Реакция 16 0 (е, е "с) с регистрацией электрона и вторичных заряженных частиц на совпадении Войцеховский Богдан Богданович

Дрейфовые индукционные камеры. Выбор схемы. Отдельные элементы конструкции

Комбинация дрейфового и индукционного способов определения координаты прохождения частиц через камеру позволяет достичь высокого разрешения по обеим координатам в одной камере, что часто представляет интерес по конструктивным и иным причинам. Для решения право-левом неопределенности, присущей дрейфовой камере, можно использовать эффект несимметричности лавины в пропорциональной камере, обнаруженный в работе /62/. В 1978 г. при проектировании новых камер для спектрометра координатный детектор, сочетающий указанные принципы, представлял определенный методический интерес. Аналогичные камеры были вскоре описаны в ряде работ /63/. Отметим, что относительное разрешение разработанных нами камер остается одним из лучших: Ср = 0,15 мм при длине камеры 450 мм.

Три требования, следующие из задач, решаемых с помощью спектрометра, определили выбор варианта камеры: во-первых, пространственное разрешение по координате X должно быть не хуже 0,25 мм, поскольку им, в основном, определяется энергетическое разрешение спектрометра; во-вторых, количество вещества на пути частиц от мишени до вакуумной камеры спектрометра (рис.1) не должно превышать 10 Х0 , т.к. рассеяние электронов, возникающее на веществе, затрудняет отделение фона и увеличивает "хвосты" в энергетических спектрах; в-третьих, для обеспечения телесного угла спектрометра 5 мстер и энергетического аксептанса апертура камер по координате у должна быть не менее 30 мм, а длина выходной камеры -450 мм.

Другие параметры камер (быстродействие, пространственное разрешение по у ) можно обеспечить с помощью многих разновидностей пропорциональной камеры, поэтому мы их не будем обсуждать.

Первое и третье из перечисленных требований не нуждаются в пояснениях. Относительно второго отметим, что когда толщина ве-щества равна Г10 Х0 угол многократного рассеяния электронов с энергией 100 МэВ составляет -3-Ю""3, тогда как при разрешении по у у« 0,5 мм точность проверки компланарности может быть

Обеспечить необходимое пространственное разрешение можно с помощью пропорциональных камер высокого давления /64/, однако это требует увеличения количества вещества до t 10" 2Хо (слой аргона 5 см при давлении 5 атм, окна из лавсана толщиной 0,2 мм). Дрейфовые камеры можно использовать для определения координаты у , но дрейф вдоль X сильно искажается под действием магнитного поля 13 кГс. Кроме того, для создания дрейфа вдоль X необходимо много проволочек, натянутых по и , что усложняет конструкцию камеры. Одновременно требуется большое число каналов электроники, затрудняется калибровка камеры.

Все перечисленные соображения позволяют нам предполагать, что дрейфовая индукционная камера (рис.3) адекватна решаемой задаче. Координата X определяется по времени прохождения индуцированных сигналов в линии задержки (ЛЗ), а Ц - по времени дрейфа ионов к сигнальным проволочкам. В апертуре размещено лишь несколько пар проволочек для создания дрейфового поля, три сигнальных и четыре охранных. Среднее количество вещества «4 10 Х0 , прозрачность 97$. Отсутствие проволочек, перпендикулярных координате ЗС , стягивающих камеру, позволило сделать ее корпус из тонких пластин и получить апертуру по У , равную 37 мм.

Объем камеры образован (рис.4) пластинами 1,5, торцевыми втулками 3,4 и рамками 6 с окнами из алюминизированного лавсана. Пластина I включает линию задержки, изолирующую пластину из стеклотекстолита и медный экран толщиной 0,15 мм. На пластине 5 имеется сплошная фольга с внешней стороны камеры и полоска шириной 8 мм на внутренней, которая является одним из электродов, формирующих дрейфовое поле в камере.

К пластине I приклеены планки 2 с ламелями для распайки сигнальных и охранных проволочек. Концы пластин 1,5 соединены эпоксидной смолой с торцевыми втулками 3,4. На втулках расположены ламели для распайки проволочек, формирующих дрейфовое поле. Лавсановые окна замыкают объем. Алюминиевое напыление на лавсане служит электростатическим экраном. Выходное окно второй камеры спектрометра имеет ряд перемычек для увеличения прочности конструкции.

Усилители для съема сигналов с линии задержки расположены на расстоянии нескольких сантиметров от ее концов, также рядом с камерой размещен усилитель сигнала с двух пар полевых проволочек, ближайших к аноду (сигнал ІШ). Усилители анодных сигналов, дискриминаторы - формирователи и блок сравнения анодного и ІШ сигналов расположены на магните спектрометра.

Спинтилляционныйтаетчик.

Для исследования электроядерных реакций на совпадениях необходимы детекторы вторичных частиц обладающие возможно большим телесным углом.

Среди других требований, предъявляемых к аппаратуре, отметим необходимость регистрации вторичных частиц (вт.ч.), вылетающих в нескольких направлениях, в том числе вдоль и против направления импульса переданного ядру, определения сорта и энергии частиц. Необходимое энергетическое разрешение детекторов вторичных частиц зависит от структуры изучаемого и образующихся ядер. Так, для решения многих задач при исследовании ядра 160 достаточно иметь ГУ, 2 МэВ. г

Отметим, что энергетический спектр вторичных частиц очень широкий. Максимальная энергия протонов близка к энергии потерянной электроном, которая в нашем эксперименте достигает 70 МэВ. Минимальная энергия частиц определяется величиной кулоновского барьера ( 3 МэВ для протонов в 0), но во многих случаях она ниже т.к. частицы испускаются вторичными ядрами.

Регистрирующая аппаратура состоит из пропорциональных камер низкого давления и сцинтилляционных счетчиков - рис.17. Такая структура определяется большой площадью детекторов, необходимой в связи с ограничением минимального расстояния между детектором и пучком на уровне 15 20 см из-за большого размера электронного пучка и сопутствующего ему "гало" фона.

Основу счетчика составляет кристалл M J(X), часто применяющийся для спектроскопии тяжелых заряженных частиц из-за большой величины сцинтилляционного выхода. Преимуществом М . I [тв) является, также, большая величина параметра i ( = 0,5) -отношения удельного световыхода для ot -частиц с энергией 5 МэВ и электронов, что важно для детектирования oi -частиц в условиях большого фона f -квантов и электронов.

Толщина кристалла выбрана небольшой - 4 мм (что соответствует пробегу протонов с энергией 25 МэВ) с тем, чтобы уменьшить энерговыделение от фоновых частиц. Для однозначного определения энергии частиц имеется стоп детектор - слой сцинтилляционной пластмассы на основе полистирола (СП), расположенный за МлЗ(тв)

Анализ соотношения энерговыделения в двух слоях счетчика позволяет определить энергию протонов в диапазоне до 50 МэВ, кроме того, можно отбраковать фоновые электроны и -кванты.

Большое различие времен высвечивания СП и кристалла /l/aJ(Tf) позволяет использовать один фотоумножитель для регистрации света от обоих слоев счетчика, с последующим разделением сигналов от них с помощью электронной аппаратуры.

На рис.17 показано поперечное сечение дБ-Е детектора. На пути частицы от мишени к счетчику ( 23 см) имеются две лавсановые пленки и газ в дБ камере - 1,3 иг/our вещества.

Каждый слой счетчика имеет форму диска с диаметром 115 мм, толщины дисков 4 мм и 10 мм соответственно. Между собой они склеены очищенной эпоксидной смолой. Толщина слоя смолы 0,1 0,2 мм.

Световод из оргстекла обеспечивает собирание света на фотокатод ФЭУ 56DVP(0 42 мм) и перемешивание, что устраняет зависимость светосбора от места попадания частицы в счетчик. Световод приклеен к СП, а его боковая поверхность окрашена Всі 5( .

Для увеличения светосбора на расстоянии 1 мм от кристалла А/с\ Ї (Тв) установлена пленка с алюминиевым напылением толщиной 0,05 мкм (пленка - лавсан I мкм). Коэффициент светосбора составляет- 10$.

В световод вмонтирован светодиод ДО 307 (зеленое свечение), использующийся для измерения коэффициента усиления ФЭУ. Герметизация счетчика производится по цилиндрической поверхности "А" (рис.17) световода с помощью резинового кольца. Алюминиевое напыление на лавсановых пленках защищает счетчик от рассеянного света синхротронного излучения электронного пучка.

Для защиты счетчика от -электронов, образующихся в мишени, между мишенью и счетчиком создана область с магнитным полем 1 кГс, протяженностью - 3 см.

Изготовление счетчиков из кристаллов) связано с известными трудностями из-за его гигроскопичности. Они усугубляются, если счетчик используется в вакууме. Так, если кристаллы хранить при влажности воздуха-20, они могут быть прозрачны при атмосферном давлении, однако при снижении давления в несколько раз на поверхности кристаллов возникает белый налет. В связи с этим мы сушили кристаллы в вакууме сразу же после их полировки, дальнейшее хранение проводили в объемах с сухим газом.

Анализ информации с детекторов вторичных частиц.

Конструкция и свойства детекторов рассмотрены в главе 2. В событии записывается следующая информация: Aj и Ag - интегралы от сигнала с ФЭУ за характерные времена быстрой и медленной компонент импульса тока - рис.18, номера сработавших Сц.Сч. и ПК, амплитуда сигнала с ФЭУ при калибрующей вспышке светодио-да, амплитуда сигнала с Ж - дЕ , время tec- от момента регистрации электрона в одном из сцинтилляционных счетчиков магнитного спектрометра до момента срабатывания Сц.Сч. и t - до мо -L К мента срабатывания ПК, а также время Х,2 - между сигналами с двух счетчиков, регистрирующих электрон.

При обработке производится линейное преобразование Aj и Ag, учитывающее величину сигнала от световода; уточнение tec по отклонению ilz от среднего значения; исправление д F на поглощение ионизации в газе ПК по величине времени дрейфа .

Для определения энергетической калибровки Сц.Сч. использовались события реакции (е, е р„)и (e.e d,,), легко идентифицируемые среди других событий. Энергия частиц в этих реакциях однозначно определяется по энергии возбуждения 160 с поправкой на направление вылета вт.ч.

Протоны с энергией более 25 МэВ не останавливаются в кристалле Л/лЛСтт), что обнаруживается по большой величине Aj (рис.18,19). Для определения энергии вт.ч. в этом случае учитываются обе величины Aj И Ag.

Разделение частиц по сорту производилось по методу &Е-Е рис.41. На одном из детекторов AF камера не работала, поэтому для определения сорта частиц использовалось соотношение энергия-время пролета и различие в длительности световой вспышки кристалла сЛ(ТЙ от протонов и частиц (рис.19).

Ложные совпадения возникают, в основном, из-за срабатывания детекторов вт.ч. от электронов и К -квантов. Поэтому для удаления фона весьма эффективен анализ событий по &Е-Е. Границу отбраковки фоновых событий устанавливали таким образом, что не происходило потерь событий эффекта. Для дополнительного подавления фона рассматривалось соотношение величин Ag и "Ьес (рис.23).

Амплитудный спектр фона найден по событиям, отнесенным к реакции (е,е с), но попавшим в область пика упругого рассеяния электронов на 160. Спектр рассеянных электронов (е, ?У , нормированный на число указанных выше фоновых событий, использовался для определения уровня неотделимого фона при различных энергиях возбуждения и энергиях вт.ч. (см. Таблицу II). Существенное количество фоновых событий имеется только при энергии протонов ниже 2-х МэВ HV(/ 30 МэВ. Уровень фона, найденный указанным выше способом, вычитался из двумерных спектров протонов (по W и Єс ) перед учетом зависимости телесного угла спектрометра от энергии электрона и радиационных поправок.

Эффективность регистрации протонов с энергией 6 МэВ составляла более 98%, что определено непосредственным сравнением числа событий в пиках упругого рассеяния на водороде в спектрах электронов из реакции (е, e J и(е,р р) - рис.42. Из потерянных 2% событий около 1,5% обусловлены попаданием частиц в проволочки, поддерживающие лавсановую пленку (рис.17).

Спектр рассеянных электронов приведен на рис.39. Методы определения сечения, связанного с возбуждением ядра, из спектров электронов неоднократно обсуждались в литературе /83-86/.

Потери энергии электронами в результате ионизационных потерь в веществе и излучения If -квантов приводят к появлению в спектре т.н. хвостов, простирающихся от каждого пика в сторону меньших энергий электронов. Хвост, возникающий от излучения -квантов при рассеянии электронов на исследуемом ядре обычно называют радиационным, а связанный с тормозными и ионизационными потерями электронов в веществе на их пути к спектрометру - "фольговым".

Форма радиационного хвоста в области малой неупругости V= /E3 i описывается формулой Швингера /83/. При больших V обычно используется пиковое приближение /84/, учитывающее отдачу ядра и зависимость сечения рассеяния от переданного импульса, который может изменяться при излучении (f -кванта.

Определение параметров угловых распределений по экспериментальным данным

Спектры протонов в с.ц.и. для = 131, 231 и 268 при 40 МэВ даны на рис.52. В интервале до 15 МэВ они удовлетворительно описываются испарительным распределением сечение образования составного ядра, Т - ядерная температура. Сечение с испусканием испарительных протонов понижается при 9? - 90: ( 90)/ СГ (180) = 0,6 0,1. Такое поведение С (б р) естественно возникает в статистических расчетах при учете моментов уровней возбужденного ядра. Зависимость Т от Wприведена на рис. 53. В величине Т имеется неопределенность 0,5 МэВ, связанная с неоднозначным выбором С () /90/. Для частиц, вылетающих в направлении, противоположном переданному импульсу ( 9 = 231 и 268) испарительная компонента является единственной, тогда как в спектрах при 0 = 59 и 94 имеются прямые и предравно весные протоны. Количество последних можно определить из остатка сечения (двойная штриховка на рис.52) после вычитания сечения выбивания прямых протонов (штриховка на рис.52) и сечения испарительных протонов, определенного по спектрам протонов с большими Фр . Распределение событий по Ж изображено на рис.54, а спек с тры по энергии d -частиц - на рис.55.

Парциальные реакции 160 (е,е 40) и ,сО (р,е с1Л Спектры по энергии возбуждения W для пяти углов вылета oi -частиц по реакции (е.е с ) приведены на рис.56, а по реакции (є,edj) на рис.57. Основной вклад в сечение дают монопольные и квадрупольные резонансы с изоспином Т = 0, что естественно для реакции (ех elJ0,d в сечении реакции (exe{4t) при\$ 20 МэВ заметна анизотропия относительно 0 = 90, связанная, пови-димому, с квазисвободным выбиванием ol -частиц. На рис.58 даны угловые распределения в реакциях (ех exd для некоторых энергий возбуждения.

Эмиссия и -частиц при возбуждении 160 выше гигантского дипольного резонанса. Спектры по энергии частиц, просуммированы по широкому интервалу W , приведены на рис.59.

Угловое распределение вт.ч. раскладывалось на три состав-ляющие: изотропную, пропорциональную Р, (ып&) и резко неизотропную (предположительно предравновесную), с угловым распределением е р УгОл. Ширина углового распределения последней компоненты выбиралась равной ширине распределения прямых протонов (при соответствующем W). Такой анализ был проведен для различных сГ, и \Х/. Сечения реакций даны в таблице 18 (гл.6).

Альфа частицы предравновесной компоненты обладают значительной энергией - 15 25 МэВ, которую трудно объяснить внут-ренним движением кластеров в хо0, где 80 МэВ по данным из реакции ґр,р0 /10/. Кроме того сечение анизотропной компоненты на "линиях" ОІОЇ мало по сравнению с сечением отвечающим ol -частицам предравновесной компоненты. Эти обстоятельства удается согласовать, предположив, что предравновесные -частицы образуются в результате рассеяния протонов (от квазисвободного рассеяния (е, е]$) ) на oL-кластерах ядра 160. Энергетическое распределение изотропной части спектров o L -частиц имеет подъем при 5 МэВ и хвост до л 10 15 МэВ, который можно описать испарительным распределением с Т от 2-х до 4-х МэВ (в зависимости от \)(/). Такая форма спектра находит удовлетворительное объяснение при рассмотрении каскада по статистической модели.