Детекторы корпускулярных излучений - Клайнкнехт К.
ISBN 5-03-001873-5
Скачать (прямая ссылка):
Практическое применение этого метода началось после того, как Гарибян [114] смог показать, что переходное излучение содержит
148
5 Идентификация частиц
Амплитуда импульса, юв
Рис. 5.16. Амплитудные спектры, полученные на детекторе переходного излучения (ксенон, толщина слоя 1,04 см) в пучке электронов и 7г-мезонов с импульсом 1,4 ГэВ/с [103] / — 7г с Li, 2 — е~ с заменителем радиатора; 3 — е~ с Li
также и рентгеновское излучение. Счетчики переходного излучения состоят, таким образом, из радиатора и пропорциональной камеры, которая регистрирует рентгеновское излучение. Поскольку поглощение рентгеновского излучения сильно увеличивается с ростом порядкового номера Z элемента, необходимо выбирать материал для фольг радиатора с возможно низким значением Z. Для достижения эффективной работы счетчиков переходного излучения наиболее подходящая методика, как это было показано Виллисом, Фабианом и др. [69], заключается в использовании тонких литиевых фольг (Z = 3). В качестве счетного газа и одновременно поглотителя рентгеновских квантов переходного излучения используется ксенон (Z = 54).
Амплитудный спектр импульсов в одной из таких ксеноновых камер, расположенных позади радиатора из 1000 фольг толщиной 51 мкм, показан на рис. 5.16 (кривая 3). Эти амплитуды импульсов обусловлены как ионизацией проходящих электронов, так и фотонами переходного излучения, которые пространственно очень близко расположены и потому не могут быть разделены. Помимо этого амплитудный спектр содержит импульсы, которые образуют 7г-мезоны (кривая /). Отчетливо видно, что эти импульсы имеют меньшую амплитуду, чем импульсы от электронов; они соответ-
0/23
Ре? ™/с
Рис. 5.17. Средняя энергия рентгеновского кванта переходного излучения Er, регистрируемая Хе/СОг-детектором переходного излучения, в зависимости от импульса электрона ре. Представлены данные для радиаторов из различных литиевых фолы [69]. / — BNLl, 50 MKMXlOOO с зазором 500 мкм; 2 — BNL2, 50 мкмх500 с зазором 500 мкм; 3 — CERN, Lil, 4 — BNL3, 50 мкм х 500 с зазором 200 мкм.
ствуют потерям энергии посредством ионизации и имеют характерное распределение Ландау с хвостом при больших амплитудах. Третья кривая (кривая 2 на рис. 5.16) показывает, что электроны в радиаторе без переменной диэлектрической проницаемости (но с массой, равной массе используемого радиатора) не дают переходного излучения.
Увеличение с ростом 7 всей излученной энергии в процессе переходного излучения обусловливается главным образом увеличением средней энергии рентгеновских квантов, как видно из рис. 5.17. Здесь приведены результаты измерений для электронов, вызывающих переходное излучение на различных радиаторах из Li-фольг. Детектором рентгеновского излучения служила заполненная Xe (SWo) или СОг (20%) пропорциональная камера. Увеличение средней энергии рентгеновских квантов по мере роста импульса электрона ре зависит от расположения фольг в радиаторе. Из этих экспериментальных результатов можно вывести следующее: а) переходное излучение можно использовать для значений у ~ 1000, т. е. для электронов с импульсами более 0,5 ГэВ/с и для т-мезонов
150 5. Идентификация частиц
-?.V. +HM
1 ill
• о
0,85мм Ц85М
Рис. 5.18. Принцип регистрации переходного излучения посредством счета кластеров вдоль следа заряженной частицы. TR — переходное излучение, dE/dx — потери энергии на ионизацию; E — электрическое поле, D.V. —напряжение дрейфа [173]; НУ, — высокое напряжение. 1 — пучок; 2 — радиатор; 3 — длинная дрейфовая камера; 4 — разделительные нити; 5 — анодные нити; б —
Q > опорог; 7— а-электроны.
с импульсами более 140 ГэВ/с; б) распространение области измерения на частицы с у < 1000 требует регистрации рентгеновских квантов с энергией от 1 до 5 кэВ.
При разделении сигналов, вызванных тормозным излучением и ионизацией неизлучающей частицы, следует иметь в виду, что хвост в распределении Ландау для потерь энергии при ионизации может оказаться помехой. Можно добиться лучшего разделения этих сигналов, если измерять не только образованный заряд Q в ксеноновой пропорциональной камере, но также и распределение плотности ионизации вдоль трека регистрируемой частицы [173]. В этом случае удастся сосчитать количество N «кластеров» электронов в ионизационном процессе. Распределение по частотам этого числа N подчиняется распределению Пуассона, хвост которого при больших N меньше перекрывается с областью сигналов, обусловленных переходным излучением, чем в случае измерения заряда Q. Рис. 5.18 иллюстрирует принцип метода счета кластеров [173], а на рис. 5.19 представлены распределение числа кластеров N и полный заряд Q для эт-мезонов и электронов с импульсом 15 ПэВ/с [104]. На нижней части рис. 5.19 представлена зависимость коэффициента подавления пионов от вероятности регистрации электронов, когда
5.4. Детекторы переходного излучения
151
при пороговом значении N9 соответствующем потере энергии 4 кэВ, электроны с переходным излучением разделяются от пионов без переходного излучения. Результаты, представленные на рис. 5.19, были получены на детекторе из 12 установленных друг за другом радиаторов с пропорциональной камерой. Использовались фольги из лития толщиной 35 мкм, длина всего детектора составляла 66 см и его суммарная толщина соответствовала 0,04 радиационной длины. Если принять вероятность регистрации электронов 90%, то коэффициент подавления пионов может составить 8•1O-4. Соответствующая величина для радиаторов из углеродной ткани толщиной 7 мкм составляет 2-Ю"3. С помощью детектора удвоенной длины (132 см) из литиевых фольг можно подавить ir-мезоны с импульсом 140 ГэВ/с на уровне 10 ~2 по регистрации их переходного излучения, в то время как ^-мезоны, которые не излучают, будут регистрироваться с вероятностью 90%. Результаты этого измерения представлены на рис. 5.20 кривой 1. Для другого детектора с майларовыми фольгами в качестве радиатора (кривая 2) можно также приблизиться к этим величинам, хотя здесь для дискриминации тг- и .йГ-мезонов используется только измерение заряда [71].
