спирали

Электроны, следы которых мы наблюдали в камере, имеют небольшую энергию, но большую скорость, близкую к скорости света. Так как их энергия мала, на каждом обороте в магнитном поле они теряют заметную часть своей энергии, и следующий оборот происходит при меньшем радиусе. Поэтому следы этих электронов -- сворачивающиеся спирали.

Нетрудно оценить, какую энергию теряет быстрый (релятивистский) электрон на сантиметре пути в камере. Рассмотрим, например, след того же д-электрона с энергией порядка 14 МэВ в жидком водороде. Он совершает около 3 оборотов спирали, так что весь его путь близок к 43 см. Таким образом, средняя потеря энергии на единицу пути равна

МэВ/см.

Заметим, что табличное значение этой величины равно 0,32 МэВ/см. Наши грубые оценки дали правильное значение потерь энергии быстрого электрона в жидком водороде, а заодно - и приблизительное значение постоянной в формуле (*) для потерь энергии.

Теперь мы можем получить представление о том, сколько ионов создает быстрый электрон в жидком водороде. На создание пары ион -- электрон тратится энергия порядка 20 эВ, поэтому число таких пар будет

1/см.

Возможно возникнет вопрос: если число ионов измеряется сотнями тысяч, то почему число видимых пузырьков так мало? Прежде всего, дело в механизме вскипания. Чтобы оно началось, необходим местный разогрев жидкости. Жидкость вскипает там, где случайно выделилось много тепла, т.е. образовалось большое число ионов. Таким образом, пузырьки образуются на больших скоплениях ионов, а большие скопления редки. Кроме того, далеко не все пузырьки оказываются видимыми (разрешаются) при фотографировании. В обычных камерах размер пузырьков близок к 0,3 - 0,5 мм и число их на 1 см пути быстрой частицы не превосходит десятка. В сверхчистых быстроциклирующих камерах при очень ярком освещении можно работать с пузырьками размером ~ 30 мкм.

1.15 Фотоны в камере создают вещество и антивещество

Рис. 36 - Рождение электрон-позитронной пары. На снимке виден пучок протонов, фотоны были испущены в направлении этого пучка

На рисунке 4 представлено событие возникновения в камере пары частиц разных знаков заряда -- электрона и позитрона, т.е. частицы и античастицы, -- из излучения. Условно его можно написать в виде реакции



Фотон не оставляет видимого следа в камере, и следы пары электрон -- позитрон возникают как бы из ничего. Можно измерить радиусы этих следов и оценить энергию, уносимую обеими частицами. Для наших снимков энергия лежит в пределах 70-100 МэВ.

Заметим, что радиусы обеих окружностей различаются. Это означает, что энергия фотона не делится поровну между частицей () и античастицей (+), и наводит на мысль, что процесс распада фотона не может происходить без участия еще одного тела. Действительно, записанная реакция несовместима с законом сохранения импульса. Предположим, что энергия фотона настолько мала, что ее хватает только на создание покоящейся пары электрон --позитрон. Тогда импульс этой пары равен нулю, но импульс фотона, который имеет скорость света, никогда не может быть равен нулю. Возникает вопрос: куда же девается избыток импульса фотона?

Очевидно, что в реакции рождения пары должно участвовать третье тело, которое примет на себя избыток импульса. Таким телом является ядро атома, в электромагнитном поле которого и возникает пара. В жидководородной камере это протон, так что реакцию рождения пары можно написать в таком виде:

Хотя импульс, получаемый протоном, может быть велик, его кинетическая энергия, равная , мала, так как он имеет большую массу. Таким образом, электрон-позитронная пара уносит почти всю энергию фотона, но лишь часть его импульса.



2. Ускорители

Основными источниками пробных частиц в субатомных экспериментах являются ускорители. Необходимость использования ускорителей для исследования структуры микромира очевидна. Во-первых, атомные ядра и элементарные частицы занимают очень малые области пространства, и проникновение в эти области требует высокой разрешающей способности зондирующего пучка, обеспечивающей взаимодействие отдельной пробной частицы с отдельным микрообъектом. Во-вторых, чем меньше микрообъект, тем он прочнее и проведение экспериментов с перестройкой или разрушением внутренней структуры такого объекта также требует большей энергии.

Зная размеры изучаемого объекта, легко оценить энергию пробных частиц, необходимую, для его изучения. Всякая частица обладает волновыми свойствами. Длина её волны зависит от импульса и дается формулой де Бройля

[МэВ*Фм]/T[МэВ] (1)

Приведенная формула даёт также связь между длиной волны релятивистской частицы и её кинетической энергией Е (использовано численное значение переходной константы МэВ.Фм?200 МэВ.Фм и ультрарелятивистское приближение для импульса -).

В эксперименте по рассеянию структура объекта становится “видимой”, если длина волны де Бройля сравнима или меньше размера (радиуса) объекта R, т. е. при л < R. При использовании в качестве зондирующих частиц электронов внутрь ядра можно “заглянуть”, если энергия электрона будет превышать 100 МэВ. Для наблюдения структуры нуклона энергия электрона должна уже исчисляться гигаэлектронвольтами (1 ГэВ = 109 эВ). Современные ускорители позволяют ускорять частицы до энергии нескольких ТэВ (1 ТэВ = 1012 эВ). Для сравнения укажем, что кинетическая энергия летящего москита приблизительно 1 ТэВ.

Рождение новых частиц происходит в результате преобразования кинетических энергий взаимодействующих (сталкивающихся) частиц. Чем больше масса частицы, которую необходимо получить в столкновении, тем больше должна быть энергия сталкивающихся частиц.

В принципе ускоритель позволяет сформировать пучок пробных частиц с требуемыми для эксперимента характеристиками (энергией, потоком или интенсивностью, пространственными размерами и т. д.). Для ряда экспериментов необходим пучок, так называемых, поляризованных частиц, т. е. частиц, спины которых направлены в одну сторону (выстраивание спинов достигается пропусканием пучка частиц через сильное магнитное поле). В современных ускорителях, предназначенных для изучения элементарных частиц, могут ускоряться античастицы (позитроны, антипротоны) и для многократного роста эффективности использования энергии частиц их пучки в ряде установок (коллайдерах) после завершения ускорительного цикла сталкиваются (встречные пучки).

Ускорители различаются типом ускоряемых частиц, характеристиками пучка (энергией, интенсивностью и др.), а также конструкцией. Наиболее распространены ускорители электронов и протонов, поскольку пучки этих частиц проще всего приготовить. Есть ускорители более тяжелых частиц - дейтронов (ядер дейтерия 2H), б-частиц (4He), а также ионов других ядер, в том числе и тяжёлых, таких как свинец. Современные ускорители высокой энергии оснащаются системами генерации пучков вторичных частиц. В качестве последних могут быть пионы, мюоны, нейтрино и др. С помощью пучков вторичных частиц (в частности, нейтрино и антинейтрино) выполнены многие важные эксперименты.



Рис. 37 - Ускоритель и его место в эксперименте

В ускорителях увеличение энергии заряженных частиц происходит под действием электрического поля, направленного вдоль импульса частицы. Любой ускоритель конструктивно состоит из трёх частей (см. рисунок) - системы, где “изготавливаются” ускоряемые частицы (инжектор), ускорительной системы, где низкоэнергичные частицы от инжектора (обычно сформированные в виде локализованных в пространстве сгустков) увеличивают энергию до проектной, и системы транспортировки (вывода) пучка к экспериментальной установке.

Условно, с точки зрения траектории, по которой частицы двигаются в процессе ускорения, ускорители можно разбить на два класса - линейные (и прямого действия) и циклические. Как следует из самих названий, в линейных ускорителях частицы в процессе ускорения двигаются прямолинейно, а в циклических - либо по одной и той же замкнутой траектории, многократно проходя одни и те же ускоряющие промежутки (синхротроны), либо по траектории, напоминающей раскручивающуюся спираль (циклотроны, микротроны).



2. Ускорители

2.1 Высоковольтные ускорители

Высоковольтный ускоритель - устройство для ускорения заряженных частиц электрическим полем, постоянным в течение всего времени ускорения частиц. Основные элементы высоковольтных ускорителей- источник заряженных частиц, ускоряющая система и высоковольтный генератор (рис. 1). Напряжение и, получаемое от высоковольтного генератора 1, подаётся на электроды ускоряющей системы 3 и создаёт внутри неё электрическое поле. Заряженные частицы из источника 2 ускоряются этим полем до энергии е=enuэВ, где пе - заряд ускоряемой частицы (е - элементарный электрический заряд; и выражено в В). Используя перезарядку частиц, можно при том же и получить частицы с энергией, в несколько раз превышающей энергию в обычных В. у. (см. Перезарядный ускоритель).

Рис. 38 - Схема высоковольтного ускорителя (линия со стрелкой изображает траекторию частицы)

Основное преимущество высоковольтного ускорителя по сравнению с другими типами ускорителей - возможность получения пучков заряженных частиц с высокой стабильностью энергии и малым разбросом по энергии частиц, ускоряемых в постоянном во времени и однородном электрическом поле, а также возможность создания установок с большой мощностью и высоким кпд. С помощью высоковольтного ускорителя может быть получена относительная нестабильность энергии ~10-4, а у отдельных высоковольтных ускорителей ~10-5-10-6. Благодаря этому высоковольтные ускорители нашли широкое применение как при исследованиях в атомной и ядерной физике, так и для решения различных прикладных задач.

Размеры высоковольтных ускорителей определяются его ускоряющим напряжением и электрической прочностью изоляции генератора и ускоряющей системы. Наибольшие достигнутые величины ускоряющего напряжения генератора около 20 MB, проектируются генераторы на напряжение до 30 MB.

При 1 MB в качестве высоковольтной изоляции В. у. часто используют воздух при атм. давлении. Ускорители с u>1 MB размещают в герметичных сосудах, заполненных газом при давлении, в 5-15 раз превышающем атмосферное (0,5-1,5 МПа), который имеет более высокую электрическую прочность. Это значительно уменьшает размеры высоковольтных ускорителей и снижает его стоимость. Особенно эффективно применение электроотрицательных газов (SF6, фреона), подавляющих возникновение разряда в изоляционном промежутке, а также их смесей с азотом и углекислотой. Ускорители с импульсным ускоряющим напряжением размещают в камерах с жидким диэлектриком (трансформаторным маслом или дистиллированной водой).

Для повышения рабочего градиента напряжения в высоковольтной изоляции высоковольтный ускоритель с целью уменьшения их размеров большие изоляционные промежутки разделяют на ряд малых элементов с помощью металлических электродов, требуемое распределение потенциала на которых задаётся специальным делителем напряжения; при этом допустимая напряжённость электрического поля для всего промежутка оказывается близкой к допустимой напряжённости для отдельного элемента.

Уменьшить размеры Высоковольтного ускорителя можно также, используя перезарядку частиц во время их ускорения.

Источники заряженных частиц для высоковольтного ускорителя Источником электронов у большинства высоковольтных ускорителей служит термокатод с прямым или косв. накалом в сочетании с системой электродов, формирующих электронный пучок на начальном участке его движения. Часто используется конфигурация электродов, предложенная

Дж. Пирсом (J. Pierce), или её модификации, препятствующие расходимости пучка под действием его объёмного заряда (рис. 2). В ускорителях, работающих в непрерывном режиме, плотность электронного тока у поверхности катода составляет 0,5-1 А/см2; при работе в импульсном режиме она может быть в несколько раз выше.

Рис. 39 - Схема источника электронов с системой электродов Пирса: 1 - катод; 2 - прикатодный электрод; 3 - анод; 4 - граница электронного пучка

В импульсных сильноточных высоковольтных ускорителей используются катоды с автоэлектронной и взрывной эмиссией. Первоначальным источником электронов являются мельчайшие выступы на поверхности катода, вблизи которых локальное электрическое поле достигает 107 В/см. Затем протекающий по микровыступам электрический ток вызывает их быстрый нагрев и частичное испарение. Облако пара под действием электронного пучка превращается в плазму, которая сама становится источником электронов и через нек-рое время, расширяясь, замыкает ускоряющий промежуток.

Рис. 40 - Схема высокочастотного источника ионов: 1 - разрядная камера; 2 - обмотка колебательного контура; 3 - изоляционная вставка; 4 - основание источника; 5 - отверстие для отбора ионов; 6 - вытягивающий электрод

В большинстве ионных источников первичная ионизация происходит в камере, заполненной газом или паром при давлении 10-10-1 Па (~10-1-10-3 мм рт. ст.), под действием электрического разряда: высокочастотного (ВЧ источники, рис. 3), дугового в неоднородных электрических и магнитных полях и другие Ионы, образующиеся в разряде, извлекаются полем т. н. вытягивающего электрода и попадают в ускоряющую систему. Отбор ионов происходит с поверхности, ограничивающей область разряда. Концентрация положит. ионов обычно наиб. высока в центр. области разряда, откуда и производится их отбор. Вместе с атомарными ионами данного элемента из области разряда могут одновременно извлекаться также и молекулярные, а при разряде в парах сложных веществ - их заряженной молекулы или ионы др. элементов. Поэтому в ряде случаев необходима сепарация пучка.

Кроме положит. атомарных и молекулярных ионов в области разряда могут образовываться также и однозарядные отрицательные ионы элементов с положит. энергией сродства к электрону. Многие отрицательные ионы могут быть получены непосредственно из области разряда при изменении полярности напряжения на вытягивающем электроде. При этом отбор производится с периферии разряда, где концентрация таких ионов наиб. высока. Отрицательные ионы получают и перезарядкой пучка положит. ионов на газовой или пароструйной мишени, на покрытой атомами щелочных металлов поверхности и т. д. Источники отрицательных ионов широко применяются для инжекции в перезарядные ускорители.

Ускоряющая система высоковольтных ускорителей (ускорительная трубка) одновременно является частью вакуумной системы В. у. Давление в ней не должно превышать 10-3 Па (~10-5 мм рт. ст.) (т. к. иначе происходит значит. рассеяние ускоряемых частиц на молекулах газа). У большинства высоковольтных ускорителей она представляет собой цилиндр, состоящий из диэлектрических колец, разделённых металлическими электродами, с отверстием в центре для прохождения пучка заряженных частиц и откачки газа, поступающего из ионного источника и десорбируемого внутренней поверхностью трубки (рис. 4). Кольца и электроды вакуумно-плотно соединены друг с другом (спец. клеем, пайкой или термодиффузионной сваркой). Электрическая прочность ускорительной трубки часто ограничивает энергию ускоренных частиц в высоковольтном ускорителе.

Рис. 41 - Схема ускорительной трубки: 1 - кольцевые изоляторы; 2 - металлические электроды; 3 - соединительные фланцы