Содержание к диссертации
Введение
Глава 1. Современные исследования двойного бета распада .
1.1 Элементы теории двойного бета распада 8
1.1.1. 2урр-распад 8
1.1.2. Ovpp-распад 11
1.2 Экспериментальные исследования двойного бета распада 18
1.2.1 Геохимические эксперименты 18
1.2.2 Прямые эксперименты 19
Глава 2. Описание эксперимента.
2.1 Выбор детектора и изотопа 26
2.2 Общая схема эксперимента. 26
2.3 Жидкоаргоновый ионизационный детектор 28
2.3.1 Система электродов 29
2.3.2 Изотопы 30
2.4 Пассивная защита 31
2.5 Система газообеспечения 32
2.6 Электроника и набор данных 34
2.7 Контроль за рабочими параметрами детектора. 36
Глава 3. Моделирование отклика детектора методом Монте Карло .
3.1 Общее описание программы 38
3.2 Расчет 2v моды Рр распада 100Мо 39
3.3 Расчет 0v моды рр распада 100Мо 42
3.4 Моделирование распада 42Аг в детекторе 43
3.5 Моделирование фоновых процессов 45
3.6 Моделирование отклика детектора на облучение калибровочным у-источником 47
Глава 4. Обработка данных и калибровка детектора .
4.1 Чтение с магнитной ленты и декодирование событий 48
4.2 Визуализация данных. Одиночные и двойные события 49
4.3 Подготовка данных к обработке высокого уровня. Создание ntuple 51
4.4 Параметризация и фитирование сигналов без формировки 53
4.5 Определение разрешения детектора по z-координате 56
4.6 Предварительный отбор событий-кандидатов на рр-распад 57
4.7 Окончательный отбор событий-кандидатов на рр-распад 58
4.8 Калибровка детектора 59
Глава 5. Физические результаты
5.1 Результаты анализа двойного бета распада 1(>(>Мо 62
5.1.1 0v распад 62
5.1.2 Ov% распад 64
5.1.3 2vpp распад 66
5.2 Измерение концентрации 42Аг и активности 222Rn в жидком аргоне 68
5.3 Анализ данных геохимического эксперимента с баритом 70
5.3.1 Экспериментальные данные 71
5.3.2 Ограничение на периоды полураспадов 130Ва и 132Ва и обсуждение результатов 72
Заключение 74
Список цитируемой литературы 78
- Экспериментальные исследования двойного бета распада
- Жидкоаргоновый ионизационный детектор
- Моделирование распада 42Аг в детекторе
- Параметризация и фитирование сигналов без формировки
Введение к работе
Двойной бета распад - исключительно редкий переход между двумя ядрами с одинаковыми атомными массами, приводящий к изменению электрического заряда ядра на две единицы. Известно, что та мода двойного бета распада (рр), в которой испускается два электрона (позитрона) и не испускается антинейтрино (нейтрино) дает нам в руки мощнейший инструмент для исследования закона сохранения лептонного числа и свойств нейтрино, рр распад представляет собой сложное переплетение физики элементарных частиц и атомного ядра. Среди проблем ядерной физики наиболее важны вопросы, связанные с идентификацией и определением ядерных матричных элементов, определяющих вероятность распада, С точки зрения же физики элементарных частиц существование безнейтринного двойного бета распада (Ovpp) тесно связано со следующими фундаментальными вопросами, выходящими за рамки Стандартной Модели электрослабых взаимодействий:
Несохранением лептонного числа;
Наличием у нейтрино массы, природой массы нейтрино;
Существованием правых токов в электрослабых взаимодействиях;
Существованием майорона;
Структурой хиггсовского сектора;
Суперсимметрией;
Существованием лептокварков;
Существованием тяжелого стерильного нейтрино;
Существованием составного нейтрино;
Традиционно наиболее "популярным" механизмом Ovpp распада является наличие у нейтрино массы майорановского типа (под майорановской частицей мы понимаем частицу тождественную своей античастице). Однако даже если основной механизм безнейтринного распада окажется иным, его обнаружение станет убедительным доказательством ненулевой майорановской массы нейтрино [I]. Кроме того, регистрация Ovpp распада будет означать нарушение закона сохранения полного лептонного числа. Учитывая, что Ovpp распад является чувствительнейшей проверкой фундаментальных параметров физики элементарных частиц, неудивительно, что исследование этого процесса вот уже несколько десятков лет привлекает как экспериментаторов, так и теоретиков.
В последнее время интерес к рр распаду сильно возрос. Это связано с обнаружением нейтринных осцилляции1, что однозначно свидетельствует о наличии у нейтрино ненулевой массы, а, значит, открывает новую эру в физике элементарных частиц, выходящую за рамки стандартной модели. Анализ результатов экспериментов с атмосферными [2] и солнечными [3] нейтрино не оставляет места для отличного от осцилляции решения. Дополнительным подтверждением этого вывода явились опубликованные в 2002 году данные эксперимента KamLAND [4], изучающего антинейтрино от реактора Анализ всех имеющихся данных позволяет сделать вывод, что решением "солнечной проблемы" являются нейтринные осцилляции в веществе (эффект Михеева-Смирнова-Вольфенштейна [5]) с большим углом смешивания (английская 1 Впервые гипотеза нейтринных осцилляции была выдвинута Б. Понтекорво в 1957 году [7]. аббревиатура - LMA MSW). В ближайшие 5-10 лет эксперименты MINOS, CNGS [6], а позднее еще более крупномасштабные эксперименты, использующие мегатонные детектора и, возможно, нейтринные фабрики [8], произведут прецизионные измерения элементов матрицы смешивания. Существуют, однако, по крайней мере, два фундаментальных вопроса нейтринной физики, на которые осцилляционные эксперименты не смогут ответить. Первый вопрос связан с природой массы нейтрино. С экспериментальной точки зрения единственным способом проверить, является ли нейтрино майорановской или дираковской частицей, может быть только исследование Ovpp распада. Второй вопрос связан с абсолютной массой нейтрино. Сами по себе нейтринные осцилляции несут информацию не об абсолютной массе, а о разности квадратов массовых состояний нейтрино. Для получения абсолютной привязки помимо безнейтринного двойного бета распада используются данные экспериментов, изучающих бета распад трития, а также космологические данные. В частности, опубликованные в 2003 году результаты анализа данных с космического спутника WMAP и др. позволили установить верхний предел на сумму масс покоя трех нейтрино: < 0,9 эВ [9]. В перспективе от космологических экспериментов можно ожидать значительно более жесткого предела. Однако результаты обработки данных этих экспериментов зависят от используемой модели, поэтому при любой чувствительности они не могут заменить лабораторные "земные" эксперименты. Среди последних наиболее жесткое ограничение на массу электронного нейтрино было получено из экспериментов по поиску Ovpp распада Ge: < 0,3 - 1,0 эВ (90% CL)2 [10,48]. В конце 2001 года несколько сотрудников коллаборации Heidelberg-Moscow заявили о наблюдении положительного эффекта на уровне 2 — 3 о [74]. Это заявление подверглось острой критике со стороны многих экспериментаторов, работающих в области двойного бета распада. В работах [47,128] авторы высказали серьезные сомнения в корректности процедуры идентификации пика от Ovpp распада. Однако недавно некоторые из авторов [74] опубликовали еще несколько работ (см., в частности, [129]), в которых заявляется, что с помощью нового анализа данных им удалось не только подтвердить наличие эффекта, но и увеличить его статистическую значимость до 4,2о. В любом случае говорить об открытии нового явления явно преждевременно. Необходимы новые более чувствительные эксперименты, как с 76Ge, так и с другими ядрами.
Отметим, однако, что в случае Ovpp распада речь идет об эффективной майорановской массе нейтрино <т^ (иногда обозначается как <т№>\ в то время как при исследовании кинематики бета распада трития напрямую измеряется абсолютная масса электронного нейтрино. Наиболее жесткое ограничение на mw было получено группами из Троицка и Майнца [61,63] и составило < 2,2 эВ при 90% у. д. в. В настоящее время идет подготовка эксперимента KATR1N, в котором планируется увеличить чувствительность к wwflo~0,2 3B[130].
Таким образом, изучение массивных нейтрино является уникальным инструментом, открывающим путь в "новую физику", а всестороннее исследование свойств нейтрино возможно только совместными усилиями разных экспериментов, описанных выше. Кроме того, уникальность двойного
Разброс связан с неопределенностями в расчетах ЯМЭ (см. ниже). бета распада заключается в возможности проверить идентичность нейтрино своей античастице. В настоящее время большинство теоретиков предпочитают майорановское решение дираковскому. Дело в том, что, если нейтрино -дираковская частица, становится трудно объяснить, почему mv настолько меньше других масс. При расширении минимальной модели и введении дираковской массы на электрослабом уровне не обойтись без тонкой настройки, чтобы обеспечить малость mv. С другой стороны, масса нейтрино в теориях великого объединения (ТВО) может генерироваться механизмом "see-saw" [И], Этот механизм основан на майорановской массе и, следовательно, есть механизм генерации исключительно нейтринных масс, что позволяет естественным образом объяснить тот факт, что нейтрино имеет массу, сильно отличающуюся от масс заряженных пептонов.
Наряду с Ovpp распадом представляется интересным и важным изучение рр распада, протекающего с испусканием двух нейтрино. Этот распад является процессом второго порядка по слабому взаимодействию, чем и обусловлена его исключительная редкость. Отметим, что 2у(ЗР-распад является разрешенным процессом в рамках стандартной модели электрослабых взаимодействий. Обнаружение 2vpp распада и прецизионное измерение его вероятности позволит экспериментально определить ядерные матричные элементы (ЯМЭ) соответствующих переходов. Вычисление ЯМЭ - чрезвычайно сложная задача физики ядра. По сей день, теоретики оценивают неопределенности в вычислениях ЯМЭ рр распада усредненным фактором 2, Это накладывает соответствующие ограничения на точность измерения эффективной майорановской массы нейтрино даже в случае надежного обнаружения Ovpp сигнала. Наличие экспериментально определенных ЯМЭ для 2vpp переходов может оказать неоценимую помощь в разработке корректной методики подобных расчетов [19].
Помимо этого исследования 2vpp распада могут быть чувствительной проверкой гипотезы о возможной зависимости фермиевской константы слабого взаимодействия Gf от времени [12,62].
Измерение массы нейтрино на уровне < 0,3 -1,0 эВ - чрезвычайно сложная экспериментальная задача. Учитывая также, упомянутые выше неопределенности в расчетах ЯМЭ, становится очевидной необходимость изучения как можно большего количества изотопов с применением различных методик регистрации двойного бета распада.
Настоящая работа посвящена исследованию двойного бета распада изотопа молибдена 100Мо с помощью многосекционной жидкостной ионизационной камеры. В качестве рабочего вещества в детекторе используется сжиженный аргон. Использование жидкостных ионизационных камер для регистрации излучения в области низких энергий (в диапазоне от нескольких сот кэВ до нескольких МэВ) является сравнительно новой технологией и потому представляет самостоятельный интерес.
Работа состоит из введения, пяти глав и заключения. Глава 1 посвящена современным исследованиям в области двойного бета распада, его роли в определении массы нейтрино и связи с другими нейтринными экспериментами. Дан краткий теоретический обзор вопроса, освещены основные экспериментальные подходы к поиску рр распада, приведены лучшие на сегодняшний день результаты этих поисков, обсуждены перспективы области и ожидаемая чувствительность планируемых экспериментов в ближайшие 5-10 лет. Во второй главе дано описание экспериментальной установки, принципа работы детектора и регистрации рр распада, организации триггера и системы съема экспериментальных данных on-line. Третья глава посвящена моделированию отклика детектора методом Монте-Карло. В четвертой главе описывается техническая сторона обработки данных и калибровка детектора, а в пятой - приведены физические результаты и их интерпретация, В заключении подведены основные итоги работы.
Экспериментальные исследования двойного бета распада
Существуют две принципиально различные группы опытов по изучению двойного бета-распада: прямые (счетчиковые) и косвенные. Среди косвенных экспериментов наибольшие успехи были достигнуты в так называемых геохимических экспериментах. Геохимические эксперименты сыграли важную роль в исследовании процессов рр-распада. Эта методика основана на выделении продуктов распада (как правило, благородных газов) из древних минералов с их последующим изотопным анализом с помощью масс-спектрометра. Обнаружение избыточного количества искомого изотопа свидетельствует о существовании рр-распада исходного ядра и позволяет определить период его полураспада. Именно в геохимических экспериментах впервые наблюдали процесс 2урр-распада в 130Те [36] и 2Se[37,38]. За последние 20 лет выполнено несколько десятков такого рода опытов разными группами экспериментаторов. Наиболее тщательные и всесторонние исследования проводились группами Кирстена [39-41], Мануэля [42-44] и Бернатовича [45] и др. В результате было подтверждено существование 2урр-распада ЮТе и 2Se, зарегистрирован 2урр-распад для шТе [45] и ZT [66]. Недавно в геохимическом эксперименте впервые наблюдался положительный эффект в Ва [131] (по всей вероятности зарегистрирован 2K(2v) захват для этого изотопа). В эксперименте с шТе было получено одно из наиболее жестких ограничений на существование процесса рр-распада с испусканием майорона - g (0,7-1,4)-10 [45,46,70]. Кроме того, получено очень жесткое ограничение на массу майорановского нейтрино niv 1,1-1,5 эВ [45], по сей день являющееся одним из самых жестких пределов на этот параметр. Кроме того, геохимические эксперименты предоставляют большой интерес в плане проверки гипотезы о возможной зависимости константы слабого взаимодействия от времени. В работах [12,62] было проведено сравнение скорости рР-распада, полученной в современных счетчиков ых экспериментах, со скоростью этого же процесса, полученной в геохимических экспериментах. Оказалось, что как в случае s2Se, так и в случае 96Zr, современное значение периода полураспада (из прямых экспериментов) меньше полученного в геохимических измерениях. Кроме того, было отмечено, что геохимические измерения с "молодыми" образцами приводит к более низким значениям Ті/2(13Те) по сравнению со "старыми" образцами. В [12] было высказано предположение, что одним из возможных объяснений этих расхождений может быть изменение константы слабого взаимодействия G? со временем. Для проверки этой гипотезы было предложено провести геохимический эксперимент с Мо и сравнить его с имеющимися точными измерениями прямых экспериментов.
Преимущества Мо заключаются в его относительно высокой изотопной распространенности (9,63%), наибольшей скорости 2v-распада, а также в том, что продукт распада l00Ru не является газом, а, значит, отсутствует систематическая ошибка, связанная с оценкой удержания газа в образце. Все это может позволить достичь 10% точности измерений. Точность измерения 2урр-распада Mo в прямых экспериментах, как это будет показано в данной диссертации, составляет 10% (см. главу 5). Таким образом, существует интересная возможность проверки гипотезы о непостоянстве GF Очевидно, что геохимические эксперименты не в состоянии различить 0v- и 2v-процессы РР-распада, а определяют их суммарную вероятность. Для всестороннего изучения различных мод и механизмов рр-распада необходимо проведение прямых экспериментов. Задача прямых опытов состоит в непосредственной регистрации электронов распада и в изучении спектров суммы кинетических энергий электронов. Однако чрезвычайно малая вероятность рр-переходов затрудняет непосредственное наблюдение актов распада, поскольку уровень фона, как правило, на много порядков превышает полезный эффект. В связи с этим, центральным вопросом в рр-экспериментах являются фоновые условия. Одной из важных составляющих фона являются мюоны космических лучей. Поэтому установку чаще всего приходится размещать под землей, в глубокой шахте или тоннеле. Следующим важным источником фона является распад радиоизотопов, содержащихся в детектирующей системе и ее защите. Поэтому, с точки зрения фоновых условий, наиболее перспективными являются изотопы с энергией перехода Qpp 2,6 МэВ, то есть с энергией, большей граничной энергии естественной радиоактивности (изотоп М"Т1 из ториевой серии). Кроме того, как было показано в 1.1, вероятность всех мод рр-распада сильно зависит от величины фазового объема, то есть от Q . С известной долей условности прямые эксперименты по поиску рр-распада можно разделить на две основные группы. 1. Детектор-мишень. Как следует из названия, в этих детекторах изотоп Рр-распада является одновременно детектором. Полезные события отбираются только по одному признаку - энерговыделению. Главным (и очень важным) преимуществом таких детекторов является их высокое энергетическое разрешение, как правило 4% в районе Qpp, и высокая эффективность регистрации, близкая к 100%. До того, как была освоена техника низкотемпературных детекторов, выбор изотопов, из которых можно было изготовить детектор-мишень, был ограничен: 7 Ge, 41(Са, ll6Cd, шХе. Примером детекторов такого типа могут служить германиевые полупроводниковые детектора, высокое энергетическое разрешение которых ( 0,2% при Qpp(76Ge) = 2039 кэВ) сделало их очень распространенным инструментом для поиска рр-распада. Международные коллаборации Heidelberg-Moscow [10] и IGEX [48], использующие в качестве детектора обогащенный 7ЛСе, являются на сегодняшний день наиболее чувствительными экспериментами к рр-распаду. Развитие методики низкотемпературных детекторов (болометров) позволило существенно расширить круг изотопов, из которых может быть изготовлен детектор-мишень.
Именно с помощью такого детектора было достигнуто наиболее жесткое ограничение на период полураспада Ovpp-моды для изотопа 1МТе [49]. Высокая разрешающая способность болометров и возможность работы с низкими энергетическими порогами ( 1 кэВ) сделала их привлекательными не только для рр-экспериментов, но и для поиска "темной материи" [50] и других низкофоновых экспериментов в области низких и ультранизких энергий. К недостаткам методики относятся отсутствие сигнатуры рр-распада (два электрона, одновременно испущенные из общей вершины) и невозможность изучения одиночных электронов распада. 2. Трековые калориметры. В этих экспериментах, как правило, тонкую мишень из исследуемого изотопа окружают детекторами и ищут события, возникающие одновременно с двух или с одной стороны от мишени, суммарное энерговыделение которых отвечает энергетической области рр-распада. Вместе с калориметрами очень часто используют трековые приборы для получения пространственной информации об электронах распада. Эти эксперименты позволяют не только исследовать суммарные энергетические спектры, но и спектры одиночных электронов, их угловые корреляции, а значит, обладают широкими возможностями для подавления фона, например, по кинематике событий. На таких установках возможно, в частности, всестороннее и тщательное изучение 2У-МОДЫ распада. Для регистрации Ov-распада основными преимуществами такой методики являются наличие сигнатуры рр-распада и возможность различить и всесторонне изучить различные механизмы Ov-моды, исследуя спектры и угловые распределения одиночных электронов (см. раздел 1.1), что невозможно в экспериментах типа детектор-мишень. К недостаткам методики относятся значительные размеры детекторов и пассивной защиты и худшее (по сравнению с экспериментами детектор-мишень) энергетическое разрешение. Примером подобных детекторов может служить установка коллаборации NEMO [51-54], расположенная в подземной лаборатории Фреджюс (Франция). Эксперименты, исследующие двойной бета распад изотопа ксенона 13бХе, относятся к комбинированному типу. С одной стороны детектирующая среда таких установок (жидкий или газообразный ксенон) является одновременно мишенью, С другой - снимается пространственная информация об электронах распада, что компенсирует худшее по сравнению с ПІ1Д или болометрами энергетическое разрешение. Примерами таких установок могут служить ксеноновая время-проекционная камера, установленная в ИТЭФ [55] или недавно предложенный эксперимент ЕХО [117]1. Как было отмечено выше, данная классификация не является полной. В частности, описанная в данной работе многосекционная жидкоаргоновая
Жидкоаргоновый ионизационный детектор
Основным конструкционным материалом детектора был титан и его сплавы. Выбор титана объясняется его легкостью (плотность титана почти в 2 раза меньше плотности стали) в сочетании с химической устойчивостью и механической прочностью. Это означает, что даже при одинаковой относительной загрязненности радиоактивными изотопами (обычно титан "чище", чем сталь), абсолютная загрязненность титанового детектора ниже. Практически все изоляторы электродной системы изготовлены из фторопласта. Схема детектора приведена на рис. 2.2. Детектор охлаждался жидким азотом, поступающим в "азотный" объём (2) из 4000 литрового сосуда дьюара. Азот поступал по трубе, помещённой в вакуумную теплоизоляцию. было намотано 12 слоев 10 микронной алюминизированной плёнки из майлара. Такая теплоизоляция азотного трубопровода и самого детектора позволила сократить расход жидкого азота в режиме измерений до величины 6 л/час. "Азотный" объём (2) был соединён с объёмом (4) (в который был помещён сосуд (I) с жидким аргоном) с помощью специальной трубки для выравнивания давления паров азота в этих объёмах. Температура жидкого аргона регулировалась с помощью нагревателей (5), размещенных на внешней поверхности объёма (I). На сжижение необходимого количества Аг (около 100 л) уходило 75 часов. Скорость сжижения определялось скоростью пропускания газообразного аргона через систему очистки перед попаданием в рабочий объем камеры (1). Для удержания аргона в жидкой фазе в "азотный" объем (2) по трубопроводу постоянно поступал очень медленный поток жидкого азота. Это достигалось с помощью специального вентиля тонкой регулировки. Положение вентиля корректировалось в среднем раз в сутки в зависимости от уровня жидкого азота в (2) и давления паров аргона в (1). Эти параметры считывались каждые 10 минут и могли контролироваться как из подземной, так и удаленной наземной лабораторий (см. 2.7). В течение более чем 4-х лет эксплуатации детектора в условиях подземной лаборатории, была продемонстрирована высокая надежность и стабильность жидкоаргоновой ионизационной камеры. Система электродов, образующая чувствительный объём детектора, была помещена в сосуд (I) с внутренним диаметром 40 см и высотой 70 см. Регистрирующая часть детектора была собрана из одинаковых измерительных секций (см. рис.2.3). Каждая такая секция состояла из двух объединённых плоских ионизационных камер с экранирующими сетками и общим катодом. Аноды у соседних секций также были общими. В кольцевые рамочные катоды вставлялась фольга из исследуемого изотопа (молибдена). Диаметр чувствительного объёма был равен 30 см, а его высота - 56 см. Детектор включал 14 катодов, 15 анодов и 28 экранирующих сеток. Расстояние между сеткой и анодом было 5.5 мм, а расстояние между сеткой и катодом - 14.5 мм. Аноды были изготовлены в виде сеток.
Экранирующие сетки и аноды бьши намотаны нихромовой проволокой диаметром ПО мкм с шагом 1 мм. Высокое напряжение, подаваемое на катоды и сетки, было равно: -4.8кВи-2кВ, соответственно. Напряжение подавалось внутрь детектора через керамические вводы, размещенные на крышке камеры. 15 миниатюрных керамических вводов, соединенных с анодами, были также расположены на крышке камеры. К этим вводам были подключены зарядово-чувствительные предусилители, которые преобразовывали заряд, возникавший на каждом из 15 анодов, в импульс напряжения. Верхний и нижний аноды системы электродов были изготовлены в виде сплошных дисков из титана Катоды детектора были изготовлены из молибденовой фольги, толщиной около 50 мг/см1. Такая толщина фольг явилась компромиссом между желанием поместить в детектор как можно больше изотопа и получением оптимального соотношения сигнал/фон. Дело в том, что при увеличении толщины катодов электроны рр-распада будут претерпевать значительное многократное рассеяние внутри фольги прежде чем попасть в чувствительный объем детектора с жидким аргоном. Это с одной стороны сместит спектр электронов в более низкие энергии, а с другой — ухудшит энергетическое разрешение детектора. Оба фактора приведут к ухудшению отношения сигнал/фон. Катоды из обогащенного молибдена (обогащение — 98.4% /1о) чередовались с катодами из натурального Мо (содержащего 9.6% ,0( Мо). Такое расположение гарантирует, что секции с натуральными и обогащенными фольгами находятся в одинаковых внешних фоновых условиях. Таким образом, РР-эффект может быть получен простым вычитанием спектров обогащенных н натуральных секций1. Содержание радиоактивных примесей в образцах молибденовой фольги было измерено с помощью HPGe детектора и в установке NEMO-2 [67]. Загрязненности оказались меньше, чем 0.015 Бк/кг для 2l4Bi, 0.0015 Бк/кг для 208Т1 и 0.04 Бк/кг для 234гоРа, Первые измерения были проведены с 4 обогащенными катодами с общей массой 100Мо 138.7 г. Позже, количество 11ЮМо в детекторе было увеличено до 306 г (8 катодов из изотопа 100Мо), что на момент измерений явилось самым большим количеством этого изотопа, использовавшимся в эксперименте по двойному бета распаду. 1 При условии, что разница в радиоактивной загрязненности обогащенных и натуральных фольг незначительна, либо вклад в фон от фольг много меньше аналогичного вклада от внешней радно акти вн о стн. Пассивная защита состояла из слоя свинца толщиной 15 см и "нейтронной" защиты (Рис. 2.1). Последняя включала в себя 25-ти сантиметровый слой воды для термализации быстрых нейтронов и слоя порошкообразной борной кислоты (НзВОз) толщиной около 1 см для захвата термализованных нейтронов. Ядра бора захватывают тепловые нейтроны, испуская ос-частицы, которые поглощаются свинцом. Предварительные расчеты показали, что "нейтронная" защита должна уменьшить фон от нейтронов в жесткой части спектра приблизительно на порядок. На рис. 2.4 показаны экспериментальные спектры одиночных событий в области выше 4 МэВ до и после установки нейтронной защиты. Видно, что экспериментально полученный фактор подавления фона близок к предсказанному и составил около 8.
Моделирование распада 42Аг в детекторе
Физические процессы, которые могут привести к образованию радиоактивного изотопа 42Аг в жидкоаргоновых детекторах, и его потенциальная опасность для этих детекторов обсуждается в главе 5. Потенциальным источником фона является не сам долгоживущий 42Аг (Тш - 33 года), а р- распад его дочернего изотопа К (Ti/2 = 12.36 час) с максимальной энергией электронов Qp= 3.52 МэВ. В работе [98] было показано, что положительные ионы могут существовать в сжиженных благородных газах долгое время ( 1сек), сохраняя свой электрический заряд. Таким образом, возможно, что положительные ионы К, образовавшиеся в результате Р-распада 42Аг, беспрепятственно дрейфуют к отрицательно заряженному электроду (катоду) и распад происходит уже с катодов. В связи с этим при расчете эффективности регистрации р-распада К в детекторе были рассмотрены обе возможности: В этом случае с помощью генератора случайных чисел распад разыгрывается равновероятно из любой точки рабочего объема камеры, заполненного жидким аргоном. Кинетическая энергия испускаемых электронов разыгрывалась из экспериментального спектра Р-распада 42К [99]. Направляющие косинусы разыгрывались из условия изотропности распада. При трэкинге необходимо учитывать так называемый индукционный эффект ионизационной камеры - зависимость величины заряда, наведенного на аноде, от места ионизации и направления трека при ионизации в зазоре сетка-анод . Для этого в тех случаях, когда распад происходил в зазоре сетка-анод, после каждого шага в процессе трэкинга заряд, наведенный на аноде, уменьшался пропорционально отношению a/dca , где а- расстояние между z-координатой, соответствующей данному шагу, и z-координатой плоскости анода, dca = 5.5 мм расстояние между сеткой и анодом. Такой подход оправдан, так как шаг достаточно мал, чтобы соответствовать точечной ионизации (трек длиной в 1 мм описывается не менее чем 100 шагами). На рис 3.4 показан спектр одиночных событий (срабатывание только одного анода в событии), полученный в результате описанного выше моделирования Р-распада 42К в детекторе программой S1MDBА. Для оценки концентрации Аг в жидком аргоне рассчитывалась эффективность регистрации одиночных событий Б интервале 3-3,5 МэВ (см. главу 5), которая, как и в случае рр1 расчета, определялась как отношение количества событий, прошедших правила отбора, к полному числу разыгранных событий. Критериями отбора в данном случае являются: а) выделение энергии в чувствительном объеме детектора, определенном в 3.2, б) срабатывание только одного анода и в) количество выделенной энергии, лежащее в выбранном энергетическом интервале, т.е. 3-3,5 МэВ. Эффективность при таких условиях оказалось равной 1,07% (10 000 000 разыгранных событий).
Кроме того, была рассчитана вероятность имитации распадом 42К безнейтринного двойного бета распада 100Мо. В этом случае критерии отбора аналогичны предыдущим за исключением требования срабатывания двух и только двух соседних анодов и попадания события в энергетический интервал 2.8 — 3.1 МэВ. При равномерном распределении 42К в жидком аргоне одиночный бета распад может имитировать рр событие в случае, если электрон пересекает фольгу катода и выделяет энергию в обеих половинах секции. Вероятность такого процесса, нормированная на полное число распадов, составила 0.26% (было разыграно 100 000 000 событий) при минимальных (аппаратных) анодных порогах в 250 кэВ. 2) Распад К с катодов детектора 42. Так как пробеги электронов в жидком аргоне с энергией 4 МэВ заведомо укладываются в зазоре сетка-катод (14,5 мм), то индукционный эффект ионизационной камеры не влияет на отклик детектора при распаде К с катодов. Тем не менее, подпрограмма, моделирующая индукционный эффект, была оставлена из соображений полноты программного обеспечения. Координата вершины распада разыгрывалась аналогично описанной процедуре для розыгрыша рр событий в фольге. Энергетическое и угловое распределение электронов, а также критерии отбора полезных событий идентичны случаю равномерного распределения 42К в жидком аргоне. Эффективность регистрации одиночных событий в этом случае составила 1,09%, что практически совпадает с результатом для равномерного распределения калия. 1) Тщательное изучение разыгранных событий выявило, что в случае вылета электронов из фолы катодов основным механизмом имитации двойных событий является обратное рассеяние электронов в жидком аргоне, которое, согласно SIMDBA, составляет около 11% при энергиях порядка 3 МэВ. Вероятность имитации Ovpp событий 100Мо в интересующем нас энергетическом интервале 2.8 - 3.1 МэВ оказалась равной 0.46% (при минимальных порогах в 250 кэВ), что в 1.8 раз выше аналогичной вероятности для случая равномерного распределения калия. Для этого программой SIMDBA моделировался отклик детектора на распад наиболее опасных изотопов уранового и ториевого радиоактивных рядов: 2l4Bi, 208Т1 и 234тРа, Распады генерировались в фольгах катодов электродной системы и в титановых материалах камеры: оправки электродов, фланцы, опалубка и т.п. Кроме того, разыгрывался распад 214Ві от 222Rn, растворенного равномерно в жидком аргоне, для получения оценки на верхний предел содержания радона в жидком аргоне. Этот результат представляет интерес не только для данного эксперимента, но и для всех низкофоновых детекторов, использующих жидкий аргон в качестве рабочей среды. Для всех четырех фоновых процессов критерии отбора двойных и одиночных событий были аналогичны изложенным в разделах 3.2 и 3.4 соответственно. Энергетический интервал, в котором отбираются события, выбирается интерактивно при запуске SIMDBA. При распаде 214Bi и 8Т1 излучаются как электроны Р-распада, так и сопровождающее гамма излучение. Так как гамма-квант может прозаимодействовать с жидким аргоном в зазоре сетка-анод, был включен флаг подпрограммы, моделирующей индукционный эффект ионизационной камеры. Бета распад может, в общем случае, идти как на основной, так и на возбужденные уровни дочернего ядра. В случае Ві существует 48 таких
Параметризация и фитирование сигналов без формировки
Эта процедура, хотя и относится к обработке высокого уровня, также осуществлялась в программе RUN5DBAS. Сигналы с формировкой имеют приблизительно одинаковое время нарастания, равное Змкс, вне зависимости от топологии и энерговыделения события. Поэтому для получения временной информации, используемой для отбора событий-кандидатов на РР распад по общей z-вершине, необходимо использовать сигналы без формировки. Напомним, что в качестве полезных рр кандидатов отбираются события с совпадающими по времени сигналами с соседних анодов. Под совпадением подразумевается попадание анодных сигналов внутрь временного окна, ширина которого определяет разрешение детектора по z-координате. Так как к сигналам без формировки применятся только "антимикрофонная" (см. 2.6) фильтрация, уровень шумов у этих сигналов довольно высок. Поэтому для определения времени вершины импульса необходимо аппроксимировать (фитировать) этот импульс подходящей функцией. В нашем случае фитирующая функция может быть представлена аналитически с помощью комбин разрешение детектора по z-координате. Так как к сигналам без формировки применятся только "антимикрофонная" (см. 2.6) фильтрация, уровень шумов у этих сигналов довольно высок. Поэтому для определения времени вершины импульса необходимо аппроксимировать (фитировать) этот импульс подходящей функцией. В нашем случае фитирующая функция может быть представлена аналитически с помощью комбинации теоретической формы импульса, снимаемой с импульсной ионизационной камеры [102], и известных временных констант RC в усилительном тракте считывающей электроники. Эквивалентная схема съема сигнала с отдельного анодного канала камеры показана на рис. 4.2. Как видно из схемы сигнал проходит через 3 RC-цепочки. На первой цепочке с Х\ = RiCi = 400 мкс происходит интегрирования импульса тока ионизационной камеры. Здесь Сі и R] - соответственно эквивалентная емкость и сопротивление электродов камеры (в данном случае сопротивление обратной связи на плате предусилителя). Следующая дифференцирующая цепочка %г = R2C2 = 75 мкс укорачивает сигнал в головном каскаде предусилителя. Последняя дифференцирующая цепочка Тз = RjC3 = 18 мкс служит для фильтрации микрофонного эффекта. Временная зависимость импульса напряжения после каждой RC-цепочки может быть записана в виде: Интегрируя эти выражения и подставляя известные значения постоянных времени, мы приходим к следующему аналитическому выражению для спадающей части импульса «зО): где Ао — нормировочная константа. Так как оцифровка сигнала производится каждые 50нс (см. раздел 4.1) временные константы в единицах временных отсчетов АЦП равны: Ті = 8000, Xj - 1500 и Тз = 360.
Исходя из этого, для параметризации сигнала без формировки в программе RUN5DBAS была использована следующая трехступенчатая функция, описывающая соответственно пьедестал, нарастание и спад импульса: Фитирование сигнала функцией f(t) осуществлялось с помощью библиотеки HFITH, входящей в пакет НВООК [103] методом наименьших квадратов. Параметры р& pi, р2 Рз РА - были свободными параметрами фита, для которых задавались лишь начальные значения. HFITH возвращала значение этих параметров, а также величину % , которая определяет качество фита. Физический смысл параметров следующий: о ро - пьедестал сигнала о pi- время начала нарастания импульса о р2 — наклон нарастания импульса о р$ — время конца нарастания импульса (пик импульса) о р4 - отклонение пьедестала от первоначального значения внутри 25,6 мкс окна сигнала (например, из-за микрофонного эффекта) Типичный импульс без формировки и результат описанной выше процедуры фитирования функцией f(t) показан на рис. 4.3. Возвращаемое фитом значение параметра рз определяет время пика импульса, по которому определяется, совпадают ли сигналы ации теоретической формы импульса, снимаемой с импульсной ионизационной камеры [102], и известных временных констант RC в усилительном тракте считывающей электроники. Эквивалентная схема съема сигнала с отдельного анодного канала камеры показана на рис. 4.2. Как видно из схемы сигнал проходит через 3 RC-цепочки. На первой цепочке с Х\ = RiCi = 400 мкс происходит интегрирования импульса тока ионизационной камеры. Здесь Сі и R] - соответственно эквивалентная емкость и сопротивление электродов камеры (в данном случае сопротивление обратной связи на плате предусилителя). Следующая дифференцирующая цепочка %г = R2C2 = 75 мкс укорачивает сигнал в головном каскаде предусилителя. Последняя дифференцирующая цепочка Тз = RjC3 = 18 мкс служит для фильтрации микрофонного эффекта. Временная зависимость импульса напряжения после каждой RC-цепочки может быть записана в виде: Интегрируя эти выражения и подставляя известные значения постоянных времени, мы приходим к следующему аналитическому выражению для спадающей части импульса «зО): где Ао — нормировочная константа. Так как оцифровка сигнала производится каждые 50нс (см. раздел 4.1) временные константы в единицах временных отсчетов АЦП равны: Ті = 8000, Xj - 1500 и Тз = 360. Исходя из этого, для параметризации сигнала без формировки в программе RUN5DBAS была использована следующая трехступенчатая функция, описывающая соответственно пьедестал, нарастание и спад импульса: Фитирование сигнала функцией f(t) осуществлялось с помощью библиотеки HFITH, входящей в пакет НВООК [103] методом наименьших квадратов. Параметры р& pi, р2 Рз РА - были свободными параметрами фита, для которых задавались лишь начальные значения. HFITH возвращала значение этих параметров, а также величину % , которая определяет качество фита. Физический смысл параметров следующий: о ро - пьедестал сигнала о pi- время начала нарастания импульса о р2 — наклон нарастания импульса о р$ — время конца нарастания импульса (пик импульса) о р4 - отклонение пьедестала от первоначального значения внутри 25,6 мкс окна сигнала (например, из-за микрофонного эффекта) Типичный импульс без формировки и результат описанной выше процедуры фитирования функцией f(t) показан на рис. 4.3. Возвращаемое фитом значение параметра рз определяет время пика импульса, по которому определяется, совпадают ли сигналы с разных анодов по времени.
