Пропорциональные счетчики и счетчики Гейгера

Серьезным недостатком полупроводниковых детекторов и ионизационных камер является малый ток, создаваемый в них ионизующей частицей. Он настолько мал, что для его измерения необходимы электронные усилители с большими коэффициентами усиления.

Но если увеличить высокое напряжение на ионизационной камере, то электроны, возникающие при первичной ионизации, будут приобретать энергию, достаточную для вторичной ионизации, что приведет к увеличению сигнала.

Детектор, работающий в таком режиме, называют пропорциональным счетчиком, поскольку импульсы напряжения, снимаемые со счетчика, пропорциональны числу первоначально возникших ионов. Число вторичных ионов, создаваемых в среднем каждым первичным ионом, зависит от напряженности электрического поля в счетчике.

В плоскопараллельной камере электрическое поле однородно и его напряженность равна разности потенциалов между пластинами, деленной на расстояние между ними. В такой геометрии трудно получить поля с высокой напряженностью, необходимые для вторичной ионизации. В камерах же с центральной нитью в качестве анода, окруженной цилиндрическим катодом, поле неравномерно и увеличивается вблизи анода. В такой геометрии удается достичь коэффициента усиления в несколько тысяч. При повышении напряжения на пропорциональном счетчике коэффициент усиления сигнала не возрастает до бесконечности. С какого-то момента сигнал счетчика перестает быть пропорциональным первичной ионизации и ненамного увеличивается с повышением напряжения.

Прибор, работающий в таком режиме, называется счетчиком Гейгера. По конструкции он сходен с пропорциональным счетчиком. Более того, можно сконструировать счетчик, который будет работать либо как ионизационная камера, либо как пропорциональный счетчик, либо как счетчик Гейгера в зависимости от напряжения, приложенного между катодом и анодом. Импульс тока, возникающий в счетчике Гейгера после прохождения заряженной частицы, сходен с электрическим искровым разрядом. Как и в других ионизационных приборах, основной вклад в ток вносят электроны. Присутствующие при этом в больших количествах положительные ионы электрически экранируют анод от катода и тем самым ослабляют поле, действующее на электроны. С увеличением тока экранирование усиливается и достигается насыщение, ограничивающее максимальный ток. Одновременно с насыщением протекает другой процесс - распространение разряда по всему объему счетчика Гейгера. Он обусловлен свечением разряда, свет которого производит в счетчике дополнительную ионизацию за счет фотоэффекта. Повсюду, где происходит фотоионизация, возникает новый разряд. В конечном итоге сигнал уже не зависит от первичной ионизации и может достигать 100 В. Таким образом, разряд усиливает первичный сигнал более чем в миллион раз. Для гашения разряда в счетчике Гейгера приходится принимать особые меры. Можно уменьшить внешнее напряжение и поддерживать его ниже уровня, при котором возможен устойчивый разряд, пока все ионы не будут выведены из объема счетчика. Более простой способ - ввести в счетчик пар, которые поглощали бы свет, испускаемый разрядом, и рассеивали энергию не за счет фотоэффекта, а, например, за счет диссоциации. Для этого обычно добавляют газообразные галогены (промышленность выпускает, как правило, счетчики именно такого типа). Пропорциональные счетчики можно использовать для измерения низкой энергии излучения, например электронов или рентгеновского излучения. Счетчик Гейгера лишь фиксирует появление частицы. Иначе говоря, при наличии излучений разных видов счетчик Гейгера дает лишь общее число частиц, прошедших через детектор, а пропорциональный счетчик позволяет анализировать излучение по его виду и энергии. Такими же возможностями обладают и полупроводниковые детекторы, а также многие из детекторов других типов.

Время-проекционная камера представляет собой комбинацию дрейфовой и пропорциональной камер. Эти камеры являются наиболее универсальным инструментом в физике высоких энергий, поскольку позволяют получать трёхмерное электронное изображение трека со сравнимым пространственным разрешением по всем трём координатам. Конструкция время-проекционной камеры схематично изображена на рисунке.

Конструкция время-проекционной камеры.

По существу она представляет собой комбинацию дрейфовой и пропорциональной камер. В дрейфовом объеме, заполненном газом, создается с помощью дополнительных электродов равномерное электрическое поле между двумя вертикальными плоскостями, ограничивающими объем камеры. Трек релятивистской заряженной частицы, пересекающей объём камеры, состоит из цепочки ионизационных кластеров. Каждый кластер содержит электрон первичной ионизации и (в основном) от нуля до 3-4 электронов вторичной ионизации, возникающих на треках δ-электронов первичной ионизации. Количество кластеров на единицу длины невелико — оно равно числу актов первичной ионизации и, например, для аргона составляет около 30 штук на 1 см при атмосферном давлении. Таким образом, среднее расстояние между кластерами составляет около 330 мкм. Размер кластера мал по сравнению с этой величиной, поскольку δ-электроны при ионизации вещества испытывают сильное рассеяние. Таким образом, первоначально от трека в направлении электрического поля начинают дрейфовать отдельные электронные кластеры, содержащие от 1 до 5 электронов, пространственно разделённые друг от друга. Поскольку расстояние, на которое дрейфуют электроны, велико — до 2 м — диффузия электронов на таком дрейфовом промежутке приведет к перекрытию отдельных кластеров. Этого не происходит, если параллельно электрическому полю приложить достаточно сильное магнитное поле, в котором, как правило, такие камеры и работают, поскольку магнитное поле позволяет измерить импульс частицы согласно формуле

рс = 300 HR

где р — импульс частицы, ГэВ/с; с — скорость света, м/с; Н — напряженность магнитного поля, Гаусс; R — радиус кривизны траектории, м. Приложение магнитного поля с напряженностью В = 15000 Гаусс позволяет уменьшить диффузию электронов в направлении, поперечном к направлению их дрейфа (и вектору магнитного поля) почти на два порядка. Благодаря этому электронные кластеры, практически не перекрываясь, дрейфуют к левой стенке камеры, где расположена многопроволочная пропорциональная камера с (как правило) пэдовым катодным съемом информации. Электронно-ионные лавины, образованные электронными кластерами, подошедшими к анодным проволочкам, создают индуцированные заряды на катодных пэдах. Таким образом измеряются координаты х, у каждого кластера в отдельности в плоскости х, у, перпендикулярной плоскости рисунка (в плоскости пэдов). Третья координата z измеряется по времени дрейфа электронного кластера от места своего образования до соответствующей анодной проволоки, с которой снимается сигнал, соответствующий окончанию дрейфа.

Типичное разрешение по х, у координатам составляет около 200 мкм или чуть меньше. Разрешение по координате z обычно несколько хуже и составляет около 400—500 мкм. Благодаря пропорциональному режиму регистрации лавин, вызываемых отдельными кластерами, время-проекционная камера позволяет получить не только пространственное изображение трека (в виде комбинации электронных сигналов, которые следует обработать соответствующим образом), но и измерить удельные ионизационные потери частицы dE/dx. Благодаря получению трёхмерного изображения трека время-проекционные камеры позволяют регистрировать одновременно большое количество треков, то есть события с большой множественностью рождённых частиц.

Кроме того, при больших размерах камеры число анодных проволочек может достигать значения нескольких тысяч, а число пэдов — нескольких десятков тысяч, что требует очень большого количества регистрирующей электроники и применения специальных процессоров предварительного анализа и подавления считывания каналов с нулевыми сигналами.

Рис. 7.7. Время-проекционная камера установки ALICE на LHC (БАК).

Рис. 7.7. Двухмерная проекция продуктов столкновения ядер золота, реконструированная в установке STAR на RHIC (релятивистский коллайдер тяжелых ионов, Брукхейвен, США).

Магнитный спектрометр - прибор для измерения импульсов заряженных частиц по кривизне их траекторий в магнитном поле. Основными характеристиками магнитного спектрометра являются его разрешающая способность (т. е. точность измерения импульса частицы) и апертура, определяющая телесный угол, в котором производится регистрация частиц. Простейшие магнитные спектрометры - одноканальные приборы с небольшой апертурой и фиксированной траекторией частиц в магнитном поле. Энергетический спектр частиц измеряется при последовательных изменениях магнитного поля Н.

М. с. применяются и для определения энергии жёстких -квантов, образующих электрон-позитронную пару в веществе (конверторе). При этом измеряются импульсы электрона и позитрона. Часто необходимо одновременно измерять траектории и импульсы нескольких заряженных частиц различных типов, идентифицировать и определять эффективную массу системы частиц, выделять редкие явления (например, распады короткоживущих частиц на фоне большого количества других процессов).

Особый интерес представляют комбинированные системы детекторов, в состав которых помимо магнитных спектрометров входят многоканальные системы для регистрации -квантов и измерения энергии частиц калориметрическими методами. Это позволяет полностью определять кинематику многочастичных событий (рис. 7.8 – 7.10). Для увеличения магнитного поля используются сверхпроводящие магниты или системы из нескольких магнитных спектрометров. Для идентификации вторичных заряженных частиц служат черенковские счётчики (газовые), детекторы переходного излучения, электромагнитные и адронные калориметры, мюонные детекторы. Общее число каналов информации в таких установках достигает нескольких сотен. Обработка информации происходит с помощью компьютера.

Рис. 7.8. Схема магнитного спектрометра, используемого в экспериментах на ускорителях: 1 - магнит; 2 - трековые детекторы, регистрирующие траектории (треки) частиц в магнитном поле (пропорциональные и дрейфовые камеры, искровые проволочные камеры); 3 - годоскопы сцинтилляционных счётчиков; 4 - многоканальный черепковский газовый детектор для идентификации вторичных частиц; 5 - спектрометр для регистрации электронов и -квантов; 6 - мюонный детектор (система сцинтилляционных 3 и трековых 2 детекторов, прослоенных Fe); 7 - мишень; 8 - детекторы, включённые в схему совпадения, регистрирующую первичные частицы.

Роль законов сохранения. Законы сохранения играют особо важную роль в физике элементарных частиц. Это обусловлено следующими двумя обстоятельствами.

1. Они не только ограничивают последствия различных взаимодействий, но определяют также все возможности этих последствий, и поэтому отличаются высокой степенью предсказательности.

2. В этой области открытие законов сохранения опережает создание последовательной теории. Многие законы сохранения для элементарных частиц уже установлены из опыта, а соответствующие фундаментальные законы их поведения еще неизвестны. Поэтому законы сохранения играют здесь главенствующую роль и позволяют анализировать процессы, механизм которых еще не раскрыт.

В процессе взаимодействий и превращений частиц выполняется ряд законов сохранения. Они двух типов - аддитивные и мультипликативные (разъяснение ниже в этом разделе). Ряд законов сохранения универсален, т.е. выполняется всегда (при всех взаимодействиях). Другие в некоторых взаимодействиях не выполняются (нарушаются).

К универсальным законам сохранения относятся те, которые обусловлены инвариантностью уравнений движения относительно трансляций (сдвигов) в пространстве и во времени. С этими типами симметрий – однородностью пространства и времени – связано существование законов сохранения импульса и энергии изолированных систем частиц. Изотропность 3-мерного пространства, т.е. инвариантность уравнений движения относительно поворотов (вращений), приводит к закону сохранения момента количества движения.

Если преобразование волновой функции, отвечающее закону сохранения, имеет непрерывный характер (т.е. может быть как угодно малым), то соответствующий закон сохранения аддитивен, т.е. в реакции

a + b c + d +… (8.1)

сохраняется сумма соответствующих характеристик (или квантовых чисел):

N_a + N_b = N_c + N_d + … = const. (8.2)

Трансляции и повороты – непрерывные преобразования и соответствующие законы сохранения (энергии, импульса и момента количества движения) – аддитивны. Аддитивными сохраняющимися величинами являются также электрический заряд Q, барионное квантовое число (барионный заряд) В, лептонное квантовое число (лептонный заряд) L, изоспин I, а также ряд других квантовых чисел, имеющих кварковую природу – странность (strangeness) S, очарование (charm) C, Bottom (Beauty- красота) В, Top (Truth-истина) Т.

С какими типами симметрий связаны законы сохранения всех этих аддитивных квантовых чисел (Q, B, L, I, S, C, B, T)? В настоящее время известен ответ лишь для электрического заряда Q и изоспина I. Так, сохранение изоспина в сильных взаимодействиях - следствие инвариантности этого взаимодействия относительно поворотов в специальном изоспиновом (зарядовом) пространстве. Сохранение же электрического заряда, как можно показать, есть следствие того, что не существует способа измерить абсолютное значение электрического потенциала и во всех соотношениях он является относительной величиной. Не возникает никаких новых физических явлений, если этот потенциал изменить (сдвинуть) на одно и то же значение во всех точках пространства. Такой одинаковый сдвиг (одинаковую калибровку) шкалы потенциала во всем пространстве называют глобальным, а неизменность физических уравнений к такого рода преобразованиям – глобальной калибровочной симметрией ( инвариантностью ).

В квантовой физике существует калибровочная инвариантность и другого типа - инвариантность к изменению фазы волновой функции. Нет способа определить абсолютное значение фазы волновой функции. Последняя относительна и любое взаимодействие должно быть инвариантно к изменению этой фазы, причем фаза может меняться различным образом в различных точках пространства – времени. Такая локальная калибровочная симметрия должна быть присуща всем квантовым теориям поля. Из нее следует существование калибровочных сил, действие которых осуществляется обменом калибровочными бозонами, и сохранение источника поля – соответствующего заряда.

Барионное квантовое число (или барионный заряд) В имеют лишь барионы - адроны с полуцелым спином. Для них В = +1, для антибарионов В = -1. Барионный заряд сохраняется в сильных, электромагнитных и слабых взаимодействиях.

Лептонное квантовое число L (лептонный заряд) присущ только лептонам. Существует три типа лептонного заряда L _e, L и L ,каждый из которых сохраняется в отдельности. Лептонным зарядом L _e = +1 обладают лептоны 1-го поколения ( _e, e^-); L _μ = +1 для лептонов 2-го поколения ( _μ, ^-) и L =+1 для лептонов 3-го поколения ( _, ^- ). У антилептонов соответствующий лептонный заряд -1 (L _e= -1 для _e и e⁺; L _μ= -1 для _μ и ⁺; L =-1 для и τ⁺).

Протон – самый легкий барион, и если закон сохранения барионного заряда абсолютен, то протон должен быть стабильной частицей. Экспериментальные данные свидетельствуют о том, что время жизни протона _p > 10 ³² лет.

Если преобразование волновой функции, отвечающее закону сохранения, дискретно, то соответствующий закон сохранения мультипликативен, т.е. в реакции (8.1) сохраняется произведение соответствующих характеристик (квантовых чисел):

N _a ∙ N _b = N _c ∙ N _d … = const. (8.3)

Пример дискретных преобразований – операция зеркального отражения (пространственной инверсии). Инвариантность к такому преобразованию приводит к квантовому числу – четности P. Все взаимодействия, кроме слабого, инвариантны к пространственной инверсии и для них справедлив закон сохранения P -четности в мультипликативной форме.

Приведем перечень законов сохранения, действующих в мире частиц, с указанием их статуса. Эти законы можно разделить на два класса – универсальные (действующие во всех взаимодействиях) и те, которые в некоторых взаимодействиях не выполняются.