Содержание к диссертации
Введение
Глава 1. Чистые благородные газы как рабочее вещество детекторов элементарных частиц и ядерных излучений 10
1.1. Благородные среды как мишень для ионизирующих излучений
1.1.1. Физические свойства благородных газов высокой плотности
1.1.2. Взаимодействие ионизирующих частиц и излучений с благородными средами
1.2. Собирание носителей заряда, фотонов и квазичастиц в благородных средах
1.2.1. Собирание носителей заряда
1.2.2. Размножение электронов в чистых благородных средах
1.2.3. Электролюминесценция
1.2.4. Собирание фотонов
1.2.5. Регистрация сигналов в криогенных твердых благородных газах
1.3. Эффекты вблизи поверхности раздела фаз
1.3.1. Электроны вблизи поверхности раздела фаз
1.3.2. Термоэлектронная эмиссия
1.3.3. Эмиссия горячих электронов
1.3.4. Перенос электронов вдоль границы раздела фат
1.3.5. Эмиссия электронов из локализованных состояний
1.3.6. Эмиссия заряженных носителей из-за гравитационной неустойчивости поверхности жидкости в сильных полях
1.4. Очистка рабочих сред детекторов
1.4.1. Время жизни носителей электрического заряда
1.4.2. Технология сверхтонкой очистки
1.5. Технология охлаждения массивных детекторов
Выводы
Глава 2. Сцинтилляционные позиционно-ЧУВС гвительные детекторы 85
2.1. Сцинтилляционные детекторы на сжиженных благородных газах для физики высоких энергий
2.1.1. Гомогенные сцинтилляционные калориметры
2.1.2. Гранулированные калориметры
2.1.3. Калориметры типа «бочка»
2.2. Позиционно-чувствительная регистрация тепловых нейтронов Выводы
Глава 3. Электролюминесцентные позиционно-чувс гвительные детекторы 103
3.1. Принцип действия электролюминесцентных детекторов
3.2. Спектрометрические электролюминесцентные детекторы
3.2.1. Цилиндрические сцинтилляционные пропорциональные счетчики
3.2.2. Плоскопараллельные ЭДД
3.2.3. Сцинтилляционные пропорциональные счетчики со сферическим нолем
3.3. Электролюминесцентные камеры
3.3.1. Аналоговые камеры
3.3.2. Цифровые изображающие ЭЛД Выводы
Глава 4. Эмиссионные позиционно-чувствительные детекторы 128
4.1. Эмиссионный метод регистрации
4.2. Ионизационные эмиссионные детекторы
4.2.1. Эмиссионные ионизационные камеры на тяжелых благородных газах
4.2.2. Эмиссионные ионизационные камеры на жидком гелии
4.2.3. Эмиссионные ионизационные камеры на органических жидкостях
4.3. Искровые эмиссионные детекторы
4.3.1. Эмиссионная искровая камера
4.3.2. Эмиссионная сгримерная камера
4.4. Эмиссионные детекторы с газовым усилением
4.5. Электролюминесцентные эмиссионные детекторы
4.5.1. Электролюминесцентые эмиссионные одноканальные детекторы
4.5.2. Электролюминесцентные эмиссионные камеры Выводы
Глава 5. Жидкостные детекторьт с трехмерной позиционной чувствительностью 154
5.1. Одновременное использование ионизационного и сцтп илляционного сигналов
5.1.1. Улучшение энергетического разрешения
5.1.2. Жидкостные времяпроекционные камеры
5.2. Эмиссионные времяпроекционные камеры
5.2.1. Одноканальные жидкоксеноновые времяпроекционные камеры
5.2.2. Двухканальные жидкоксеноновые времяпроекционные камеры
5.2.3. Многоканальные жидкостные времяпроекционные камеры
5.3. Эмиссионный детектор «без стенок»
5.4. О возможностях криогенных детекторов
Выводы
Глава 6. Регистрация слабоионизирующих частиц с помощью детекторов с трехмерной позиционной чувствительностью 67
6.1. Методы подавления фонов в экспериментах по поиску слабоиоиизирующих частиц
6.1.1. Анализ формы сцинтилляционного сигнала
6.1.2. Многомерный параметрический анализ
6.1.3. Анализ топологии событий
6.1.4. Одноэлекгронные фоны
6.2. Эмиссионные камеры для поиска темного вещества во Вселенной
6.2.1. Первое предложение по использованию эмиссионного детектора
6.2.2. Эксперимент XENON
6.2.3. Эксперимент LUX
6.2.4. Следующее поколение детекторов вампов
6.3. Эмиссионные камеры для нейтринных экспериментов
6.3.1. Магнитный момент нейтрино
6.3.2. Когерентное рассеяние на тяжелых ядрах
6.3.3. Регистрация солнечных нейтрино
6.4. Эмиссионные камеры для экспериментов по двойному бета-распаду
6.4.1. Позитронный двойной бета-распад
6.4.2. Электронный двойной бета-распад Выводы
Глава 7. Детекторы для построения изображений полей ядерных изучений 195
7.1. Рентгеновская радиография
7.1.1. Аналоговые изображающие системы
7.1.2. Цифровые изображающие системы
7.2. Однофотонная компьютерная томография
7.2.1. Жидкоксеноновые детекторы для SPECT
7.2.2. Газовые электролюминесцентные детекторы для SPECT
7.2.3. Эмиссионная элекгролюминесцентная камера
7.3. Комптоновская гамма камера
7.4. Жидкоксеноновая позшронно-эмиссионная томография
7.4.1. Ионизационные детекторы для ПЭТ
7.4.2. Жидкоксеноновые сцинтилляционные камеры для ПЭТ Выводы
Заключение 216
Литература 219
- Регистрация сигналов в криогенных твердых благородных газах
- Сцинтилляционные детекторы на сжиженных благородных газах для физики высоких энергий
- Сцинтилляционные пропорциональные счетчики со сферическим нолем
- Электролюминесцентые эмиссионные одноканальные детекторы
Введение к работе
Актуальность темы
Одним из бурно-развивающихся направлений современной экспериментальной ядерной физики являются неускорительные эксперименты с низкофоновыми детекторами. Такие эксперимента, как правило, нацелены на решение задач, имеющих фундаментальное значение для понимания устройства Вселенной, проверки Стандартной модели электрослабых взаимодействий, поиска новых частиц за пределами познанного мира. К подобного рода задачам относятся поиски темной материи в форме новых слабовзаимодействиущих частиц (вимпов), поиски двойного безнейтринного бета-распада, определение магнитного момента нейтрино, наблюдение когерентного рассеяния реакторных антинейтрино. Когерентное рассеяние нейтрино на ядрах - фундаментальный физический процесс, обязанный происходить согласно Стандартной модели электрослабых взаимодействий, но до сих пор не наблюдавшийся на практике. Сложность наблюдения таких процессов заключается в том, что эксперименты нужно ставить с массивными мишенями (сотни килограммов), а искать события - с энерговыделениями порядка 1 кэВ, а в некоторых случаях отдельные электроны ионизации и фотоны возбуждения среды, на фоне сигналов от естественной радиоактивности и космических лучей.
Цель работы
-
исследование детектирующих свойств чистых благородных газов;
-
разработка технологии регистрации ионизации и возбуждения конденсированных благородных газов;
-
исследование процесса эмиссии электронов из конденсированных неполярных диэлектриков;
-
разработка методики регистрации редких событиц с минимальными (вплоть до отдельных электронов) уровнями ионизации;
-
разработка массивных детекторов с трехмерной позиционной чувствительностью;
-
создание эмиссионных детекторов для регистрации холодного темного вещества в форме массивных слабовзаимодействующих частиц;
-
разработка методов регистрации полей ядерных излучений для медицинской интроскопии, использующих уникальные детектирующие свойства чистых благородных газов.
Основные задачи исследований
В работе приводятся результаты исследования элементарных процессов, протекающих в детекторах на основе плотных чистых благородных газов, методов и технологий обеспечения высокой чистоты для эффективного собирания электронов ионизации и фотонов сцинтилляции и электролюминесценции и приемов, которые позволяют регистрировать слабовзаимодействующий и слабоионизирующие излучения и выделять такие события из фона, связанного с естественной радиоативностью материалов и космическим излучением.
Значительное внимание в диссертации уделено разработке эмиссионных детекторов, впервые предложенных на кафедре ядерной физики МИФИ 40 лет назад. Показано, что эмиссионный метод, действительно, позволяет регистрировать отдельные электроны, возникающие при взаимодействии проникающих излучений с массивными телами в виде конденсированных благородных газов; найдено несколько конструктивных решений эмиссионных детекторов и камер. В 1989 году автором было предложено использовать эмиссионный детектор для поиска холодного темного вещества во Вселенной. В ходе дальнейших методических работ была выработана идеология «бесстеночного» эмиссионного детектора, в котором регистрируются не только ионизация, но и возбуждение конденсированного благородного газа. Трехмерная позиционная чувствительность эмиссионного детектора позволяет определять события, произошедшие в середине чувствительного объема детектора, тем самым отсекая фоновые события, связанные с радиоактивностью окружающих материалов. Сравнение энерговыделения по каналам ионизации и возбуждения рабочей среды позволяет идентифицировать взаимодействия и ещё больше улучшает режекцию фонов.
Эмиссионный метод регистрации идеально подходит для обнаружения и исследования когерентного рассеяния нейтрино на тяжелых ядрах и создания нейтринных детекторов нового поколения, использующих этот эффект для мониторинга энергетических реакторов. Массивный эмиссионный детектор может быть также использован для очень эффективного поиска безнейтринного позитронного двойного бета-распада, обладающего уникальной сигнатурой. Благодаря сложной топологии полезных событий, такой детектор, несмотря на чрезвычайную редкость искомых распадов, не нуждается в размещении в подземной лаборатории и может работать только с пассивной и активной защитой.
Ещё одно чрезвычайно важное применение детекторов на чистых благородных газах - прецизионная томография для исследования молекулярных биологических процессов in vivo происходящих в живых организмах, в частности, для онкологических исследований и для томографии головного мозга человека. Жидкий ксенон - исключительно удачная альтернатива дорогим и малодоступным кристаллическим сцинтилляторам и полупроводниковым детекторам, используемым в настоящее время в качестве детекторов в современных ПЭТ системах. Ксенон в России доступен в количествах достаточных для массового производства относительно дешевых ПЭТ систем, а также для создания недоступных пока в рамках других технологий ПЭТ систем «на все тело». Это направление исследований и основанных на них конструкторских разработок представляет значительный коммерческий интерес.
Научная новизна работы
Одним из основных результатом данной работы явилась разработка методики «безстеночного» эмиссионного детектора, которая была воплощена в ряде детекторов, используемых для поиска темного вещества во Вселенной в форме тяжелых слабовзаимодействующих частиц вимпов. Лучшие на нынешний день ограничения на сечение взаимодействия с нуклонами суперсимметричных слабоионизующих вимпов массой около 100 ГэВ/с получены помощью эмиссионных детекторов XENON10 и ZEPLIN-III. Эмиссионный детектор XENONIOO, содержащий 170 кг жидкого ксенона, в настоящее время экспонируется в подземной лаборатории Gran Sasso (Италия). Новый детектор LUX, содержащий 350 кг жидкого ксенона, готовится к экспозиции в подземной лаборатории на шахте Homestake в США. Ожидается, что в ближайшие несколько лет масса рабочего вещества в эмиссионных детекторах для регистрации частиц темного вещества вимпов достигнет десятков тонн. Многотонные эмиссионные детекторы достигнут чувствительности, достаточной для уверенной регистрации солнечных нейтрино низких энергий (рр-цикя) и безнейтринного двойного бета-распада.
Эмиссионные детекторы XENON10 и LUX создавались при участии автора данной работы и при их создании использовались результаты этой работы. К настоящему моменту, по крайней мере, 4 публикации по тематике диссертации имеют индекс цитирования по версии SPIRES SLAC больше 100, а одна статья - больше 400.
Регистрация сигналов в криогенных твердых благородных газах
Характеристики детекторов, предназначенных для того, чтобы регистрировать и идентифицировать элементарные частицы и ядерные излучения зависят от свойств их рабочих сред. Эффективная регистрация слабоионизирующих частиц if проникающих излучений возможна только в детекторах с достаточно массивной рабочей средой и достаточно высокой плотности» чтобы их физические размеры позволяли ими достаточно легко пользоваться. Если количество энергии, выделяемой регистрируемой частицей в рабочей среде детектора мало (общая выделенная энергия меньше или порядка 100 юВ), то приходится применять специальные меры для того, чтобы усиливать сигналы, считываемые с детектора. Существует несколько стандартных приемов измерения небольших количеств энергии, выделенных в массивных детекторах (см., например, обзор таких способов в монографии Гленна Ф. Кнолла [4]). В этой работе более подробно рассмотрен класс детекторов с гетерогенной рабочей средой, в которой регистрируемые частицы или излучения взаимодействуют с конденсированным веществом, а сигналы измеряемой величины генерируются в разреженной среде (газ или вакуум), сосуществующей в термодинамическом равновесии с конденсированной рабочей средой, где происходят первичные взаимодействия. Среди возможных рабочих сред детекторов такого класса особое место занимают детекторы на чистых благородных газах, которые обладают уникальным набором детектирующих свойств: как конденсированные, так и разреженные благородные газы - прекрасные сцингилляторы, в них могут долго существовать в квазисвободном состоянии электроны ионизации, которые можно эффективно собирать с помощью внешних электрических полей, причем, не только в одной среде, но и через границу раздела фаз, а также использовать методы физического усиления сигналов, в частности, электролюминесценцию.
Газообразные благородные газы (в смеси с молекулярными газами) широко использовались уже в первых детекторах ионизирующих частиц, таких как счетчики Гейгера и газовые фотоэлектронные умножители. На конденсированные благородные газы как потенциальные среды детекторов ионизирующих частиц было обращено внимание в конце 40-х годов 20-го столетия, когда Дэвидсон и Ларш [5] и практически одновременно с ними Хатчинсон 6] обнаружили электронную проводимость, инициированную ядерным излучением, в жидком и твердом аргоне и показали» что с помощью жидкостной ионизационной камеры можно регистрировать отдельные ионизирующие частицы по импульсам тока, возникающим в цепи ионизационной камеры при собирании электронов ионизации. При этом Хатчинсон обнаружил, что под действием электрического поля электроны ионизации, возникшие в твердом аргоне, можно вытягивать и регистрировать в равновесной газовой фазе.
Далее в течение нескольких десятилетий развитие газовых детекторов и детекторов, использующих конденсированные благородные газы, шло параллельными путями, но, в основном, обе эти технологии рассматривались в приложении к физике высоких энергий и к экспериментам на ускорителях. Кульминацией развития газовых детекторов стала разработка многолроволочны.ч пропорциональных камер, с конца 60-х годов ставших непременным атрибутом экспериментальных установок в физике высоких энергий, где они чаще всего использовались для восстановления треков релятивистских частиц. За разработку многопроволочных пропорциональных камер Ж. Шарпак был удостоен Нобелевской премии по физике в 1992 году.
Достоинства конденсированных благородных газов для изображения полей ядерных излучений и для эффективной регистрации энергичных гамма квантов были по достоинству оценены группой Нобелевского лауреата Л. Альвареца в конце 60-х, начале 70-х годов. Это направление методических исследований в конце концов привело к разработке многотонных ионизационных калориметров, использовавшихся в 70-90-х годах в экспериментах на ускорителях для измерения энергии электромагнитных излучений.
Независимо от группы Альвареца, конденсированные благородные газы привлекли внимание исследователей в МИФИ в лаборатории Б.А. Долгошеииа с целью разработки стримериой камеры с высокой плотностью рабочей среды. Их исследования привели к переоткрытию электронной эмиссии из конденсированного аргона, наблюдению интенсивной электролюминесценции чистых благородных газов и предложению использовать эмиссию электронов ионизации из конденсированных благородных газов для разработки нового класса трековых камер - эмиссионных детекторов 7, 8]. В последовавшей затем серии работ было открыто много новых рабочих сред для эмиссионных детекторов, включая жидкий и твердый метан, жидкие при комнатной температуре насыщенные углеводороды, жидкие и твердые тяжелые благородные газы и их смеси, и было показано, что эмиссионные детекторы позволяют сочетать высокую плотность рабочей среды для регистрации слабовзаимодеиствующих частиц с физическим усилением ионизационного сигнала в газовой фазе для регистрации частиц с очень низкой ионизирующей способностью [9]. Таким образом, технология эмиссионных детекторов вобрала в себя лучшие свойства газовых детекторов и ионизационных камер с конденсированными рабочими средами.
Первые попытки создания эмиссионных детекторов для физических исследований были нацелены на разработку камер для визуализации треков одиночных релятивистских частиц для физики высоких энергий [10]. Однако вскоре после первых успешных испытаний эмиссионной стримерной каморы на протонном синхротроне ИТЭФ было понято, что относительно большое (десятки микросекунд) время дрейфа электронов через конденсированную рабочую среду эмиссионной камеры с глубиной дрейфа электронов несколько десятков сантиметров резко ограничивает возможности такого прибора для работы на современных ускорителях с высокой светимостью.
После этого эмиссионный метод регистрации разрабатывался в приложении к изображению полей гамма-излучений в ядерной медицине [11]. Успешная разработка первой эмиссионной электролюминесцентной гамма камеры группой молодых ученых (С. Калашников, В. Егоров, А. Болоздыня) в 1984 году была отмечена премией и медалью для молодых ученых Академии наук СССР. Дальнейшее развитие этой технологии было связано с разработкой нового класса приборов для изображения полей ядерных излучений - Комптоновских камер [12].
Сцинтилляционные детекторы на сжиженных благородных газах для физики высоких энергий
При достаточно высоких энергиях ядерно-активных частиц в тяжелых средах могут развиваться адронные ливни наподобие электромагнитных ливней для частиц, преимущественно взаимодействующих через электромагнитные силы. Адропный ливень формируется в результате неупругих взаимодействий сильно-взаимодействующих частиц. Из-за относительно большой вероятности рождения в сильных взаимодействиях нейтральных пионов, распадаюшихсы на гамма-кванты, в адронном ливне всегда присутствует значительная электромагнитная компонента. Вероятность развития адронной лавины характеризуется ядерной длиной взаимодействия X, зависящей от неупругого сечения ядерного взаимодействия а = Tl0tai -&ciasiic 0dij/raaivt" которое существенным образом не зависит от энергии: где число Авогадро NA =6.022-10 /МОЛЬ, атомный номер А, измеренный в единицах [г/моль] и плотность Дг/смл]. Численные значения Л для некоторых материалов, включая благородные жидкости, приведены в Таблице 1.3. Параметр А определяет геометрические характеристики адронного ливня максимум развития ливня достигается на глубине 1пшх л r0.6logf[GeV]J-0.2JA 95% ЭНерГИИ ЛИВНЯ ВЫДеЛЯеТСЯ На ДЛИНе lgs% imax + 4ZT V. радиус цилиндра, в котором содержится 95 & эгнергии ливня, Rgs% А В целом, адроиный каскад имеет структуру, существенно хуже определенную, чем электромагнитный ливень. Типичная величина энергетического разрешения адронного калориметра 50%Л/ДГэВ). Другая особенность адронных ливней заключается в том, что они развиваются в течение микросекунд (время де-возбуждения ядер) в отличие от электромагнитных ливней, развивающихся за суб-наносекундные времена (время де-возбуждеиия атома). Энергия, выделяемая частицей в рабочем веществе детектора, утилизуется через генерацию электронов, ионов, дырок, фотонов, фононов и других квазпчаетиц. Искусство детектрирование сводится к эффективному собранию этих вторичных частиц и их регистрации с помощью специальных устройств. В этом разделе мы рассмотрен особенности собирания вторичных частиц для формирования отклика детектора на взаимодействие его рабочего вещества с детектируемым излучением или частицами. Вторичные заряженные частицы можно эффективно собирать с помошью электрических полей. Процесс направленного движения носителей заряда под воздействием приложенного внешнего электрического поля называется дрейфом. В отсутствие внешнего электрического поля носителя заряда находятся в термодинамическом равновесии со средой, в среднем не меняют своего пространственного положения, и при температуре среды Т подчиняются распределению Максвелла по энергиям со средней энергией кТ (около 0.025 эВ при комнатной температуре). Под действием внешнего электрического поля F носители заряда в среднем смещаются с постоянной дрейфовой скоростью v,, усредненной по величине мгновенных скоростей: va=(v(t)). В достаточно слабых полях, когда носители заряда упруго рассеиваются на атомах и молекулах среды, дрейфовая скорость пропорциональна величине приложенного электрического поля: Коэффициент пропорциональности /і в уравнении (1.18) называется подвижностью. Подвижность электронов и дырок в слабых полях не зависит от напряженности приложенного поля. Подвижность ионов постоянна в большинстве практически важных случаях во всем диапазоне технически доступных полей. Распределение носителей электрического заряда в объеме детектора, как правило, сугубо неоднородно. И хотя плотность носителей заряда, рожденных детектируемым излучением достаточно мала, чтобы можно было пренебречь Кулоновским взаимодействием между носителями, градиент концентрации ведет к постепенному перераспределению носителей по объему детектора в результате диффузии. Плотность тока носителей связана о градиентом их концентрации через коэффициент диффузии J =-DV)i + nVj (1.19) В случае слабых электрических полей (термодинамическое равновесие со средой) и небольшой концентрации носителей заряда (слабость Кулоновского взаимодействия по сравнению с тепловой энергией) подвижность не зависит от напряженности электрического поля F и связана с коэффициентом диффузии согласно уравнению Это уравнение практически всегда справедливо для ионов. Если носители заряда не термализованы (отсутствует термодинамическое равновесие со средой) мобильность зависит от электрического поля, а коэффициент диффузии становится тензорной величиной: DT в направлении, перпендикулярном электрическому полю, и DL - вдоль направления дрейфа. Сильные магнитные поля вносят дополнительную анизотропию в коэфиициент диффузии (подробности см. в [23-25]).
В неполярных диэлектриках с широкой запрещенной зоной, каковыми являются плотные благородные газы, в нормальном состоянии нет свободных носителей заряда в зоне проводимости, и внешнее электрическое поле легко проникает сквозь весь объем диэлектрика. При взаимодействии детектируемых частиц с веществом часть потерянной частицей энергии может быть передана электронам и электроны могут перейти из валентной зоны в зону проводимости, где могут находится достаточно долго, чтобы быть собранными приложенным электрическим полем на систему электродов. В неполярных диэлектриках время жизни электронов в зоне проводимости ограничено захватом на электроотрицательных примесях или структурных ловушках в твердом теле.
Сцинтилляционные пропорциональные счетчики со сферическим нолем
Размножение электронов сопровождается возбуждением среды, поэтому в случае чистых благородных газов следует учитывать и эмиссию фотонов. Интесивное фотонное излучение .может вызывать фотоионизацию среды и фотоэлектронную эмиссию из электродов. Неконтролируемый рост числа электронов может приводить к пробоям. По этой причине в наиболее эффективных устройствах с высокими коэффициентами газового усиления, как правило, используют гасящие примеси, поглощающие ультра-фиолетовое излучение и прерывающие неконтролируемое размножение электронов. Обычно, в качестве гасящих примесей используют молекулярные газы.
В чистых благородных газах газовое усиление нестабильно, легко переходя в разряд. Приведенный к давлению первый коэффициент Таунсенда а/р обычно имеет величину порядка 1 ионной пары на 1 см дрейфа на 1 Торр давления при приведенном электрическом поле F /р = 100 В/см/Торр во всех благородных газах. Коэффициент газового усиления до 10 возможен только в благородных газах с гасящими примесями. Несмотря на многочисленные попытки, в чистых благородных газах, жидкостях и твердых телах только газовое усиление 100 было достигнуто и не было построено ни одного устойчиво работающего детектора такого типа [3,43,44].
Для того, чтобы обойти нестабильность газового усиления в детекторах на жидких благородных газах Долгошеин и др. [45] использовали прогреваемые электрическим током проволочные электроды, помещенные в жидкий аргон. Кипящий аргон окружал проволочный анод гозовой оболочкой, в которой происходило газовое усиление, причем размер лавины был физически ограничен размером газовых пузырьков. При таком подходе удалось достичь газового усиления -ID , однако практического применения этог прием не нашел из-за потребления значительного количества энергии ( 1 Вт/см проволочки, что означает необходимость использовать -1 МВт для прогрева электродной системы в детекторах объемом порядка 1 м ).
Наиболее многообещающие результаты по газовому усилению в чистых благородных газах были получены сравнительно недавно с газовыми электронными умножителями (GEAf)t в которых развитие разряда также пространственно-ограничено [46, 41]. Главным электродным элементом GEM является 50-микронная двусторонняя фольгированная пленка из Каптона с отверстиями диаметром 70 или 55 мкм и расстоянием между отверстиями 140 мкм, активной площадью 28 28 мм". Электродная система состояла из трех пленок GEM с расстоянием 2 мм между ними, помещенными на расстоянии 5 мм от катода, позволила в чистых Не, Аг, Кг, Хе газах достичь коэффициента газового усиления Ю4 при температурах 120-300 К. Однако в парах над тяжелыми благородными жидкостями коэффициент газового усиления оказался меньше 200 в ксеноне, -103 в криптоне, -5-Ю3 в аргоне. Вероятно, различие в коэффициентах газового усиления связано с тем, что в отличие от газа пар обогащен полимерными молекулами или кластерами типа Ат имеющими пониженные потенциалы возбуждения и ионизации. В тяжельгх благородных газах концентрация полимеров гораздо выше, чем в легких газах.
Если энергия дрейфующих электронов слегка ниже ионизационного порога, они могут возбуждать атомы благородных газов в неупругих столкновениях и генерировать электролюминесценцию среды, в западной литературе часто именуемой также пропорциональной сцинтилляцией, в следующих процессах: Вторая из приведенных реакций доминирует, если плотность среды, в которой движется электрон, п 1010 см-3, когда значительна вероятность тройных столкновений. Эмиссионные спектры злектролюмиЕіесценции подобны сцинтилляционным спектрам (см. ниже). Некоторая часть фотонов испускается в инфра-красной области спектра [48]. В плотных и тяжелых благородных газах вроде ксенона, существует дополнительные каналы генерации электролюминесценции, благодаря растущей концентрации свободных димеров или кластеров типа Ап и даже формированию зоны проводимости при определенных условиях: Электролюминесценция выглядит как пороговый процесс (Рис. 1.4) с порогом эффективной генерации фотонов - 3-Ю"17 Нем2 в ксеноне и криптоне. Хотя, строго говоря, даже ниже этого порога есть слабая эмиссия света, связанная с тормозным излучением электронов, рассеивающихся на внешних (заполненных) электронных оболочках благородных атомов (РисЛ.5). В однородном электрическом поле интенсивность электролюминесценции (электролюминеецентнын выход) У, или число фотонов Прн рожденных одним дрейфующим электроном па единице длины дрейфа л; [см] для газооброазного ксенона при комнатной температуре может быть определена через напряженность электрического поля, приведенноую к давлению газа, F/p [кВ/см/бар] и давление газар [бар] согласно эмпирической формуле [51] Наивысший электролюминесцентный выход, насколько нам известно, достиг 1700 фотонов на сантиметр дрейфа при F/p = 3,4 кВ/см/бар и давлении ксенона 5 бар [51J. Принимая во внимание, что энергия фотона с длиной волны 172 нм составляет величину около 8,4 эВ, можно вычислить конверсионную эффективность преобразования энергии электрического поля в энергию эмиссионного излучения: = (1700-8,4)/(3,4-0,5) = 84%. Остальная энергия, приобретенная дрейфующим электроном от электрического поля, вероятно, была конвертирована в инфракрасное излучение. Принимая во внимание, что в экстремальных электрических полях перед пробоем наблюдается размножение электронов с коэффициентом газового усиления -10, реальную конверсионную эффективность электролюминесценции в ксеноне можно оценить -8%. Электролюминесценция наблюдалась во всех благородных газах и смесях благородных газов. При этом в смесях, содержащих 0Л% Хе, световыход и спектр электролюминесценции весьма близки к соответствующим величинам чистого ксенона.
Электролюминесцентые эмиссионные одноканальные детекторы
Эффективное светособираиие важно для работы время-проекционных камер и камер с трехмерной позиционной чувствительностью на основе чистых благородных газов (Главы 6, 7, 8), в которых сцинтилляцноішая вспышка служит для запуска системы считывания. Светособираиие ВУФ излучения из объема больших (-1 куб.м.) детекторов - непростая задача, которая была впервые внимательно изучена при разработке сцитилляционных LXe/LKr электромагнитных калориметров с гранулированной ячеистой свтособирающей структурой. Были изучены несколько подходов к решению задачи эффективного светособирагшя.
Полное внутреннее отражение. Коэффициент преломления света на длине волны 175 нм в жидком ксеноне превышает коэффициент преломления флюорида магния MgF?. Это позволят организавать еветособирающую структуру использующую эффект полного внутренного отражения на границе раздела LXe/MgFa. Брэм с коллегами [63] сконструировали пирамидальную алюминиевую отражающую ячейку с размерами 7,4-7,4-60 см, покрытую изнутри 30 нм слоем MgF2. С помощью кремниевых фотодиодов, установленных в большом основании усеченной пирамидальной ячейки-отражателя был измерен коэффициент отражения, который составил 85% на длине волны 175 нм. Нами [68] были исследованы подобные ВУФ отражательные структуры на базе кантона, алюминия, стекла и покрытых медью печатных плат на основе материала G10, на которые наносился свежий слой алюминия и толстый (до 600 микрон) слой Mgp2, и подтвердили результат [63], измерив коэффициент отражения в пределах 85%-90%. Был также испытан вариант подобной свегособираюшей структуры со световыми коллиматорами, установленными перед фотодиодами для обеспечения более однородной функции отклика по длине 27-сантиметровой ячейки и опять был подтвержден коэффициент отражения на уровне 85-90%. Однако, плоскую функцию отклика удалось получить только ценой большой потери сцинтилляционного света. Тем не менее, считается [69], что такой рефлектор может быть использован для решения ряда задач в физике высоких энергий.
Отражатели из тефлона. В больших эмиссионных детекторах, работающих как время-проекционные камеры, часто используются тефлоновые отражатели, играющие также роль элементов, поддерживающих систему дрейфовых электродов. Тефлон или PTFE - химически инертный материал обладает прекрасными диэлектрическими свойствами и высокой отражающей (диффузной) способностью в видимой области спектра. Прямые измерения при комнатной температуре PTFE отражателя на длине ВОЛНЕ»! 175 нм [67] показали, что коэффициент отражения, непревышающий 70%. Тем не менее, все больше и больше появляется косвенных свидетельств, полученных с помощью эмиссионных детекторов, что эффективных коэффициент светособирания с помощью тефлоновых отражателей значительно превышает 90%, возможно, даже достигая 98% [65, 66], что значительно луше, чем было достигнуто с технологически более сложными рефлекторами, покрытыми фтористым магнием [63, 68, 69]. Одно из возможных объяснений этого эффекта заключается в том, что из-за несмачнваемости поверхности тефлона жидким ксеноном отражающая способность в значительной степени обогащена эффектом полного внутреннего отражения.
рефлекторы с волновым сместителем. Рефлекторы, покрытые волновым сместителем, разрабатывались для использования фотодетскторов с максимумом спектральной чувствительности в области видимого света [70, 71]. Эти рефлекторы представляли собой отражатели из алюминизированного майлара, частично покрытые волновым сместителем пара-терфенилом, для регистрации сцинтилляционного излучения жидких криптона, ксенона и их смесей с помощью фотоумножителей со стеклянными входными окнами. Светособирающая ячейка имела форму усеченной пирамиды с размерами 2-2 224-4 ем5, в которой большее основание было открыто и там устанавливался фотоумножитель, погруженный вместе с этим рсфлеістором в благородную жидкость. Наилучшая функция отклика была получена, когда пара-терфенил наносился в виде узких полосок переменной ширины. Для жидкого аргона рассматривались также рефлекторы, изготовленные из отражающей пленки промышленного производства VM2000 (ЗМ WorlWide, 90% коэффициент отражения в видимой области), покрытой тетра-пентил-бутадиеном (ТРВ) для использования в эмиссионном детекторе WARP [72]. Конверсионная эффективность ТРВ была определена на уровне 80% для длин волн ниже і 60 им [73].
Эффективное переизлучение БУФ в синюю область видимого спектра возможно с помощью твердых волновых смеетителей таких, как р-п-фенилы. салисцилат натрия, бутил-бутадиен и другие. Как мы уже упоминали выше, группа из ИТЭФ [62, 70, 71] использовала рефлекторы из алюминизированного майлара с высокой отражательной способностью в синей области видимого света, покрытые в вакууме полосками из пара тсрфенила, с целью обеспечения однородной функции отклика с длинных оптических ячеек сцинтилляцнонных электромагнитных калориметров- Такой подход, действительно позволяет 1) использовать длинные и тонкие в сечении для хорошей позиционной чувствительности светособирающие ячейки; 2) уменьшать эффект Рэлеевского рассеяния; 3) использовать относительно недорогие и надежные фотоумножители со стеклянными входными окнами. Однако однородная функция отклика из узкой и длинной ячейки (отношение поперечного линейного размера к продольному линейному размеру порядка 1:10) достигается только ценой значительной потери общего количества собираемого света. Это приемлемо для некоторых задач в физике высоких энергий, однако не может использоваться для регистрации слабоионизирующих частиц.
Кроме того, недавно было показано [74], что жидкий ксенон растворяет пара-терфеиил, а пара-терфенил в растворе обладает электроотрицательными свойствами и ограничивает время жизни электронов величиной порядка 0,1 микросекунды в дрейфовых полях порядка I кВ/см. Время жизни электронов достигает максимума при напряженности электрического поля порядка 1 кВ/см, подобно тому, как это наблюдалось для невдентифицированной примеси в жидком криптоне, прошедешем очистку путем пропускания через горячий кальцимсвый геттер [61].
