Материал: Методы регистрации частиц. Ускорители частиц

В результате комптоновского рассеяния электронам передается только часть энергии.

, e = γ - γ´,

где γ и γ´ - 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 Eγ - 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 (Eγ - 1022 кэВ).

Рис. 27 - Спектр источника гамма-квантов с энергией Eγ > 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 β+-распад. На рис. 7. показан спектр гамма-квантов β+-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 Eγ1 = 1.17 МэВ, Eγ2 = 1.33 МэВ.

Рис. 29 - Схема β+-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 4π- 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).