WWW.DISSERS.RU

БЕСПЛАТНАЯ ЭЛЕКТРОННАЯ БИБЛИОТЕКА

   Добро пожаловать!


Национальный исследовательский ядерный университет «МИФИ»

На правах рукописи

Болоздыня Александр Иванович

ПОЗИЦИОННО-ЧУВСТВИТЕЛЬНЫЕ ДЕТЕКТОРЫ НА ОСНОВЕ ЧИСТЫХ БЛАГОРОДНЫХ ГАЗОВ ДЛЯ РЕГИСТРАЦИИ СЛАБОИОНИЗИРУЮЩИХ ЧАСТИЦ И ПОЛЕЙ ЯДЕРНЫХ ИЗЛУЧЕНИЙ

Специальность 01.04.01 – Приборы и методы экспериментальной физики

Автореферат диссертации на соискание ученой степени доктора физико-математических наук

Автор:

Москва – 2010

Работа выполнена в Национальном исследовательском ядерном университете «МИФИ»

Официальные оппоненты:

доктор физико-математических наук, профессор КУДЕНКО Юрий Григорьевич доктор физико-математических наук РОСТОВЦЕВ Андрей Африканович доктор физико-математических наук СКОРОХВАТОВ Михаил Дмитриевич Ведущая организация Институт ядерной физики им. Г.И. Будкера СО АН РФ

Защита состоится 2 марта 2011 года в 15.на заседании диссертационного совета Д 212.130.07 при НИЯУ МИФИ г. Москва, Каширское ш., д.

С диссертацией можно ознакомиться в библиотеке НЯИУ МИФИ Автореферат разослан______________________________________________ дата

Ученый секретарь диссертационного совета Д 212.130.д.ф.-м.н., профессор Улин С.Е.

ОБЩАЯ ХАРАКТЕРИСТИКА РАБОТЫ



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 1) исследование детектирующих свойств чистых благородных газов;

2) разработка технологии регистрации ионизации и возбуждения конденсированных благородных газов;

3) исследование процесса эмиссии электронов из конденсированных неполярных диэлектриков;

4) разработка методики регистрации редких событиц с минимальными (вплоть до отдельных электронов) уровнями ионизации;

5) разработка массивных детекторов с трехмерной позиционной чувствительностью;

6) создание эмиссионных детекторов для регистрации холодного темного вещества в форме массивных слабовзаимодействующих частиц;

7) 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 ещ 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.

Ещ 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/с2 получены помощью эмиссионных детекторов XENON10 и ZEPLIN-III. Эмиссионный детектор XENON100, 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-цикл) 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.

Содержание работы защищено нескольким авторскими свидетельствами СССР.

Основные результаты работы, выносимые на защиту 1) Результаты цикла работ по исследованию физических процессов в детекторах на чистых благородных газах, включая механизмы генерации сцинтилляции и электролюминесценции, дрейфа и захвата носителей электрического заряда, эмиссии электронов из конденсированных тяжелых благородных газов и других неполярных диэлектриков, локализацию и перенос квази-свободных электронов сквозь и вдоль поверхности раздела фаз.

2) Экспериментальное подтверждение гипотезы о термоэлектронном характере эмиссии электронов из тяжелых благородных газов.

3) Методические исследования эмиссионных детекторов и демонстрация возможности создания эмиссионных детекторов с размерами порядка 1 метра.

4) Методические исследования позиционно-чувствительных сцинтилляционных детекторов на плотных благородных газах, включая разработку гранулированного гомогенного электромагнитного калориметра для регистрации гамма-квантов и электронов с энергями 100 МэВ и сцинтилляционного детектора тепловых нейтронов на сжатом 3Не.

5) Разработка сцинтилляционной дрейфовой камеры на сжатом ксеноне с трехмерной позиционной чувствительностью и высоким энергетическим разрешением для однофотонной эмиссионной томографии и демонстрация возможности использования электролюминесцентных детекторов в качестве комптоновской гамма камеры.

6) Принцип «безстеночного» детектора для редких событий с малыми энерговыделениями, ожидаемыми, например, при регистрации реакторных антинейтрино или массивных слабовзаимодействующих частиц, составляющих темную материю во Вселенной.

7) Реализацию «безстеночных» эмиссионных детекторов в экспериментах по поиску небарионного темного вещества во Вселенной и достижение рекордной чувствительности в такого рода экспериментах.

Практическая значимость работы Результаты данной работы легли в основу разработки нового класса детекторов для регистриция редких процессов с малыми энерговыделениями и используются в ряде экспериментов по поиску темной материи, а также предполагаются использоваться для создания нейтринных детекторов нового поколения, использующих эффект когерентного рассеяния.

В работе продемонстрирован высоких потенциал детекторов на чистых благородных газов для имаджинга ядерных излучений и создания новых томографических систем для ядерной медицины.

В работе текже продемострирована возможность создания быстрых, позиционночувствительных сцинтилляционных детекторов для калорисетрии частиц высоких энергий и для регистрации нейтронов.

Апробация работы Основные результаты диссертации опубликованы в трех монографиях и нескольких десятках публикаций в реферируемых журналах, а также составили предметы нескольких патентов и авторских свидетельств, а также были доложены автором и обсуждены:

- на международных конференциях IEEE Nuclear Science Symposium & Medical Imaging Conference в 1994, 1995, 1996, 1997, 1998, 2000 годах;

- на международных симпозиумах Symposium on Radiation Measurements and Applications в 2004 и 2008 годах;

- на международных конференциях IEEE International Conference on Dielectric Liquids в 1991 и 2005 годах;

- на 2-nd International workshop on the Interconnection between Particle Physics and Cosmology, PPC2008, Albuquerque;

- на научной сессии НИЯУ МИФИ 2010 года;

- на семинаре ИТЭФ 29 января 2009 года;

- на рабочих совещаниях коллаборации LUX в 2008 и 2009 годах.

Созданные детекторы для изображения полей гамма-излучений отмечены Медалью и премией для молодых ученых АН СССР в 1983 году.

Публикации Основное содержание диссертации опубликовано в 67 работах включая монографии, 5 авторских свидетельств СССР, 2 патента США Объем и структура диссертации Диссертационная работа состоит из введения, 7-и глав и заключения. Она содержит 300 страниц, включая 40 рисунков, 8 таблиц и библиографический список из 2наименований.

СОДЕРЖАНИЕ РАБОТЫ

Во Введении кратко рассмотрена роль и место позиционно-чувствительных детекторов в арсенале экспериментальных методов ядерной физики, физики элементарных частиц и их приложений и требования, которым должны отвечать детекторы слабоионицирующих частиц и полей ядерных излучений. Указывается, что детекторы на чистых благородных газах могут обладать чувствительной массой в десятки тонн и при этом способны к регистрации единичных электронов ионизации.

Такого рода детекторы необходимы для решения задач, имеющих фундаментальное значение для понимания устройства Вселенной, проверки Стандартной модели электрослабых взаимодействий, поиска новых частиц [1-3]. Другой чрезвычайно важной областью применения детекторов на чистых благородных газах может быть прецизионная томография для исследования молекулярных биологических процессов in vivo происходящих в живых организмах, в частности, для онкологических исследований и для томографии головного мозга человека [4-7]. Отмечено также, что одна из наиболее популярных детекторных сред, исследованных в данной работе - ксенон – является удачной альтернативой дорогим и малодоступным кристаллическим сцинтилляторам и полупроводниковым детекторам, используемым в настоящее время в качестве детекторов в ядерной медицине. Ксенон в России доступен в количествах достаточных для массового производства относительно дешевых позитронно-эмиссионных томографов (ПЭТ), а также для создания недоступных пока в рамках других технологий ПЭТ систем «на все тело» [4].

В Главе 1 рассмотрены свойства благородных сред с точки зрения их способности взаимодействовать с ионизирующими излучениями и трансформировать энергию, выделенную в этих взаимодействиях, в электрический заряд или световое излучение для определения характеристик первичного взаимодействия. Глава содержит значитальной количество справочного материала, а также результаты оригинальных исследований детектирующих свойств чистых благородных газов в различных агрегатных состояниях, включая механизмы диссипации поглощенной в веществе энергии, генерацию носителей заряда и фотонов, перенос носителей через границу раздела фаз, распространение фотонов и собирание электронов в плотных средах, и основные результаты технологических разработок по светособиранию и детектированию вакуумного УФ, по очистке и разделению благородных газов, по термостатированию массивных образцов конденсированных тяжелых благородных газов [1, 2].

Чрезвычайно важную роль в технике регистрации ионизирующих излучений с помощью конденсированных неполярных диэлектриков играют эффекты, связанные с поведением носителей электрического заряда вблизи поверхности раздела фаз:

жидкой, твердой и газообразной [1]. Так как диэлектрическая проницаемость различных фаз благородных газов различна, носители электрического заряда испытывают воздействие потенциала изображения A поляризационной природы, действующего против переноса заряда из более плотной среды в менее плотную:

A1,2 e( )/ 4 (z z / z )( ) (1) 1 2 1,2 1 где - относительная диэлектрическая проницаемость, а индексы 1 и 2 относятся, соответственно, к конденсированной и равновесной газообразной фазам, z – координата Декартовой системы координат, нормальная к поверхности раздела фаз, - параметр обрезания порядка величины переходного слоя между фазами (порядка нескольких нанометров или 2-3 межатомных расстояний согласно. Потенциал изображения зависит от температуры и приближается к нулю при температурах, близких критической температуре.

Если к границе раздела фаз приложено электрическое поле F, которое стремится вытащить электроны из конденсированной фазы, где основное состояние электрона Vo, то, принимая в рассмотрение птенциал сил изображения (1), полная потенциальная энергия электронов вблизи границы раздела фаз может быть описана в терминах одномерного потенциала, зависящего от координаты z, нормальной к поверхности раздела фаз и направленной от кондесированной фазы:

V1(z) V0 eF1z eA1, z (2) V2 (z) eF2z eA2, z В терминах такого одномерного рассмотрения, электрон, приближаясь к поверхности, может е преодолеть «сходу», если проекция его импульса pz вдоль оси z превышает величину порога p0 (2me V0 )1/2, как показано на Рис.1а. Если pz< p0, электрон, скорее всего, отражается от потенциального барьера назад в конденсированную фазу, где термализуется после некоторого количества соударений с атомами среды. Захваченные таким образом под поверхностью электроны, тем не менее, могут покинуть конденсированный диэлектрик в результате термоэлектронного процесса эмиссии, хотя это может занять значительное время.

В плотных диэлектриках, состоящих из относительно маленьких атомов (жидкие гелий, водород и неон), Vo > 0 и избыточные электроны существуют в малоподвижном локализованном состоянии – вакуумных пузырьках. Потенциальная яма, каковой является пузырек, накладывается на потенциал V(z), представленный формулой, и таким образом формируется потенциальный барьер, препятствующий эмиссии электронов из конденсированной среды, показанный на Рис.1б.

(а) (б) Рис.1. Эмиссия электронов из квазисвободного (а) и локализованного (б) состояний в неполярных диэлектриках с отрицательной (а) положительной (б) энергиями основного состояния электронов V0.

Формально электронная эмиссия может быть описана вероятностью или коэффициентом эмиссии Ke Ne( ) / N0 (1 te / tc ) (3) Время жизни носителей заряда в неполярных диэлектриках ограничено процессами рекомбинации, захвата активными примесями или структурными ловушками (в твердых телах) и присоединением к электродам или изоляторам, благодаря действию химических или поляризационных сил. В эффективных детекторах время жизни квази-свободных электронов должно превышать время, необходимое для их собирания из объема детектора. Проблема обеспечения достаточно долгого времени жизни носителей заряда особенно остро стоит в детекторах с конденсированным рабочим веществом большой массы. Характерное время определяется энергией электрона и напряженностью электрического поля, прижимающего электрон к границе раздела фаз. В Таблице 1 суммированы электронные свойства неполярных диэлектриков, которые могут использоваться для создания эмиссионных детекторов.

Таблица 1. Электронные свойства жидких (ж) и твердых (т) неполярных диэлектриков, используемых в эмиссионных детекторах [1,2].

T, K Vo,эВ Fc, Fo, te, мкс,cм2/В/сек o (температура) кВ/cм кВ/cм (F, кВ/см) (энергия активации) Эмиттеры холодных электронов ж 4He 1-2 1,05 0,03 +1 107 (0,1) ж n-H 300 1,88 0,09 (Ea=0,19 эВ) +0,09 100 0,т n-H 77 +0,ж iso-O 300 1,94 7 (Ea=0,05 эВ) -0,18 90 0,15 20 (1,0) т iso-O 77 +0,ж TMP 297 1,9 24 (Ea=0,06 эВ) -0,43 т TMP 77 +0,ж Аr 84 1,51 475 -0,21 0,2 700 (0,1) ж Ne 35,7 1,18 0.001 +0,67 1.0 2·107 (1,0) Эмиттеры горячих электронов т Ne 24 600 +1,ж CH4 100 1,66 400 -0,18 1,5 <т CH4 77 ~1000 ~0 <1,5 < 0,1 (>1) ж Ar 84 1,51 475 -0,21 0,2 0,25 < 0,1 (>0,3) т Ar 83 1000 +0,3(6K) 0,1 < 0,1 (>0,1) ж Kr 116 1,66 1800 -0,4 0,08 1,6 < 0,1 (>1,6) т Kr 116 3700 -0,25(20K) 0,98 < 0,1 (>1) ж Xe 161 1,93 2200 -0,61 0,05 1,75 < 0,1 (>1,8) т Xe 161 4500 -0,46 (40K) 1,25 < 0,1 (>1,3) Примечания: n-H – н-гексан, iso-O – изооктан (триметалпентан), TMP – тетраметалпентан Технология очистки неполярных диэлектриков от молекулярных и электроотрицательных – ключавой фактор создания массивных детекторов. Самый мощный метод очистки благородных сред был предложен в МИФИ и заключается в распылении активных металлов электрическим разрядом в жидкости или в газе высокой плотности [1, 2]. При электрическом разряде между металлическими электродами в инертной среде производится значительное количество наночастиц металла, которые никогда не контактировали с воздухом и имеют чрезвычайно высокую химическую активность. Металлическая нано-пыль поглощает химически активные примеси такие, как кислород и вода, подобно пористым геттерам. Кроме того, в разряде генерируется интесивное УФ излучение, для которого чистый благородный газ прозрачен, а многие молекулярные примеси поглощают и диссоциируют, превращаясь в химически активные радикалы. Это ещ больше повышает реактивную способность металлической пыли. Наилучшие результаты до сих пор были достигнуты с титановой пылью. Искровая очистка требует специальных мер для предотвращения распространения пыли за пределы реактора.

Рекордная по размерам (объем очищаемого образца 100 литров) искровая очистка «Мойдодыр» была построена для исследования возможности создания быстрых сцинтитлляционных калориметров на основе жидких ксенона и криптона в ИТЭФ в конце 80-х годов [3, 7]. На этой установке были получены образцы жидких ксенона и криптона массой 10-20 кг с длиной дрейфа электронов свыше 1 метра.

Мощным приемом, усиливающим действие химических и адсорбционных методов очистки, служит многократное пропускание газа (или жидкости) через систему очистки. Наибольший эффект достигается в случае непрерывной циркуляции рабочей среды последовательно через детектор и систему очистки. Первое достижение макроскопической длины поглощения (34 см против измеренных до этого опыта 1 см) собственного сцинтилляционного излучения в образце жидкого криптона массой кг было достигнуто, благодаря многократной циркуляции газа через горячий кальциевый геттер [9]. Другим примером может служить циркуляционная очистка сцинтилляционной дрейфовой камеры на сжатом ксеноне, оснащенной девятнадцатью стеклянными окнами диаметром 75 мм, покрытых пара-терфенилом в качестве аолнового сместителя; после циркуляционной очистки этот детектор работал в течении одной недели в отсеченном от очистки состоянии без деградации очень высокого энергетического разрешения, достигнутого в нем [10]. В этих двух экспериментах использовался специально разработанный и изготовленный в ИТЭФ цельно-металлический диафрагменный циркуляционный насос высокого давления (до 10 атм) с магнитным приводом.





Циркуляционная очистка газообразного ксенона использовалась также в экспериментах MEG, XENON и LUX. В этих экспериментах с массивными (десятки килограммов) образцами жидкого ксенона газообразный ксенон отбирался из газовой фазы над жидкостью и с помощью циркуляционного насоса низкого давления с тефлоновой диафрагмой прокачивался через пористый горячий металлический геттер типа MonoTorr затем конденсировался и возвращался в детектор в жидком виде. В качестве примера на Рис.2а приведен график скорости очистки (по длине дрейфа электронов до захвата) образца жидкого ксенона массой 65 кг в прототипе детектора LUX в 2009 году в Case Western Reserve University. Подобная технология использовалась в эксперименте MEGA, в котором таким образом получили длину поглощения собственного света в жидком ксеноне > 1 м на уровне 90% CL [1].

abs (а) (б) Рис.2. Длина дрейфа электронов (а) в образце жидкого ксенона массой 65 кг в зависимости от времени циркуляции газа, отбираемого из газовой фазы эмиссионного детектора-прототипа LUX (б) и конденсируемого в жидкую фазу.

В некоторых случаях необходима высокая степень разделения благородных газов с близкими химичекими характеристиками. Например, в низкофоновых экспериментах рабочая среда детектора должна содержать минимально возможное количество радиоактивных изотопов типа 85Kr, 222Rn, 226Rn, 39Ar, которые влияют на формирование фона, маскирующего полезные события. Одной из сложнейших задач такого рода является задача выделения из ксенона следовых количеств криптона.

Наилучший коммерчески доступный ксенон содержит 1-5 ppm (частей на миллион) криптона. Криптон содержит около 2x10-11 мольных частей бета-активного изотопа Kr с периодом полураспада 10.756 лет и максимальной энергией бета-спектра 6кэВ. Для целей экспериментов по поиску темного вещества во Вселенной требуется, чтобы в образцах жидкого ксенона массой 1 тонна содержалось не более 30 ppt криптона (в естесвенной смеси изотопов).

Для эксперимента XENON была разработана более компактная и пригодная для установки в подземной лаборатории система кинетического диффузионного разделения [11]. Последний метод работает следующим образом. Порция ксенона смешивается с несущим газом гелием и прокачивается через адсорбционную колонну из активированного угля. Время, которое требуется каждому из газов, чтобы протечь через колонну при одинаковом давлении, определяется эффективностью адсорбции и скоростью прокачки газовой смеси и может быть выражено как =kM / (1.68) где k – адсорбционная константа для данного газа (в специальных экспериментах группой CWRU было найдено, что kXe = 0,95 ± 0,6 л/г, and kKr = 0,055 ± 0,007 л/г для ксенона и криптона, соответственно), M – это масса активированного угля, выраженная в граммах, - скорость прокачки газа, выраженная в л/с. Процесс разделения протекает в три ступени, которые затем многократно повторяются: (1) впрыск - порция исходного ксенона с примесью криптона Kr смешивается с гелием и подается на вход адсорбционной колонки; (2) прокачка - газовая смесь прокачивается через адсорбционную колонну; выходящий газ пропускается через криогенную ловушку, где собирается криптон; этот процесс продолжается до тех пор, пока криптон не выйдет из адсобционной колонны; выходящий из ловушки гелий закачивается опять в адсобционную колонну; (3) восстановление - выходящий из колонны поток газа переключается на ксеноновую ловушку (конденсор), при этом скорость прокачки максимально увеличивают; гелий, выходящий из конденсора, опять закачивается в адсорбционную колонну; эта стадия продолжается до тех пор, пока весь ксенон не выйдет из адсорбционной колонны.

Таким способом было очищено 26 кг ксенона до уровня содержания криптона <3·10-12 для эксперимента XENON10, впервые для жидкоксеноновых детекторов давшего рекордные результаты по ограничению на сечение рассеяния на нуклонах и массу гипотетических частиц, составляющих темную массу Вселенной [12-14].

Детекторы на конденсированных благородных газах для своей работы нуждаются в надежных системах охлаждения. Для эксперимента LUX была разработана экономичная система охлаждения типа «тепловая труба» или «термосифон» - без механических вибраций и массивных частей поблизости от детектора – которая обеспечивает на несколько порядков лучший теплоотвод, чем металлический тепровод из электролитической меди [15].

Глава 2 посвящена разработке сцинтилляционных позиционно-чувствительных детекторов, которые могут использоваться в экспериментальной физики высоких энергий, в ядерной физике и в прикладных областях использования детекторов, требующих высокого быстродействия. Достижения в области разработки детекторов УФ излучения и технологии светособирания, рассмотренные в Главе 1, позволили решить задачу эффективной регистрации частиц и излучений с достаточно хорошим энергетическим и пространственным разрешением, используя только сцинтилляционные свойства чистых благородных газов в некоторых специальных случаях.

Первый такой специальный случай – создание электромагнитных калориметров для физики высоких энергий. Основная часть работ в этом направлении выполнена в рамках R&D программы разработки бысрого, радиационно стойкого гомогенного электромагнитного калориметра для установки GEM на строившемся в США до 19года ускорителе SSC (Supercinducting Super Collider) для встречных пучков протонов с энергией 20 ТэВ. С ростом энергии и светимости ускорителей пространственное разрешение калориметров приобретает большее значение, чем энергетическое разрешение для реконструкции инвариантных масс. По мере того, как массы новых частиц становятся все больше, продукты их распада имеют все большую энергию и продукты их распада становятся все более «коллимированными». Так, продукты распада слабых бозонов при распаде 1-ТэВного Хиггса разлетаются под углом около 10o. Тонко гранулированные калориметры необходимы для идентификации нейтральных пионов с энергиями, превышающими несколько ГэВ [16, 17]. Создание тонко гранулированного гомогенного калориметра упирается в разработку элементарной ячейки, сигнал отклика с которой не зависит от места энерговыделения по е объему, а толщина стенок пренебрежимо мала. Поэтому значительные усилия были направлены на разработку ячейки калориметра с однородной функцией отклика [18-21].

Для исследования светособирающих элементов была создана установка (Рис. 3а), которая позволяла сканировать длинные ячейки, заполненные жидким ксеноном, криптоном или их смесями с помощью пучка релятивистских частиц (пионов), создаваемого с помощью 10-ГэВного протонного синхротрона ИТЭФ. В результате цикла исследований был выбран пирамидальный рефлектор из алюминизированного Майлара толщиной 50 микрон и размерами (2.1x2.1)x40x(4.15x4.15) cм5 со стеклянным фотоумножителем ФЭУ-85, установленным в середине большего открытого основания пирамиды. Волновой сместитель пара-терфенил напылялся на металлизированную внутреннюю поверхность ячейки в виде четырех полосок трапецеидальной формы, как показано на Рис.4а. Полоски напыления расширялись в сторону съужения пирамидального рефлектора под углом, равным углу схождения рефлектора. Площадь покрытия волновым сместителем составляла около 7% площади всего рефлектора. Продольная функция отклика ячейки показана на Рис.3б значками в виде квадратиков и звездочек для разных образцов ячеек. Средний световыход ячеек такого типа составил 7 и 9,5 фотоэлектронов на 1 МэВ поглощенной энергии для жидкого криптона и жидкого ксенона, соответственно. Отличная продольная однородность ячейки была достигнута ценой значительной потери полного светособтрания из объема всей ячейки. Однако, для задач физики высоких энергий, когда энерговыделение на ячейку превышает 1 МэВ, эта потеря несущественна.

(а) (б) Рис.3. Камера для исследования однородности светособираия вдоль сцинтилляционной ячейки калориметра на сжиженных благородных газах на пучке частиц высоких энергий (а) и продольная функция отклика ячейки сцинтилляционного калориметра на жидком ксеноне (б), где квадратики и звезды соответствуют данным, полученным на ячейке, показанной на Рис.4а На Рис.4 показаны отдельная ячейка из алюминизированного майлара, сборка из 45 ячеек и модель электромагнитного калориметра ЛИДЕР, в котором была испытана эта сборка. ЛИДЕР был испытан при заполнении жидким криптоном на вторичном пучке 400 МэВ электронов ускорителя ИТЭФ и при заполнении жидким ксеноном на пучке Ee=106-348 МэВ электронов от ускорителя BATES Массачусетского технологического института (США). При заполнении жидким ксеноном было определено энергетическое разрешение прибора в виде зависимости E/Ee = 5%/ E(ГэВ), координатное разрешение центра тяжести ливня x = 0.7 cм и временное разрешение t = 0.6 нс. Опыт, приобретенный при создании детектора ЛИДЕР, был использован для разработки проекта переднего калориметра KryptonWall для установки WASA, работавшей на протонном ускорителе CELSIUS в Уппсальском университете (Швеция).

(в) Рис.4. Отдельная светособирающая ячейка (а) из алюминизированного майлара с волновым сместителем, напыленного в виде трапецеидальной полоски на гранях ячеек: 1 – ФЭУ-85; 2 – полоска паратерфенила; 3 – усеченная четырехгранная пирамида из майлара - сборка 45 ячеек (б) и сцинтилляционный калориметр ЛИДЕР (в): 1 – сборка 45 ячеек; 2 – камера с жидким ксеноном/криптоном; 3 – нагреватель на медном экране; 4 – поддержка светособирающей структуры; 5 – ФЭУ-85; 6 – ввод для жидкого азота; 7 – ввод для ксенона; 8 – проводники, соединяющие ФЭУ с внешними делителями; 9 – многоштырьковые стеклянные гермовводы; 10 – делитель; 11 – элемент поддержки криостата.

Позиционно-чувствительный сцинтилляционный детектор другого типа был построен для регистрации тепловых нейтронов в сжатом Не с помощью двухканального детектора на кремниевых лавинных фотодиодах SD7911 производства Advanced Photonix,Inc с входным окном диаметром 16 мм [22]. Как известно, изотоп гелия 3Не обладает рекордным (5333 барн) сечением поглощения тепловых нейтронов в ядерной реакции n + 3He p + 3H, (4) при этом выделяется значительная энергия (764 кэВ), а продукты реакции – протон и тритон – заряжены и эффективно теряют энергию в плотных средах. Кроме того, 3Не обладает довольно высоким сечением упругих взаимодействий с быстрыми нейтронами, превосходя в этом смысле даже водород при энергиях нейтронов МэВ. Кремниевые лавинные фотодиоды монтировались с зазором 7 мм внутри корпуса из нержавеющей стали с двумя эллиптическими окнами толщиной 1,5 мм и диаметром 25 мм. Детектор заполнялся газовой смесью 3He +0.5%Xe под давлением 35 атм. Входные окна фотодиодов были запылены в вакууме пленкой пара-терфенила толщиной 0,5 мг/см2. Фотодиоды работали с коэффициентом внутреннего усиления 300.

(а) (б) Рис.5. Схема устройства и считывания сигналов с двухканального сцинтилляционного детектора на сжатом He (а) и двумерное распределение амплитуд сигналов типа «рыбий хвост», полученное в совпадениях с двухканального сцинтилляционного детектора на сжатом He при регистрации тепловых нейтронов.

Продукты ядерной реакции (4) эффективно останавливались в чувствительном объеме детектора ~1 cм3 при давлениях 35 атм и выше. В случае упругого рассеяния быстрых нейтронов пробег ядер отдачи 3He составляет 2 cм при энергии нейтронов МэВ. Для эффективной регистрации таких нейтронов необходимо использовать замедлитель. На Рис.5а показана схема съема информации с детектора. Схема позволяла отсеивать сигналы, связанные с прямым взаимодействием нейтронов с кремниевыми фотодиодами. Суммарный сигнал А1+А2 пропорционален общему световыделению в газе. На Рис.5б показано двухмерное распределение сигналов с детектора, полученное при регистрации тепловых нейтронов. Специфическая форма распределения типа «рыбий хвост» является следствием различного количества света, собранного на фотодиодах, в зависимости от положения точек поглощения нейтронов в промежутке между фотодиодами по глубине и по радиусу от геометрического центра. Результаты эксперимента подтверждены компьютерными расчетами методом Монте-Карло светособирания. Используя энергетическое окно и двумерный аплитудный анализ, можно эффективно отделять нейтронные сигналы от сигналов, инициированных гамма-квантами, а по положению сигнала в двумерном пространстве {A1, A2} судить о положении точки поглощения нейтрона в зазоре между фотодиодами.

В Главе 3 рассмотрена методика позиционно-чувствительной регистрации с помощью эффекта электролюминесценции - возбуждения чистого благородного газа при движении через него электронов в достаточно сильном электрическом поле.

Электролюминесцентный сигнал не связан с емкостью электродной системы и в однородном поле достаточно высокой напряженности пропорционален падению напряжения между электродами, а не напряженности электрического поля. Это обстоятельство делает электролюминесцентные детекторы чрезвычайно устойчивыми к внешним неблагопрятным факторам таким, как вибрация.

Рис.6. Сравнение процесса усиления сигнала в газовой пропорциональной камере (а) и в электролюминесцентном детекторе (б).

Второе важное свойство электролюминесцентного метода съема информации заключается в возможности эффективного усиления сигнала. В отличие от газового усиления в пропорциональных камерах, электролюминесценция не экспоненциальный, а линейный процесс (Рис.6), т.е. только первоначаный электрон рождает вторичные частицы (фотоны), а вторичные частицы, будучи рожденными, сами не участвуют в процессе усиления. В приборах с газовым усилением вторичные частицы (электроны) могут в свою очередь рождать электроны и процесс приобретает лавинообразный характер. Флуктуации процесса размножения электронов на начальных стадиях процесса приводят к значительным колебаниям общего количества рожденных вторичных частиц, тем самым ограничивая энергетическое разрешение, которое можно достичь с помощью детекторов с газовым усилением.

Благодаря линейности «светового усиления», в электролюминесцентных детекторах можно достигнуть очень хорошее энергетическое разрешение [10].

Устойчивость электролюминесцентных детекторов к механическим вибрациям была продемонтрирована в работе [23]. Детектор с чувствительным объемом 5хсм2, заполненный ксеноном под давлением 20 атм, с энергетическим разрешением 10%FWHM на линии 60 кэВ (241Am) подвергался воздействию вибратора гравировальной машинки мощностью 10 Ватт, работавший с частотой 60 Гц и в свободном состоянии колебавшийся с амплитудой ±0,5мм. Среднеквадратичное ускорение, создаваемое вибратором, составляло примерно 4g, что превышает уровень вибрации на вертолетах. Заметных изменений спектра в области 10 кэВ под влиянием вибраций обнаружено не было. Для сравнения такой же тест был проведен с цилиндрической ионизационной камерой на сжатом ксеноне: уровень наблюдавшихся шумов превысил уровень сигналов от гамма-квантов по крайней мере на 2 порядка величины, и опыт был прекращен из-за опасности разрушения предусилителя.

(а) (б) Рис.7. Устройство сцинтилляционной дрейфовой камеры (а) и изображение свинцовой маски (б) в плоскости электролюминесцентного зазора (вверху) и по глубине камеры (внизу), полученное от точечного источника 241Am, расположенного на расстоянии 1,5 м от маски и входного окна камеры.

Наиболее ярко достоинства методики электролюминесцентных детекторов были продемонстрированы при разработке сцинтилляционных дрейфовых камер (СДК).

Нами была создана одна из лучших в своем классе камера СДК-19 (Рис.7), которая состояла из корпуса из нержавеющей стали и электродной системы, включающей 37миллиметровый дрефовый промежуток и 6-мм электролюминесцентный промежуток, образованные проволочными электродами [10]. Сцинтилляции в дрейфовом промежутке и электролюминесценция в свето-производящем промежутке регистрировались с помощью девятнадцати фотоумножителей ФЭУ-139 с диаметром колбы 80 мм, установленных вне камеры. Каждый ФЭУ находился в оптическом контакте с отдельным окном, покрытым изнутри пара-терфенилом. Для ввода гаммаизлучения служило сферическое алюминиевое окно толщиной 3 мм. Давление ксенона в камере варьировалось вплоть до 20 атм. Дополнительный тонкий алюминиевый электрод был установле между окном и дрейфовым промежутком для выравнивания электрического поля в рабочем объеме детектора.

Гамма-излучение попадало в детектор через входное окно и поглащалось в дрейфовом промежутке, где конвертировалось в ионизационный кластер и первичную сцинтилляционную вспышку. В относительно слабом дрейфовом поле (~0.кВ/см атм) кластер электронов ионизации дрейфовал в свето-производящий промнжуток, где в сильном поле (2-3 кВ/cм атм) генерировал электролюминесцентную вспышку. Положение точечно-подобного ионизационного кластера определялось в проекции на плоскость свето-производящего промежутка и измерялось по распределению величин электролюминесцентных сигналов по матрице фотоумножителей. Координаты {xi, yi.} кластера и энергия частицы, выделенная в кластере, E определялись путем взвешивания измеренных величин сигналов:

E = ki Ai, x = xi Ai / Ai, y = yi Ai / Ai, (5) где i=1,...,19 – номера фотоумножителей, Ai – отклик фотоумножтеля номер i, ki – веса сигналов, определяемые путем калибровки. Первичные коэффициенты ki определялись по коэффициентам усиления ФЭУ, а затем корректировались по 57Co, излучение которого отклику детектора на возбуждение гамма-источником направлялось с помощью коллиматра под каждый из 19 фотоумножителей. Процедура повторялась несколько раз, пока неоднородность пространственного отклика не составила величину 1 мм, а ошибка в определении энергии на линии 122 кэВ не снизилась до величины 1%. После этого было измерено собственное пространственное разрешение как ширина отклика на коллимированный пучок гаммаквантов от источников Co и 241Am.

Уникальным на момент разработки было то, что камера запускалась первичной сцинтилляцией. Для этого все ФЭУ включены на совпадение по мажоритарной схеме.

Положение ионизационного кластера по глубине дрейфового объема камеры определяется по величине задержки между сцинтилляционной и электролюминесцентной вспышками. Система сбора данных в стандарте КАМАК в линию с персональным компьютером типа Pentium позволяла распознавать от 1 до ионизационных кластеров, относящихся к одному сцинтилляционному триггеру.

Эффективность сцинтилляционного триггера составляла 60% для гамма-квантов с энергией 60 кэВ (241Am) при давлении ксенона 9 атм (плотность 0,054 г/cм3). При тех же условиях эффективность регистрации достигала 80%, если использовался электролюминесцентный триггер. При этом энергетическое разрешение СДК-составляло 2,7% FWHM в среднем по полю зрения диаметром 22 см и 2,5% FWHM для коллимированного пучка 122 кэВ (57Co) гамма-квантов. Трехмерная позиционная чувствительность составила 3,5 мм FWHM в плоскости матрицы ФЭУ и 0,6 мм по глубине дрейфового промежутка для гамма-квантом с энергией 60 кэВ.

Быстродействие камеры зависело от режима работы и составляло 100 кГц, когда камера запускалась от электролюминесцентного сигнала, что сравнимо с быстродействием сцинтилляционных гамма-камер такого же размера. Когда камера запускалась от сцинтилляций и измеряла 3D положения нескольких ионизационных кластеров, е быстродействие составляло 20 кГц.

О способности камеры к трехмерному имаджингу можно судить по Рис.7б, на котором представлено изображение свинцовой маски с регулярной сеткой отверстий диаметром 4 мм с шагом 8 мм. Маска располагалась перед входным окном камеры и облучалась точечным источником Co, расположенным на расстоянии 1,5 м от входного окна камеры на его оси. Верхнее распределение соответствует XY-проекции изображения маски на плоскость матрицы ФЭУ. Нижнее распределение показывает положение точек взаимодействий по глубине дрейфового промежутка (в XZплоскости) для одного из центральных рядов верхнего изображения. Способность измерять положение ионизационных кластеров в трехмерном пространстве использовалась для испытания СДК-19 в режиме комптоновской камеры, разрабатываемой для ядерно-медицинской томографии, как описано в Главе 7.

Глава 4 посвящена методическим работам по разработке эмиссионного принципа регистрации, впервые предложенного 40 лет назад на кафедре экспериментальной ядерной физики МИФИ в лаборатории Б.А.Долгошеина, где была открыта эмиссия электронов ионизации из жидкого аргона и исследовалась электролюминесценция благородных газов в ходе попытки создания стримерной камеры высокой плотности.

Подробное изложение истории разработки эмиссионного метода содержится в монографии [1].

u(t) umax, i, pA arb.un.

R 2.x 1.x-rays 1.(a) 0.Detector Amplifier C iD i(t) u(t) R 0 F, kV/cm sol liq F0 F(b) Рис.7. Ионизационная эмиссионная камера, использовавшаяся для исследования эмиссионных свойств конденсированных благородных газов, метана и их смесей и типичные зависимости амплитуды наведенного импульса напряжения umax, измеренного с помощью зарядовочувствительного предусилителя (1, 2), и эмиссионного тока i, измеренного с помощью электрометра (3), от напряженности электрического поля в твердом (1) и жидком (2, 3) криптоне вблизи тройной точки.

Пороговые значения электрического поля (порог эмиссии) показаны вертикальными стрелками.

Миниатюрная двухэлектродная ионизационная камера с вводом рентгеновского излучения от управляемой рентгеновской трубки через нижний электрод (Рис.7) – одна из типичных ионизационных камер, использовавшихся в 1980-е годы для исследования эмиссии электронов из конденсированных благородных газов. Детектор состоял из двух алюминиевых электродов дтаметром 25 мм и зазором между ними мм. В центре нижнего электрода было устроено окно толщиной 0,4 мм и диаметром мм для ввода в камеру рентгеновского излучения от управляемой рентгеновской трубки БСВ-7, с помощью которой генерировались рентгеноские импульсы длительностью 0,5 микросекунды и частотой 100 Гц с максимальной энергией кэВ. Рентгеновское излучение поглащалось в слое скондесированного на нижнем электроде криптоне толщиной менее, чем 0,1 мм. Тем самым формировалось облако электронов, достаточно компактное в направлении дрейфа для того, чтобы считать его точечным.

Этот детектор использовался в серии исследований свойств эмиссии электронов из жидкого и твердого криптона и криптон-метановой смеси при различных температурах и в широком диапазоне полей. Одним из важных результатов этих исследований стало доказательство термоэлектронной природы эмиссии электронов из конденсированных благородных газов [24, 25].

На Рис.7 представлены типичные эмиссионные зависимости амплитуды индуцированного импульса напряжения umax=u2(F), измеренные с помощью зарядовочувствительного предусилителя, и эмиссионного тока i(F), измеренного с помощью электрометра, от напряженности электрического поля в конденсированном криптоне вблизи тройной точки. По этим зависимостям определялся порог эмиссии ( F0sol для твердого и F0liq для жидкого криптона) путем линейной экстраполяции левой и правой ветвей, как показано штриховыми линиями на рисунке. Основные результаты исследований изложены в Главе 1.

Исторически эмиссионные детекторы развивались по направлению создания камер для изображения треков ионизирующих частиц как продолжение технологии стримерных камер в область сред более плотных, чем газ при нормальных условиях.

Поскольку электроны, дрейфующие в электрическом поле в чистых благородных, легко набирают энергию достаточную для ионизации атомов, эмитированные электроны в эмиссионных детекорах могут создавать искры, видимые невооруженным глазом. Усилия в этом направлении были сосредоточены с целью создания камеры, способной получать изображение треков отдельных частиц высокой энергии, проходящих через конденсированное рабочее вещество детектора [26, 27].

Схема устройства эмиссионной стримерной камеры показана на Рис.8. Камера запускалась от телескопа сцинтилляционных счетчиков, выделявших частицы высоких энергий (пионы с импульсом 3 ГэВ/с) проходивших через твердый криптон.

К сетчатому аноду прилагалось постоянное положительное напряжение, создававшее в твердом криптоне электрическое поле напряженностью 1,5 кВ/см, вытягивающее электроны в газовую фазу. С задержкой, необходимой для вытягивания электронов в газ, на анод подавалось импульс высокого напряжения (до 100 кВ длительностью нс). При этом на электронах в газе развивался стримерный разряд. Распределение стримеров по полю анода фотографировалось через окно и систему зеркал с помощью фотокамеры или двух фотокамер для получения стереоскопического изображения.

+U HV 8 8 10 cm 7 (а) (б) Рис.8. Эмиссионная стримерная камера (а) и изображение треков вторичных частиц, возникших при взаимодействии первичной релятивистской частицы в дне камеры (б). Светящиеся однородные области – плазма стримеров, растекающаяся по поверхности твердого криптона.: 1 – фотокамера, 2 – зеркало, 3 – окно, 4 – сосуд из нержавеющей стали, 5 – жидко-азотный криостат, 6 – твердый криптон, 7 – сетчатый анод, 8 – сцинтилляционные счетчики, 9 – трек релятивистской частицы.

Наблюдение плотных эмиссионных треков привело авторов к предложению использовать эмиссионный детектор для поиска аномально слабоионизирующих частиц [28]. И, действительно, среди коллекции снимков с эмиссионной стримерной камеры были обнаружены редкие снимки аномальных треков с плотностью стримеров порядка 0,5 на 1 см длины трека. Такие треки могли быть рассмотрены как кандидаты на аномальные частицы, производящие на несколько порядков меньше электронов ионизации, чем релятивистские пионы. Однако детальный анализ условий съемки показал, что аномальные треки являются следствием памяти детектора. Как видно из Рис.4.4, иногда плазма от стримеров касается поверхности твердого криптона. Если следующий визуализирующий импульс подается достаточно быстро после такого события, то электрическое поле срывает с заряженной поверхности электроны и при этом возникает трек-«фантом», проходящий точно по тому же месту, что и предыдущий трек, однако этот повторный трек имеет значительно меньшую плотность стримеров. Это наблюдение дало основание для двух выводов: (1) в эмиссионных детекторах поверхность раздела фаз может служить источником электронов, несвязанных по своему происхождению с регистрируемой частицей, и (2) эмиссионная камера действительно способна обнаруживать необычные объекты, содержащие значительно меньше электронов ионизации, чем известные частицы.

В 1980е годы была построена и испытана по частям большая эмиссионная камера (диаметр жидкокриптоновой мишени 50 см и глубина 20 см, диаметр секции стримерной визуализации 1,5 м), которую планировали использовать в эксперименте по исследованию аннигиляции антипротонов в ядрах [3].

Как было показано в Главе 3, электролюминесцентные детекторы с несколькоми фотоприемниками позволяют достигать прекрасное пространственное разрешение и строить цифровым методом изображения полей ядерных излучений, которые производят точечно-подобную ионизацию в рабочей среде детектора. Этот подход был исследован в сочетании с эмиссионным методом при разработке эмиссионной электролюминесцентой гамма камеры [29, 30].

A A E/E, %FWHM 1 2 1 2 3 F, kV/cm (а) (б) Рис.9. Схема устройства электролюминесцентно эмиссионной гамма камеры (а) и энергетическое разрешение камеры (б) в зависимости от напряженности электрического поля в жидком (светлые значки; температура 167К, толщина 1,мм) и твердом (темные значки; температура 156К, толщина 4 мм) ксеноне, облучаемом гамма-квантами с энергией 122 кэВ (квадратики) и 59,6 кэВ (кружки) при установке коллимированных источников излучения в центра поля зрения камеры:

1 – сетчатый анод; 2 – катод – дно камеры; 3 – вакуумная тепло изоляция; 4 – теплоизоляция, 5 – стеклянное окно, покрытое пара-терфенилом с внутренней стороны; 6 – световод из акрила; 7 – фотоумножитель; 8 – боковая свинцовая защита.

Электролюминесцентная эмиссионная камера (Рис.9) представляла собой сосуд из нержавеющей стали, внешние контуры которого позволяли использовать свинцовую защиту стандартной сцинтилляционной гамма-камеры Ангера, использующей кристаллический сцинтиллятор NaI(Tl). Катодом детектора служило тонкое дно сосуда, на которое конденсировался слой твердого криптона или ксенона толщиной до 1 см. Анод представлял собой кольцо диаметром 30 см, центральная часть которого диаметром 24,5 см была перекрыта сеткой из нихромовой проволоки диаметром 50 микрон с шагом 1 мм. Девятнадцать стеклянных окон диаметром 7 см были установлены в гексагональном порядке и уплотнены на верхней крышке камеры с помощью медно-индиевых прокладок и пружинных шайб. Внутренняя поверхность окон была покрыта пара-терфенилом толщиной 0,5 мг/см2. Каждое окно через акриловый световод просматривалось спектрометрическим фотоумпножителем ФЭУ139. Для заполнения камеры использовались криптон или ксенон, очищенные путем пропускания через хромосиликатный адсорбент типа Oxisorb (Messer Group GmbH) производства Института органический химии в Москве и горячий (900 K) кальциевый геттер. Газ хранился при нормальных условиях в присоединенном к камере нержавеющем сосуде диаметром 80 см и высотой 150 см, внутренняя поверхность которого была в вакууме запылена титаном.

Координаты точечно-подобных и ионизационных кластеров в плоскости анода определялись по центру тяжести распределения сигналов с матрицу фотоумножителей, как это делается в обычной гамма камере Ангера. Взвешивание сигналов осуществлялось аналоговым методом на резисторной матрице, которую составляли нагрузочные резисторы в анодных цепях фотоумножителей. Визуальное отображение двумерного распределения взвешенных сигналов производилось с помощью запоминающего осциллографа Tektronix 603. Внутренне разрешение камеры определялось с помощью альфа-источника, установленного на дне камеры и покрытого алюминиевой маской. Внутреннее разрешение детектора по плоскости анода составило 2,5 мм FWHM при заполнении камеры твердым криптоном. При использовании внешнего гамма-источника с энергией 59,6 кэВ (241Am), покрытого свинцовой маской и установленного в центре поля зрения камеры, и жидкого ксенона в качестве рабочей среды, были получепны распределения координатных сигналов, по которым определено пространственное разрешение 3,5 мм FWHM, что в 3 раза лучше, чем пространственное разрешение гамма камеры, использовавшей такую же матрицу 19 фотоумножителей ФЭУ-139 для считывания сцинтилляционного сигнала с кристалла NaI(Tl). Энергетическое разрешение 15% FWHM было измерено для 1кэВ Co гамма-источника при 2 кВ/см напряженности электрического поля в 4-мм слое твердого ксенона и 16% FWHM при напряженности электрического поля в жидком ксеноне толщиной 1,5 мм. Энергетическое разрешение оказалось не столь высоким, как ожидалось, но тем не менее, превосходило энергетическое разрешение «стандартной» гамма-камеры. Было установлено, что энергетическое разрешение в основном определяется процессами на треках фотоэлектронов и, в меньшей степени, флуктуациями собирания электронов в конденсированной фазе. Тем не менее, следует отметить, что полученные в этой работе результаты по энергетическому разрешению для электролюминесцентных эмиссионных детекторов не превзойдены до сих пор.

В Главе 5 показано, что успешное развитие технологий быстрых сцинтилляционных детекторов, высокочувствительных к ионизации электролюминесцентных детекторов и эмиссионных детекторов, позволивших сочетать эффективные методы усиления сигналов в газовых средах с массивными рабочими средами, привело к пониманию того, что все эти подходы могут быть объединены и это позволит создавать новый класс детекторов с рекордной чувствительностью к редким и слабоионизующим частицам, так называемые детекторы «без стенок». Идея была выдвинута автором этой работы около 18 лет назад и впервые опубликована 15 лет назад [31]. Принцип действия «бесстеночного» эмиссионного детектора заключается в следующем:

1) Регистрируемое излучение взаимодействует с конденсированной рабочей средой детектора, возбуждает и ионизует атомы, в результате чего возникает первый сигнал, проявляющийся в виде сцинтилляции конденсированных благородных газов.

Этот сигнал используется для запуска системы съема информации с детектора.

2) Благодаря приложенному электрическому полю, электроны ионизации дрейфуют к свободной поверхности конденсированной рабочей среды детектора и выходят из не (эмитируют) в равновесную газовую фазу или вакуум, где генерируют второй, усиленный сигнал, пропорциональный количеству электронов ионизации.

Усиление этого второго сигнал может достигаться разными способами:

электролюминесценцией благородного газа, лавинным размножением электронов в разреженной газовой фазе, ускорением электронов в вакууме и др. Матрица датчиков используется для того, чтобы зарегистрировать двумерное распределение вторичных частиц и определить координаты первичного взаимодействия вдоль поверхности, составляемой входными окнами матрицы датчиков (например, фотоумножителей).

Поскольку второй сигнал задержан относительно первого на время дрейфа электронов ионизации, по задержке между первым и вторым сигналами определяется третья координата первоначальной точки взаимодействия.

dN/dt, dru -+Ua 1 -LXe F -3W W -10A B -1 10 10 10 - Uc m, kg (а) (б) Рис.10. Принцип работы «бесстеночного» эмиссионного детектора (а) и скорость счета гамма-квантов от естественной радиоактивности окружающих материалов (б) как функция массы центрального чувствительного объема А жидкоксеноновом заполнении общей массой 10, 100, 300 и 1000 кг по данным коллаборации LUX: сцинтилляционная вспышка в точке взаимодействия слабовзаимодейcтвующей частицы W с рабочим веществом детектора – конденсированным благородным газом LXe, помещенным в электрическое поле F; 2 электролюминесцентная вспышка в газе, инициированная электронами ионизации, вытянутыми из LXe и дрейфующими через равновесную газовую фазу в достаточно сильном электрическом поле; 3 матрица фотоумножителей, регистрирующих сцинтилляционную и электролюминесцентную вспышки; A чувствительный объем, из которого выбираются полезные события; B защитный слой, в котором в основном происходят события, связанные с радиоактивностью окружающих материалов; UA потенциал анода, UC потенциал катода. Единица измерения гамма-фона: 1 dru = 1 событие/кг/кэВ/день.

3) Знание положения точки взаимодействия в трех-мерном пространстве используется для отбора событий происходящих в чувствительном объеме А (Рис.10).

Для достаточно больших и массивных детекторов, построенных из материалов с большой поглощающей способностью к ядерным излучениям (из жидкого ксенона, например), объем сверхчистого вещества детектора В, окружающего чувствительный объем А, играет роль защиты от радиоактивного излучения окружающих материалов.

В режиме активной защиты слой В используется для отсева событий в объеме А, коррелированных по времени с событиями в объеме В. Это позволяет исключать события, произошедшие в результате многократных рассеяний фоновых частиц.

Дополнительным мощным методом отсева фоновых событий служит идентификация природы взаимодействия по соотношению долей энергии, затраченных на ионизацию и возбуждение рабочей среды детектора [32]. Важным преимуществом благородных сред перед многими другими материалами для рабочих сред детекторов является возможность их сверхтонкой очистки от примесей и долгоживущих радиоактивных изотопов. Особое место среди благородных сред принадлежит конденсированному ксенону, который, благодаря высокой плотности и большому атомному номеру, прекрасно поглащает гамма-кванты и может играть роль эффективной активной защиты от естественной радиоактивности.

Рис.10б иллюстрирует экранирующие свойства жидкого ксенона для нескольких гипотетических жидкоксеноновых детекторов с массой от 10 до 1000 кг, помещенных в одинаковые фоновые условия – в пещеру Дэвиса в шахте Homestake (Ю. Дакота, США), где в настоящее время готовится эксперимент LUX [33]. Видно, что в зависимости от выбранной чувствительной (fiducial) массы в центре детекторов разной общей массы достигается разный эффект в подавлении гамма-фона от естественной радиоактивности. Так, например, выбирая чувствительное ядро массой 10 кг, мы понижаем фон при переходе от 10-килограммового к 100-килограммовому детектору в 125 раз; при переходе от 100-кг детектора к 300-кг детектора ещ в 1раз, а при переходе от 300-кг детектора к 1000-кг детектору в 3 раза, т.е. в 10-кг ядре 1-тонного детектора уровень фона оказывается пониженным почти в 40000 раз по сравнению с незаэкранированным 10-кг детектором! При выборе детектора общей массой 10 тонн в чувствительном ядре массой 6 тонн активность гамма-фона с энерговыделением 5-25 кэВ составит 10-5 dru.

В Главе 6 рассматриваются задачи, связанные с необходимостью поиска редких событий, при которых в детекторе выделяется энергия, едва достаточная для генерации сигналов, измеримых современной электроникой. К числу таких задач относятся фундаментальные эксперименты по поиску небарионной темной материи, безнейтринного бета-распада, когерентного рассеяния реакторных антинейтрино, измерение спектра солнеченых нейтрино pp-цикла.

В эмиссионных детекторах на конденсированных благородных газах каждое событие регистрируется по двум независимым каналам: сцинтилляции, которая возникает при возбуждениее атомов среды, и ионизации, которая является результатом рождения электроно-ионных пар при утилизации поглощенной в рабочем детекторе энергии. Для дискриминации фонов используется селекция по величине отношения сигналов возбуждения (сцинтилляции S1) к сигналам ионизации (электролюминесценции S2) для отличия электронов (продуктов основных фонов от естественной радиоактивности) от ядер отдачи (продуктов когерентного рассеяния нейтрино и вимпов). Плотные ядерные треки дают меньшую величину S2/S1, чем менее плотные электронные треки. Это хорошо видно по данным, полученным на исследовательском двухканальном эмиссионном детекторе коллаборации LUX (Рис.11). Ионизационный выход с обоих типов треков возрастает по мере снижения энергии, причем темп роста заметно увеличивается ниже 20 кэВr (кэВ по ядрам отдачи). При анализе данных в эксперименте XENON10 был выбран порог регистрации 4.5 кэВr по ядрам отдачи. При этой энергии эффективность режекции гамма-фона по описанному выше методу составляла 99.9%, снижаясь до 99.3% при keVr. Заметим, что при таких энергиях дрейфое электрическое поле не оказывало существенного влияния на ионизационных выход. Эффективность дискриминации была ограничена только шириной распределения ионизационного выхода, то есть преимущественно определялось флуктуациями рекомбинации [34].

(а) (б) Рис.11. log10(S2/S1) величина в зависимости от энергии для электронов от 1взаимоденйствий гамма-квантов с энергией 662 кэВ от источника Cs (а) и ядер отдачи от нейтронного источника AmBe (б) в жидком ксеноне: красная линия – средняя величина распределения для электронов; зелная линия – средныы величина распределения для ядер отдачи; чрная линия – эффективность дискриминации 99% [34].

Современные эмиссионные детекторы с цифровым считыванием информации способны идентифицировать многоточечные события как в виде протяженных треков, так и в виде нескольких ионизационных кластеров, возникших одновременно, но распределенных по объему детектора. Согласно компьютерным симуляциям, проведенным коллаборацией LUX, для жидкоксенонового детектора массой 350 кг нейтронный фон будет понижен в 20 раз, если отсеивать события, состоящие из нескольких ионизационных кластеров, распределенных по всему объему, которые могут быть следствием многократного рассеяния нейтронов. В детекторе общей массой 10 тонн в чувствительном ядре массой 6 тонн за счет отсева по многократному рассеянию возможно понижение фона от нейтронов с общим энерговыделением 5-кэВ более, чем на 4 порядка [33].

Необычные много-кластерные события такие, как пять кластеров, лежащие в одной плоскости могут служить уникальным признаком позитронного двойного бетараспада [35].

-42 10 -, см- Liquid Xenon --1 10 m, ГэВ/с(а) (б) Рис.12. Схема устройства жидкоксенонового эмиссионного детектора XENON10 (а) и сечение упрогого спин-незасисимого рассеяния вимпов в зависимости от их массы (б): 1- вакуумный криостат; 2 – медная головка криокулера; 3 – теплообменник для газообразного ксенона; 4 – верхняя матрица из 48 фотоумножителей; 5 – сетки; 6 – дрейфовые кольца внутри тефлонового отражателы; 7 – сетчатый катод; 8 – нижняя матрица из 32 фотоумножителей.

Первый истинно «безстеночный» эмиссионный детектор XENON10 был построен коллаборацией XENON для поиска холодного темного вещества в форме вимпов.

Схема устройства детектора представлена на Рис.12. Детектор содержал 17 кг жидкого ксенона, вложенного в цилиндрический рефлектор из тефлона, игравшего роль светособирающей структуры и изолятора, поддерживавшего дрейфовые кольца для формирования однородного дрейфового поля в объеме диаметром и высотой около 20 см. Для съема сигналов использовались две матрицы фотоумножителей с квадратными входными окнами 2,5х2,5 см2 из кварца и металлическими корпусами (Hamamatsu R8520-AL): одна из них содержала 48 ФЭУ и располагалась в газе, а вторая содержала 32 (41 после последней модификации) ФЭУ и располагалась в жидкости под сетчатым катодом. Детектор был помещен в вакуумный криостат общими размерами 70х100 cм2 и при проведении эксперимента в итальянской подземной лаборатории Laboratori Nazionali del Gran Sasso (LNGS) окружался пассивной защитой из полиэтилена толщиной 30 см (2,2 тонны) и свинца толщиной 23 см (27 тонн). Детектор XENON10 экспонировался в LNGS в 2006-2008 годах.

Эмиссионный детектор XENON10 позволил установить лучший предел на спиннезависимые взаимодействия в 2007 году [36] и спин-зависимые взаимодействия с 129 1изотопами Xe и Xe в 2008 году [37]. На основе ненаблюдения сигналов от вимпов в 5,4 кг чувствительном ядре детектора было исключено формирование темного вещества в значительной части параметрического пространства «сечениемасса», включая нейтралино, а также тяжелых Майорановских нейтрино с массами в диапазоне от 10 ГэВ/c2 до 2 ТэВ/c2 [38].

Скорость счета фоновых одно-кластерных событий в чувствительном ядре массой 5,4 кг составляла в среднем 0,6 события/кэВee/кг/день*. Из-за относительно небольшого размера XENON10 подавление фонов, благодаря эффекту самоэкранировки было не очень эффективное, поэтому пришлось использовать довольно мощную пассивную защиту. Тем не менее, опыт работв с XENON10 ясно показал, что трехмерная позиционная чувствительность и выбор событий на удалении от стенок чрезвычайно важны для повышения чувствительности низкофонового эксперимента.

Другой перспективный эксперимент по поиску вимпов ставит коллаборция LUX (Large Underground Xenon). Целью этого эксперимента является постановка эксперимента с мишенью из жидкого ксенона массой 300 кг, скорость счета событий в котором будет ограничена величиной 1 событие/100 кг/месяц (Рис.12). Детектор LUX состоит из двух вложенных друг в друга цилиндров из низкофонового титана [33]. Внутренний сосуд окружен медным экраном и охлаждается до температуры 165-190 K с помощью жидкоазотного термосифона.

* Единица кэВee используется для энергии фоновых электронов, кэВr – эквмвалентная энергия для ядер отдачи.

Рис.13. Художественное изображение детектора LUX в водяной защите в пещере Дэвиса шахты Homestake на глубине 4,5 км водного эквивалента. Коллаборация LUX.

Эксперимент LUX ставит целью зарегистрировать или исключить возможность существования вимпов со спин-независимым сечением рассеяния на нуклоне 7·10-cм2, что эквивалентно скорости счета событий 0,5 события/100кг/месяц в чувствительном ядре детектора массой 100 кг при общей массе жидкого ксенона 3кг. Для достижения поставленной цели по уровню фонов детектор LUX будет установлен в подземной в шахте Homestake на глубине 7200 метров водного эквивалента в недавно созданной подземной лаборатории DUSEL (Deep underground science and engineering laboratory) и использовать чистую воду в качестве пассивной защиты. Расчеты, проведенные методом Монте-Карло, показали, что 2,5-метровый слой воды понижает поток нейтронов с энергией >100 кэВ более, чем в 100 раз. Это означает, что при минимальной толщине воды 2,5 м в любом направлении активность окружающих пород по гамма-квантам и нейтронам будет подавлена до уровня радиоактивности внутренних компонент детектора. В дальнейшем планируется окружить детектор жидким сцинтиллятором в качестве дополнительной активной защиты против нейтронов.

Несмотря на относительно недавнее признание эмиссионных детекторов как перспективного инструмента в области неускорительной физики, эта методика уже отличилась несколькими мировыми рекордами. В 2007 году после 136 кг·день экспозиции детектора XENON10 в подземной лаборатории Гран Сассо был получен лучший предел на вимп-нуклон спин-независимое сечение, оставивший позади долгое время лучший эксперимент на криогенных германиевых и кремниевых детекторах CDMS [36-38]. В начале 2009 года лучшее ограничение на спин-зависимое рассеяние вимп-нуклон установлено с помощью эмиссионного детектора ZEPLIN-III, установленного в Англии в шахте Boulby Mine. Подробный обзор экспериментов по поиску вимпов с помощью эмиссионных детекторов можно найти в монографии [1].

Ожидается, что эмиссионные детекторы следующего поколения будут использовать до 20 тонн жидкого ксенона для решения нескольких задач, включая поиски двойного бета-распада и регистрацию солнечных нейтрино. В жидкоксеноновых детекторах с массой 10 тонн и выше подавление фона от радиоактивности окружающих меатериалов уже будет настолько сильным, что взаимодействия солнечных нейтрино станут основным фактором, ограничивающим чувствительность экспериментов. В этом случае нейтрино pp-цикла будут постоянной компонентой в диапазоне 0-кэВee со скоростью счета 1.2·10-5 событий/кэВee/кг/день.

Регистрация нейтрино низких энергий рассматривается как одна из перспективных физических задач для эмиссионных детекторов на благородных газах. Особый интерес представляет возможность наблюдения (A)-когерентного рассеяния, благодаря нейтральным токам. Этот эффект может быть использован для эффективной регистрации реакторных антинейтрино, однако никогда не наблюдался, несмотря на относительно большое сечение порядка 10-39 cм2, по той причине, что максимальная кинетическая энергия ядер отдачи в этом процессе не превышает нескольких десятков кэВ.

Ещ одна интригующая возможность использования эмиссионных детекторов – регистрация двойного позитронного безнейтринного распада [35]. В жидком ксеноне + и крптоне 2 распад выглядит, как 5 точечно-подобных ионизационных кластеров, лежащих в одной плоскости, причем, центральный кластер имеет хорошо 124 + определенную энергию: 822 кэВ в случае Xe (2 0 )-распада и 833 кэВ в случае 78 + Kr (2 0 )-распада. Четыре кластера, окружающие центральный кластер, помещаются в круге радиусом 15 см с ~80% вероятностью, и представляют собой следы треков Комптоновских электронов или (с меньшей вероятностью) фотоэлектронов от взаимодействий 511-кэВных аннигиляционных гамма-квантов с + + благородными жидкостями. В случаях (2 2 )-распада и K (2 )-распада общая топология событий будет такая же, как и в случае безнейтринных распадов, за тем только исключением, что энерговыделение в центральной точке будет менее определенным.

+ В случае K (0 )-захвата полезные события будут состоять из 3 кластеров, лежащих на одной прямой. Причем, центральный кластер будет иметь энергию 18кэВ (124Xe) или 1855 кэВ (78Kr), а два кластера от взаимодействий аннигилляционных гамма-квантов будт находиться в пределах 15 см по обе стороны от центрального + кластера с вероятностью 90%. По воле случая размеры плоских фигур 2 -“креста” и + K -“линии” практически одинаковы в жидких криптоне и ксеноне вблизи соответствующих тройных точек.

В Главе 7 рассматривается перспектива использования детекторов на чистых благородных газах для построения изображений полей ядерных излучений. Одним из наиболее важных направлений использования технологии изображения полей ядерных излучений, несомненной, является ядерная медицина, в которой ионизирующие излучения используются для изображения внутренних органов человека in vivo, например, для ранней диагностики онкологических заболеваний [4].

Как было показано в Главе 3, ксеноновые электролюминесцентные детекторы обладают прекрасным энергетическим и трехмерным пространственным разрешением, поэтому эта детекторная технология была рассмотрена с точки зрения возможности создания гамма камеры для SPECT [29, 30]. Слева на Рис.14 показано изображение свинцового бар-фантома в свете 60-кэВ гамма излучения от точечноподобного гамма-источника, помещенного на расстоянии 1,5 м от входного окна сцинтилляционной дрейфовой камеры СДК-19, описанной в Разделе 3.3.2. Ширина свинцовых полосок фантома в четырех секторах составляла 2,5 мм (слева нижний квадрант), 3 мм (слева верхний квадрант), 3,5 мм (справа верхний квадрант) и 4 мм (справа нижний квадрант). Справа на Рис.14 показано распределение плотности точек в сечении нижнего левого квадранта на линии Y= -5 см. Видно, что контраст изображения в левом нижнем квадранте составляет около 50%. На период создания детектора СДК-19 (1983 год) лучшие сцинтилляционные гамма камеры не способны были различить структуру левых секторов в аналогичных условиях.

Относительным недостатком сцинтилляционной дрейфовой камеры можно считать невысокую скорость счета в трехмерном режиме работы. В двухмерном режиме гамма камеры Ангера скорость счета ограничена только длительностью электролюминесцентной вспышки (порядка 1 микросекунды) и может составлять сотни килоГерц. В режиме запуска от сцинтилляций (трехмерная мода) скорость счета ограничена временем дрейфа электронов через весь дрейфовый промежуток. В детекторе СДК-19 при 3,7 см дрейфовом промежутке скорость счета не превышала кГц. Заметим, что скорость счета можно увеличить в 2-3 раза при добавлении к 4 ксенону нескольких процентов примеси Не или Не, ускоряющей скорость дрейфа электронов.

(а) (б) Рис.14. Изображение свинцового бар-фантома, полученное с точечно-подобным 2источником Am, установленным на расстоянии 1,5 мм от входного окна детектора СДК-19 (а) и распределение плотности точек в сечении нижнего левого квадранта на линии Y=-5 см (б), полученные с помощью детектора СДК-19.

Коллимация входного гамма-излучения с целью выделения определенного направления прилета гамма-квантов – основной фактор, ограничивающий качество изображений, получаемых в SPECT. Чтобы обойти это ограничение, было предложено заменить механический коллиматор на «электронный», т.е. определять направление прилета гамма-квантов не физической апертурой, поглощающей большую часть гамма-квантов, испущенных изучаемым объектом, а электронным способом, используя эффект комптоновского рассеяния [5]. В комптоновской камере событием служит пара взаимодействий – комптоновское рассеяние и фотопоглащение – регистрируемых в совпадении. Точка комптоновского рассеяния задает положение вершины конуса, поверхность которого определяет направления возможного прихода гамма-кванта, ось конуса лежит на линии, соединяющей точки комптоновского рассеяния и фотопоглощения, а половинный угол раствора конуса определяется следующим уравнением сos = 1 – mec2[1/Ea – 1/(Ea + Es)], (6) где Es – энергия, выделенная в точке комптоновского рассеяния, Ea – энергия, выделенная в точке фотопоглащения. Неопределенность в определении положения конуса зависит как от точности измерения энерговыделений, так и точности измерения в трехмерном пространстве координат точек взаимодействий.

Сцинтилляционная дрейфовая камера СДК-19 на сжатом ксеноне была испытана в режиме комптоновской камеры для SPECT в компании Nuclear Medicine Group of Siemens Medical Systems в середине 1990-х [39]. Это был первый прибор, использующий и сцинтилляцию и электролюминесценцию благородного газа для получения трехмерного изображения и яркости (выделынной энергии) многокластерных (от 1 до 3) событий с энерговыделениями в диапазоне 30-90 кэВ на кластер и 140 кэВ общей выделенной в событии энергии. Несмотря на превосходные качества детектора СДК-19, ширина на полувысоте функциии углового разрешения оказалась весьма большой - 19о, что означает, что пространственное разрешение ксенонового детектора в комптоновском режиме не может быть лучше 2 см.

Подобный неблагоприятные результат дали и независимые испытания комптоновской камеры на германии. Эти результаты были объяснены тем, что рассеяние гаммаквантов происходит не на свободных электронах, а на связанных в атомах [40].

Компьютерные расчеты методом Монте-Карло показали (Рис.15), что уширение спектра комптоновских электронов за счет Допплер-эффекта особенно существенно для рассеяния на тяжелых атомах гамма-квантов, а с учетом энергетического разрешения детектора рассеяния угловое разрешение сильно зависит от угла рассеяния при небольших энергиях гамма-квантов [5]. В целом, допплеровское уширение спектра рассеянных электронов значительно влияет на работу комптоновской камера в диапазоне энергий гамма-квантов 300 кэВ. В результате этого исследования была выдвинута концепция электролюминесцентной камеры для SPECT, состоящей из двух независимых камер – рассеивающей, заполненной легким благородным газом (неоном, например) или кремниевыми микростриповыми детекторами, и поглощающей, заполненной ксеноном [41].

Для гамма-квантов высоких энергий (> 500 кэВ) детектор может быть гомогенным и заполненным тяжелым плотным веществом, например, жидким ксеноном или германием. Для гамма-квантов низких энергий ( 300 кэВ) детектор должен состоять из двух независимых частей – детектора рассеяния, где премущественно происходит комптоновское рассеяния и детектора поглощения, где рассеянный гамма-квант поглощается, в идеальном случае – в виде цилиндрической камеры, окружающей тело пациента.

E = 140. 8 0.0. E = 391.20 40 60 80 100 120 140 160 1 (а) (б) Рис.15. Распределение энергетических потерь гамма-кванта с энергией 140,5 кэВ после Комптоновского рассеяния под углом 45о на атомах кремния, аргона и германия (а) и собственное угловое разрешение комптоновской камеры (град.FWHM) в зависимости от угла рассеяния для различных энергетических разрешений (цифрами с указателями показаны энергетические разрешения в единицах %FWHM) детектора рассеяния и для двух энергий, показанных в единицах кэВ (б).

Ключевым параметром комптоновской камеры для сравнения с наиболее прогрессивной современной системой SPECT может служить фактор усиления чувствительности, который можно определить как G = ( / ) k kE / m, (7) CC AC где и - полные эффективности регистрации (включая геометрические CC AC эффективности) для комптоновской камеры и для гамма камер Ангера в гамматомографе, k 0,5 – доля комптоновских событий, произошедших в диапазоне углов рассеяния = {30o;100o}, в котором можно рассчитывать на хорошее угловое разрешение, kE – доля событий «рассеяние-поглощение», выбранных в заданном энергетическом окне, m – фактор «множественности», который показывает насколько больше надо собрать полезных событий в комптоновской камере по сравнению с гамма-камерой с механической коллимацией для того, чтобы достичь того же отношения сигнал/шум в реконструированном изображении. Согласно данным, приведенным в работе [41] фактор m лежит в пределах между 3 и 10. Согласно данным приведенным в Таблице 7.1, чувствительность цилиндрической комптоновской камеры превышает в 50 раз чувствительность гамма-томографа из трех гамма камер Ангера, а, это значит, можно получить изображение лучшего качества, а благодаря более высокому быстродействию (фактор 300) – обеспечить динамический имаджинг, например, изображение кровотока работающего сердца.

В этой главе также показано, что жидкий ксенон – один из перспективных детекторных материалов для ПЭТ систем нового поколения [4, 6]. Принципиальное преимущество ПЭТ детектора на основе жидкого ксенона – возможность определения точки поглощения аннигиляционного гамма-кванта по глубине детектора, что позволяет улучшить качество реконструируемого изображения, а также доступность ксенона в значительных количествах и по умеренной цене.

В Заключении сформулированы основные результаты диссертационной работы, отмечены проблемы, которые нуждаются в более углубленной проработке, а также поставлены задачи, не нашедшие отражения в настоящей работе, но представляющие интерес для дальнейшего развития технологии позиционной-чувствительной регистрации частиц и полей излучений с предельно низкими ионизационными потерями в рабочем веществе детекторов.

СПИСОК ОСНОВНЫХ ПУБЛИКАЦИЙ ПО ТЕМЕ ДИССЕРТАЦИИ 1. Bolozdynya A. Emission Detectors, World Scientific Publishing Co., 2010. 220 pp.

2. Aprile E., Bolotnikov A., Bolozdynya A., Doke T. Noble Gas Detectors, John Willey & Sons, 2006. 320 pp.

3. Барабаш A. и Болоздыня A. Жидкостные Ионизационные Детекторы. Москва:

Энергоатомиздат, 1993. 240 стр.

4. Bolozdynya A. Noble Gas Detectors, In “Emission Tomography: The Fundamentals of PET and SPECT. Eds. M.N.Wernick and J.N.Aarsvold. New York: Academic Press”, 2004, pp.359-382.

5. Rogers L., Clinthrone N., and Bolozdynya A. Compton Cameras, In “Emission Tomography: The Fundamentals of PET and SPECT. Eds. M.N.Wernick and J.N.Aarsvold. New York: Academic Press”, 2004, pp.383-420.

6. Chen M. and Bolozdynya A. Radiation Detector and Tomography, U.S. Patent # 5,665,971, Sep.9, 197. Мищенко С. И., Месонжик Ю.М., Нестерцов В.Е., Калашников С.Д., Кривошеин В.Л., Болоздыня А.И., Мирошниченко В.П., Родионов Б.У., Егоров В.В. Детектор для гамма-камер, Авторское свидетельство СССР № 1192194, июль 15, 1985.

8. Анисимов С.Н., Барабаш А.С., Болоздыня А.И., Стеханов В.Н. Мойдодыр – установка для искровой очистки жидкого криптона, используемого в жидкостных детекторах, Препринт ИТЭФ 87-106, Москва: ЦНИИАтоминформ, 1987;

Instruments and Experimental Techniques, 1991, v.34(2), pp. 313–316.

9. Анисимов С.Н., Болоздыня А.И., Стеханов В.Н., Мирошниченко В.П., Родионов Б.У. Сцинтилляторы на основе и конденсированного криптона диаметром 0,метра, Приборы и техника эксперимента, 1984, №6, стр.51-55.

10. Bolozdynya A., Egorov V., Koutchenokov A., Safronov G., Smirnov G., Medved S. and Morgunov V. A high pressure xenon self-triggered scintillation drift chamber with 3D sensitivity in the range of 20–140 keV deposited energy, Nucl. Instrum. Meth. A, 1997, v.385, pp. 225-238.

11. Bolozdynya A. I., Brusov P. P., Shutt T., Dahl C. E., Kwong J. A chromatographic system for removal of radioactive Kr from xenon, Nucl Instr. Meth. A, 2007, v.579, pp. 50-53.

12. Angle J., Aprile E., Arneodo F., Baudis L., Bernstein A., Bolozdynya A., Coelho L., Dahl E., Deviveiros L., Ferella A., Fernandes L., Fiorucci S., Gaitskell R J., Giboni KL., Gomez R., Hasty R., Kwong J., Lopes J. A. M., Madden N., Manalaysay A., Manzur A., Mckinsey D., Monzani M E., Ni K., Oberlack U., Orboeck J., Plante G., Santos J., Shagin P., Shutt T., Sorensen P., Winant C., Yamashita M. First results from the XENON10 dark matter experiment at the Gran Sasso National Laboratory, Phys. Rev.

Lett., 2008, v.100, 02303, pp. 1-5.

13. Angle J., Aprile E., Arneodo F., Baudis L., Bernstein A., Bolozdynya A., Coelho L., Dahl E., Deviveiros L., Ferella A., Fernandes L., Fiorucci S., Gaitskell R J., Giboni KL., Gomez R., Hasty R., Kwong J., Lopes J. A. M., Madden N., Manalaysay A., Manzur A., Mckinsey D., Monzani M E., Ni K., Oberlack U., Orboeck J., Plante G., Santos J., Shagin P., Shutt T., Sorensen P., Winant C., Yamashita M. (XENON10 Collaboration).

Limits on Spin-Dependent WIMP-Nucleon Cross Sections from the XENONExperiment, Phys. Rev. Lett. 2008, v.101, 091301.

14. Angle J., Aprile E., Arneodo F., Baudis L., Bernstein A., Bolozdynya A., Coelho L., Dahl E., Deviveiros L., Ferella A., Fernandes L., Fiorucci S., Gaitskell R J., Giboni KL., Gomez R., Hasty R., Kwong J., Lopes J. A. M., Madden N., Manalaysay A., Manzur A., McKinsey D., Monzani M E., Ni K., Oberlack U., Orboeck J., Plante G., Santos J., Shagin P., Shutt T., Sorensen P., Winant C., Yamashita M. Constrains on inelastic dark matter from XENON10, Phys. Rev. D, 2009, v. 80, 1150 15. Bolozdynya A. I., Bradley A. W., Brusov P. P., Dahl C. E., Kwong J., Shutt T. Using a wavelength shifter to enhance the sensitivity of liquid xenon dark matter detectors, IEEE Trans. Nucl. Sci., 2008, v.55, pp.1453-1457.

16. Aziz T. (L3P Collaboration). L3P: Lepton and Photon Precision Physics, Preprint CERN-LHCC-92-05 110p; Nucl. Instr. & Meth. A 1993, v.325, рр. 23-17. Chen M., Mullins M., Pelly D., Shotkin S., Sumorok K., Akyuz D., Chen E., Gaudreau M.P.J., Bolozdynya A., Tchernyshev V., Goritchev P., Khovansky V., Koutchenkov A., Kovalenko A., Lebedenko V., Vinogradov V., Gusev L., Sheinkman V., Krasnokutsky R.N., Shuvalov R.S. Homogeneous scintillating LKr/Xe calorimeters, Nucl. Instrum.

Meth. A, 1993, v.327, pp. 187-192.

18. Akimov D.Yu., Bolozdynya A.I., Churakov D.I., Lamkov V.A., Sadovsky A.A., Safronov G.A., Smironov G.N. The influence of Xe doping on LKr scintillations, Nucl.

Instr. Meth. A, 1993, v. 332, pp. 575-576.

19. Akimov D.Yu., Bolozdynya A.I., Churakov D.I., Lamkov V.A., Sadovsky A.A., Safronov G.A., Smironov G.N. Scintillating LXe/LKr electromagnetic calorimeter, IEEE Trans. Nucl. Sci. 1995, v.42, pp.2244-2249.

20. Akimov D.Yu., Bolozdynya A.I., Churakov D.I., Stekhanov V.N., Safronov G.A., Smironov G.N., Chen M. Development of scintillation LXe/LKr electromagnetic calorimeter with wavelength shifting light collection, Nucl. Instrum. Meth. A 1996, v.

379, pp.484-487.

21. Akimov D.Yu., Bolozdynya A.I., Churakov D.I., Stekhanov V.N., Safronov G.A., Smironov G.N., Chen M. Development of scintillation LXe/LKr electromagnetic calorimeter with wavelength shifting light collection, Nucl. Instrum. Meth. A 1996, v.

379, pp.484-487.

22. Arodzero A., Bolozdynya A., Bolotnikov A., Proctor A., Richards J. Two-channel highpressure helium-3 scintillation neutron detector, IEEE Trans. Nucl. Sci., 2004, v.51, pp.

322-327.

23. Bolozdynya A. and DeVito R. Vibration-proof High-Pressure Xenon Electroluminescence Detector, IEEE Trans. Nucl. Sci. 2004, v.51, n.3, pp.931-933.

24. Bolozdynya A. I. Transport of excess electrons through and along condensed krypton interface, Proc. 3rd Int. Conf. Porp. And Appl. Diel. Materials, July 8-12, 1991, Tokyo, Japan, pp. 841-844.

25. Анисимов С.Н., Болоздыня А.И., Стеханов В.Н. Локализация и дрейф электронов под поверхностью конденсированного криптона, Письма в ЖЭТФ 1984, т. 40(3), стp. 829-832.

26. Болоздыня А.И., Егоров О.К., Коршунов А.А., Соколов Л.И., Мирошниченко В.П., Родионов Б.У. Первые наблюдения треков частиц в конденсированном веществе, полученные эмиссионным методом, Письма в ЖЭТФ, 1977, т. 25, стp. 401-404.

27. Bolozdynya, A. I., Egorov, O. K., Sokolov, L. I., Miroshnichenko, V. P. and Rodionov, B.U. Solid Krypton Emission Chamber, in “Solid State Nuclear Track Detectors”. Ed.

H. Francois et al., Oxford-New York: Pergamon Press, 1980, pp. 29-32.

28. Болоздыня А.И., Егоров О.К., Мирошниченко В.П., Родионов Б.У., Шувалова Е.Н.

Новая возможность поиска поиска слабоионизирующих частиц, Элементарные частицы и космические лучи, вып.5, 1981, Москва: Атомиздат, стр. 65-72.

29. Egorov, V. V., Miroshnichenko, V. P., Rodionov, B. U., Bolozdynya, A. I., Kalashnikov, S. D. and Krivoshein, V. L. Electroluminescence emission gamma-camera, Nucl. Instrum. Meth. 1983, v.205, pp. 373-374.

30. Болоздыня А.И., Егоров В.В., Калашников С.Д., Кривошеин В.Л., Мирошниченко В.П., Родионов Б.У. Электролюминесцентная эмиссионная камера с конденсированным ксеноном в качестве рабочего вещества, Приборы и Техника Эксперимента, 1985, №4, стp. 43-45.

31. Bolozdynya A.I., Egorov V.V., Miroshnichenko V.P., Rodionov B.U. Emission detectors, IEEE Trans Nucl. Sci. 1995, v.42, pp.565-569.

32. Kwong J., Brusov P., Shutt T., Dahl C.E., Bolozdynya A.I., Bradley A. Scintillation Pulse Shape Discrimination in a Two-Phase Xenon Time Projection Chamber, Nucl.

Instrum. Meth. A, 2010, v.612, pp. 328-333.

33. McKinsey D.N. (LUX Collaboration). The LUX dark matter search, J. Phys. Conf. Ser., 2010, v.203, 012026. 3pp.

34. Shutt T., Dahl C E., Kwong J., Bolozdynya A. and Brusov P. Performance and fundamental processes at low energy in a two-phase liquid xenon dark matter detector, Nuclear Physics B: Proceedings Supplement, 2007, v.173, pp. 160–163.

35. Bolozdynya A., Egorov V., Koutchenokov A., Safronov G., Smirnov G., Medved S. and Morgunov V. An electroluminescence emission detector to search for double beta positron decays of 134Xe and 78Kr, IEEE Trans. Nucl. Sci., 1997, v.44, pp. 1046-1051.

36. Angle J., Aprile E., Arneodo F., Baudis L., Bernstein A., Bolozdynya A., Coelho L., Dahl E., Deviveiros L., Ferella A., Fernandes L., Fiorucci S., Gaitskell R J., Giboni KL., Gomez R., Hasty R., Kwong J., Lopes J. A. M., Madden N., Manalaysay A., Manzur A., Mckinsey D., Monzani M E., Ni K., Oberlack U., Orboeck J., Plante G., Santos J., Shagin P., Shutt T., Sorensen P., Winant C., Yamashita M. First results from the XENON10 dark matter experiment at the Gran Sasso National Laboratory, Phys. Rev.

Lett., 2008, v.100, 02303, pp. 1-5.

37. Angle J., Aprile E., Arneodo F., Baudis L., Bernstein A., Bolozdynya A., Coelho L., Dahl E., Deviveiros L., Ferella A., Fernandes L., Fiorucci S., Gaitskell R J., Giboni KL., Gomez R., Hasty R., Kwong J., Lopes J. A. M., Madden N., Manalaysay A., Manzur A., Mckinsey D., Monzani M E., Ni K., Oberlack U., Orboeck J., Plante G., Santos J., Shagin P., Shutt T., Sorensen P., Winant C., Yamashita M. (XENON10 Collaboration).

Limits on Spin-Dependent WIMP-Nucleon Cross Sections from the XENONExperiment, Phys. Rev. Lett. 2008, v.101, 091301.

38. Angle J., Aprile E., Arneodo F., Baudis L., Bernstein A., Bolozdynya A., Coelho L., Dahl E., Deviveiros L., Ferella A., Fernandes L., Fiorucci S., Gaitskell R J., Giboni KL., Gomez R., Hasty R., Kwong J., Lopes J. A. M., Madden N., Manalaysay A., Manzur A., Mckinsey D., Monzani M E., Ni K., Oberlack U., Orboeck J., Plante G., Santos J., Shagin P., Shutt T., Sorensen P., Winant C., Yamashita M. Constrains on inelastic dark matter from XENON10, Phys. Rev. D, 2009, v. 80, 115039. Bolozdynya A., Egorov V., Koutchenokov A., Safronov G., Smirnov G., Medved S. and Morgunov V. High pressure xenon electronically collimated camera for low energy gamma ray imaging, IEEE Trans. Nucl. Sci., 1997, v.44, n.6, 2408-2440. Ordonez C.E., Bolozdynya A.I., and Chang W. Doppler broadening of energy spectra in Compton scatter cameras, 1997 IEEE Nucl. Sci. Sym Med. Imag. Conf. Rec., v.2, pp. 1361-1365.

41. Bolozdynya A.I., Ordonez C.E. and Chang W. A concept of cylindrical Compton camera for SPECT, 1997 IEEE Nucl. Sci. Sym Med. Imag. Conf. Rec., v.2, pp. 10471051.






© 2011 www.dissers.ru - «Бесплатная электронная библиотека»

Материалы этого сайта размещены для ознакомления, все права принадлежат их авторам.
Если Вы не согласны с тем, что Ваш материал размещён на этом сайте, пожалуйста, напишите нам, мы в течении 1-2 рабочих дней удалим его.