Содержание к диссертации
Введение
1 Элементы теории двойного бета-распада 4
1.1 Двойной бета-распад 4
1.1.1 Двухнейтринный двойной бета-распад 4
1.1.2 Безнейтринный двойной бета-распад 5
1.1.3 Двойной бета-распад на возбуждённые уровни дочернего ядра 13
1.2 Обзор экспериментов двойного бета-распада 14
2 Детектор NEMO 3 22
2.1 Источники двойного бета-распада в NEMO 3 25
2.2 Сцинтилляционный калориметр 28
2.3 Трековый детектор спектрометра 30
2.4 Магнитная система и защиты детектора 34
2.4.1 Магнитная система 36
2.4.2 Защита детектора из железа 36
2.4.3 Нейтронная защита детектора 36
2.5 Электроника, триггер и система сбора информации в NEMO 3 . 37
2.5.1 Характеристики типов триггера 38
2.6 Мониторирование и контроль параметров установки 39
2.7 Калибровка детектора 40
2.7.1 Система калибровки с помощью лазера 40
2.7.2 Энергетическая калибровка детектора 41
2.7.3 Временная калибровка детектора 44
3 Программное обеспечение и анализ данных NEMO 3 51
3.1 Программное обеспечение для поиска и восстановления треков . 51
3.1.1 Клеточный автомат для поиска треков 51
3.1.2 Апробация методики на прототипе детектора NEMO-2 . 54
3.1.3 Результаты применения программы трекинга в эксперименте NEMO 3 55
3.2 Программное обеспечение для моделирования детектора и анализа данных 58
3.2.1 Программа математического моделирования 58
3.2.2 Математическое моделирование прохождения нейтронов и расчёт эффективности защит 59
3.3 База данных NEMO 3 62
3.4 Анализ данных 63
3.4.1 Определение типа детектируемой частицы 65
3.4.2 Критерии предварительного отбора событий 66
3.4.3 Каналы анализа событий 67
4 Исследование фона в детекторе NEMO 3 71
4.1 Возможные источники фоновых событий в эксперименте NEMO 3 . 71
4.2 Определение содержания 222Rn в трековой камере по еа-событиям . 74
4.3 Исследования внешнего фона 77
4.4 Проверка оценки содержания 222Rn по внутренним е7-событиям . 80
4.5 Исследования внутреннего фона 80
4.5.1 Канал Є77М Для оценки содержания 208Т1 в источниках . 80
4.5.2 Оценка фона в источниках по одноэлектронным событиям . 83
4.5.3 Одноэлектронные события с вершинами на проволочках . 84
4.6 Проверка оценки фона 85
4.6.1 Анализ спектра внутренних еу событий 85
4.6.2 Анализ событий в медной фольге 86
5 Исследование процессов /?/?-распада 100Мо 89
5.1 /?/?-распад 100Мо на основной уровень 100Ru 89
5.1.1 Измерение периода /?/?2і/-распада 100Мо 89
5.1.2 Поиск безнейтринного двойного бета-распада 100Мо 91
5.2 /?/?-распад 100Мо на возбуждённые уровни 100Ru 94
5.2.1 Измерение периода Р/32и(0+ -> 0+)-распада 100Мо 95
5.2.2 Поиск /?/?0i/(0+ -> 0+)-распада 100Мо 105
5.2.3 Поиск /3/32i/(0+ -> 2+)-распада 100Мо 106
5.2.4 Поиск /3/?0i/(0+ -+ 2+)-распада 100Мо 107
Заключение 109
- Обзор экспериментов двойного бета-распада
- Магнитная система и защиты детектора
- Программное обеспечение для моделирования детектора и анализа данных
- Определение содержания 222Rn в трековой камере по еа-событиям
Введение к работе
Начиная с момента его открытия, нейтрино было постоянно объектом усиленных экспериментальных исследований, так как знание природы нейтрино открывало новые горизонты в понимании слабых взаимодействий. Совсем недавно эксперименты по нейтринным осцилляциям недвусмысленно продемонстрировали, что нейтрино имеет массу, и что эта масса есть суперпозиция собственных значений нейтринных масс. Была получена важная информация об углах смешивания и о разностях трёх собственных значений нейтринных масс, однако из этих экспериментов нельзя было определить абсолютное значение массы нейтрино. Данную задачу могут решить эксперименты по изучению бета-спектра трития или, в случае майорановского нейтрино, эксперименты по поиску и измерению двойного безнейтринного бета-распада (PfiOv). Наблюдение (З/ЗОи может стать наиболее обещающим из существующих на сегодняшний день тестом майорановской природы нейтрино, то есть ответить на вопрос: есть ли у нейтрино своя античастица или же нейтрино и антинейтрино тождественны и неразличимы. В отличие от двойного двухнейтринного бета-распада ((Зр2и), безнейтринный распад предполагает нарушение закона сохранения лептонного числа на две единицы, а также требует изменения спиральности, которое может происходить только для массивных нейтрино или при существовании правых лептонных токов. Таким образом, изучение процессов двойного бета-распада сегодня — один из наиболее актуальных разделов ядерной физики и физики частиц.
Измерение суммарной кинетической энергии двух электронов, равной энергии распада, было бы экспериментальным подтверждением регистрации двойного безнейтринного бета-распада. В модели распада за счёт обмена массивных майо-рановских нейтрино период полураспада процесса (3(30и обратно пропорционален фазовому множителю, квадрату ядерного матричного элемента (ЯМЭ) и квадрату эффективной массы нейтрино.
В настоящее время два эксперимента по поиску двойного безнейтринного бета-распада находятся в активной стадии набора данных: COURICINO (эксперимент на болометрах, из ТеОг) и NEMO 3 (Neutrino Ettore Majorana Observatory) — эксперимент, который одновременно способен зарегистрировать в трековой камере следы испускаемых частиц и измерить калориметром из пластмассовых сцинтилляторов их энергию и время между их срабатываниями.
Данная работа посвящена моделированию и интерпретации данных эксперимента NEMO 3 для изучения процессов двойного бета-распада 100Мо. Диссертация состоит из настоящего введения, пяти глав и заключения.
В первой главе приводятся элементы из теории нейтрино и процессов двойного бета-распада и краткий обзор важнейших экспериментов в данной области исследований.
Глава 2 посвящена описанию детектора NEMO 3 и принципов его работы. Приведены результаты измерений характеристик детектора и методика его калибровки. Глава 3 состоит из описания программного обеспечения для анализа данных эксперимента: программы нахождения треков, пакета программ для математического моделирования установки, базы данных. Сформулирована методика анализа данных и приведены основные критерии отбора событий.
В главе 4 изложены основные этапы исследования и оценки фона в детекторе NEMO 3 с помощью экспериментальных данных. Обсуждаются основные источники фона и методы их обнаружения. Приведены результаты измерения всех составляющих фона. Глава 5 посвящена описанию результатов анализа данных по исследованию различных процессов двойного бета-распада 100Мо в эксперименте NEMO 3. Приводятся результаты измерения /?/32і/-распада 100Мо на основной уровень дочернего ядра 100Ru. Излагается методика получения предела на безнейтринный распад, даются окончательные результаты измерений. Также описывается анализ данных по измерению /?/?-распада 100Мо на возбуждённые уровни 2+ и 0+ дочернего ядра. Приводятся результаты измерения периода /?/?2і/-распада на уровень Of и пределы измерений периодов безнейтринной моды распада на уровни 0 и 2+ и (3(32 -распада на уровень 2f. В заключении излагаются основные результаты диссертации.
Апробация работы. Результаты, представленные в диссертации, выполнены в Лаборатории ядерных проблем ОИЯИ и докладывались на научных семинарах ЛЯП и ЛВТА ОИЯИ, LAL (Орсе, Франция) на международном совещании "Software Engineering, Neural Nets, Genetic Algoritms, Expert Systems, Symbolic Algebra and Automatic Calculations in Physics Research (AIHENP 96)" (Лозанна, Швейцария, сентябрь 1996 г.), 9-ой международной конференции "Вычислительное моделирование и компьютерные расчеты в физике" (Дубна, сентябрь 1996 г.), Международной Баксанской школе по космическим лучам (Баксан, апрель 2001 г.), IV и V Международных конференциях "Новая физика в неускорительных экспериментах" (Дубна, NANP 03, июнь 2003 г. и NANP 05, июнь 2005 г.).
Публикации. По материалам диссертации опубликовано 8 работ в б научных журналах: Nucl. Instr. and. Meth.— 3, Z.Phys. — 1, Письма в ЖЭТФ — 1, Ядерная
Обзор экспериментов двойного бета-распада
Радиохимические эксперименты отличаются от геохимических тем, что накопление продуктов /?/?-распада происходит в искусственно приготовленных образцах. В прямых экспериментах события /?/?-распада регистрируются непосредственно (в реальном времени).
Преимущество геохимического метода заключается в чрезвычайно большом времени экспозиции. Однако круг изотопов, которые могут быть исследованы этим методом, ограничен: в результате их распада должны образовываться изотопы, либо отсутствующие в природе (238Ри), либо представляющие собой химически инертные газы (82Кг, 128Хе, 130Хе). Высокая чувствительность экспериментов позволяет зарегистрировать мельчайший избыток дочерних ядер, накопленных в течение длительного геологического периода. Невозможность детально проследить историю (время жизни) образца снижает достоверность и воспроизводимость получаемых результатов. Основные источники систематических ошибок данного метода — наличие трудно определяемых фоновых процессов, изменяющих содержание искомых ядер (утечка инертных газов в атмосферу и их проникновение из атмосферы в образец, появление криптона и ксенона в результате деления урана и ядерных реакций). Однако именно в геохимических опытах были впервые обнаружены свидетельства /?/?-распада (для 130Те [42]). В результате многочисленных геохимических экспериментов можно считать более или менее твердо установленным существование /?/?-распада 82Se (Ti/2 1020 лет), 128Те (Ті/2 1024 лет) и 130Те (Ті/2 1021 лет). Для 82Se было получено подтверждение в прямом опыте [43, 44]. Кроме того, в геохимическом эксперименте [45] был обнаружен /?/3 -распад 96Zr (Т1/2 = 3.9-1019 лет). Однако в этом случае не исключена конкуренция обычного -распада S6Zr, который не запрещен кинематически (подавлен в связи с большим изменением углового момента ядра, экспериментальный предел 3.8-1019 лет [46]). Результат этого эксперимента подтверждается результатами прямых измерений /?/?"-распада 96Zr на установке NEMO-2 [47].
В радиохимических экспериментах относительная непродолжительность экспозиции компенсируется возможностью контролировать историю образца. Пока известен один удачный эксперимент такого рода [48], где из нескольких тонн обедненного урана был выделен накопившийся 238Ри (продукт /?/? -распада 238U). Получен период полураспада (238U) 2.0(6)-1021 лет, согласующийся с теоретическими предсказаниями.
Общим недостатком косвенных (гео- и радиохимических) экспериментов является невозможность разделить различные моды и каналы /?/?-распада. Такое разделение можно выполнить только в прямых экспериментах, измеряя энергетическое и/или угловое распределение излучаемых электронов (позитронов).
Основная проблема, затрудняющая проведение любого прямого эксперимента по изучению /?/?-процессов, заключается в чрезвычайно большом времени жизни ядер при распаде по этому каналу. Решающим фактором в этом случае становится предельное уменьшение фона от других радиоактивных излучений. Этот фон обусловлен космическим излучением и радиоактивностью окружающей среды, наличием радиоактивных примесей в самом детекторе и в материалах установки, взаимодействием входящих в состав детектора ядер с фоновыми нейтронами, электромагнитными помехами и, возможно, другими факторами. Для подавления фона детекторы окружаются комбинированными активной и пассивной защитами от внешних излучений. Конструкционные материалы тщательно отбираются по радиационной чистоте. Измерения проводятся в подземных низкофоновых лабораториях для устранения мюонной компоненты космического излучения. В течение всего эксперимента проводится многоэтапный анализ и устранение источников фона. Типичный эксперимент по исследованию р7?-распада предполагает непрерывное функционирование детекторов и вспомогательного оборудования в течение тысяч часов, что налагает особые требования на стабильность и надежность работы аппаратуры.
Для прямых экспериментов отдельно рассматриваются два класса: 1) с "активным /?/?-источником" (материал, содержащий р7?-изотоп, входит в состав активного объема детектора); 2) с "пассивным источником" (тонкий слой источника помещается между детекторами). Последний класс, в свою очередь, подразделяется на 1) эксперименты с детектором для измерения только энергии электронов и 2) так называемые полные эксперименты с более сложным детектором, позволяющим регистрировать как энергию, так и треки электронов (позитронов).
Преимущество методики с пассивным источником заключается в возможности выделять искомые события на основании более обширной информации, что позволяет существенно снизить фон. Кроме того, эксперименты такого рода позволяют изучать энергетические спектры одиночных электронов, излучаемых в р7?-распаде, их угловые распределения и т.д. Однако эффективность регистрации искомых событий в экспериментах с пассивным источником невысока, что связано с самопоглощением электронов источником и (для трековых детекторов) с поглощением электронов в трековом объеме.
Методика с активным источником обеспечивает значительно более высокую эффективность, близкую к 100%. В этом случае исследуемый изотоп входит в состав рабочего вещества детектора. В качестве детекторов используются сцин-тилляторы и полупроводниковые детекторы. Большинство детекторов, реализующих методику с активным источником, способны измерять лишь полную энергию, поглощаемую в рабочем веществе детектора в результате р7?-распада. Для р7? -перехода на основной уровень поглощаемая энергия практически равна суммарной кинетической энергии излучаемых электронов. Спектр суммарной кинетической энергии электронов для р7?0і -распада представляет собой -функцию: Азоо = КЕ - 2АЗ) где Q/3/з = (M(A,Z) -M(A,Z+2))-c2. В измеряемом спектре -функция размывается в пик с шириной, определяемой энергетическим разреше нием детектора. Кроме того, следует учитывать краевые эффекты и тормозное излучение, которые могут вывести событие за пределы пика полного поглощения. В двухнейтринном /?/?-распаде энергия распределяется между электронами и нерегистрируемыми нейтрино, причем энергия каждого лептона может лежать в пределах от нуля до Qpp. Регистрируемый спектр суммарной энергии электронов представляет собой плавное распределение, показанное на рис. 1.1.
Первый эксперимент по поиску двойного бета-распада был поставлен в 1948 году при помощи гейгеровских счётчиков [49], установив предел на период полу распада лет. Несколькими годами позднее, открытие двойного бета-распада было заявлено несколько раз, однако, каждый раз эти открытия были опровергнуты новыми, более чувствительными экспериментами. Лишь в геохимическом эксперименте был открыт /?/?-распад 130Те.
Вплоть до 60-х годов прошлого столетия чувствительность прямых экспериментов на основе счётчиков была не выше 1017-1018 лет. Первый значительный скачок в чувствительности экспериментов по поиску двойного бета-распада произошёл на стыке конца 60-х - начала 70-х годов: для нескольких ядер (48Са, 82Se, 76Ge) она подскочила до 1021 лет для Ozz-распада и до 1019 лет для 2v моды. В конце 80-х повышение интереса к двойному бета-распаду повлекло новые усовершенствования и повышение качественного уровня экспериментов. В настоящее время их чувствительность достигла значений периода полураспада 1023-1025 лет для Oiz-моды и до 1021 лет для 21/-МОДЫ.
Двойной двухнейтринный бета-распад впервые был зарегистрирован в 1949 году в геохимическом эксперименте с 130Те [42]; в 1967 году он был также обнаружен и для 82Se [50]. Предпринимались многочисленные неудачные попытки зарегистрировать этот распад в прямом эксперименте со счётчиками. Только в 1987 году М.Моэ, использовавший времяпроекционную камеру, смог впервые зарегистрировать /?/?2і/-распад 82Se [51]. В течение нескольких последующих лет в прямых экспериментах были обнаружены распады 76Ge, 100Мо, 116Cd, 48Са и 96 Zr. В радиохимическом эксперименте был открыт распад 238U, и положительный результат наблюдения распада 96Zr был получен с помощью геохимического метода. В таблице 1.4 приводятся усреднённые на данный момент и рекомендованные значения Tj ft из работы [52]. Результаты отдельных экспериментов могут быть найдены в работе [53].
Магнитная система и защиты детектора
Математическое моделирование количества быстрых нейтронов, проникающих в детектор NEMO 3 из лаборатории, и пересекающих 20 см железной защиты, позволило оценить фон от таких процессов для поиска 0і//?/?-распада ( 3.2.2). Фотоны, возникающие при захвате нейтронов, приводят в основном к образованию (е+е )пар. Регистрация калориметром гамма-излучения, происходящего одновременно с такими событиями, позволяет надёжно (с эффективностью 80%) подавлять такие фоновые события. Магнитное поле величиной 25 Гс, которое создавалось для определения заряда частицы по кривизне её трека, обеспечивает отсев 95% событий (е+е ).
Детектор опоясывает магнитная обмотка. Чтобы обеспечить доступ к детектору, она выполнена из 10 секторов с 203 медными кольцами, соединёнными от одного сектора к другому и образующими только один слой вокруг детектора (см. рис. 2.1) с размерами 532 см в диаметре и высотой 271.3 см и массой 5 т. Электрический ток в обмотке для поддержания магнитного поля на уровне 25 Гс составляет примерно 29 А.
Защита детектора из железа окружает магнитную обмотку и сделана из 10 частей (165 тонн) и покрывает крышки детектора (по 6 тонн каждая). Нижняя часть зафиксирована, верхняя — предусматривает возможность её демонтажа. Толщина железа составляет 20 см, и его радиоактивность проверялась измерениями на HPGe-детекторе [89].
Оставшиеся от прохождения через защиту из железа и обмотку магнита 5% событий (е+е") и (е е ) из-за фотонов, возникающих в результате захвата нейтронов, может быть подавлено только путём уменьшения потока самих нейтронов. Для этой цели была сконструирована нейтронная защита, которая должна замедлять быстрые нейтроны до энергии тепловых нейтронов, а также уменьшить количество тепловых и медленных нейтронов.
Как показано на рис. 2.1, нейтронная защита состоит из трёх частей. Первая расположена под центральной башней сцинтилляторов (не показана на рисунке) и состоит из парафина толщиной 20 см. Вторая часть состоит из дерева толщиной 28 см и покрывает верхние и нижние крышки детектора. Третья часть из 10 больших резервуаров с борированной водой толщиной 35 см, разделённых прослойками из дерева толщиной 28 см, окружает наружную стенку детектора.
Электроника детектора NEMO 3 состоит из двух логических частей: электроники калориметра и электроники трекового детектора с гейгеровскими ячейками. Электроника и сбор информации этих частей не зависят друг от друга, а триггер может зависеть от обеих частей. Такой дизайн позволяет работать не только с данными /?/?-экспозиций, но также проводить различные тестовые наборы данных для наладки и калибровки детектора.
Аналоговый сигнал от ФЭУ, который соответствует зарегистрированной энергии в пластмассовом сцинтилляторе, идёт напрямую к платам сбора информации. В системе сбора информации есть два типа порогов, называемыми нижний и верхний пороги. Нижний порог используется для накопления сигнала с ФЭУ и для измерения времени. Когда сигнал превышает этот порог, начинается накопление заряда и стартует отсчёт времени по TDC, который затем будет остановлен принудительным сигналом от триггера STOP. Когда сигнал превышает верхний порог, информация о таком сцинтилляторе посылается триггеру.
Система накопления информации получает три типа информации с ФЭУ: накопленный заряд ФЭУ, эквивалентный энергии частицы, зарегистрированной сцин-тиллятором; время срабатывания блока; сигнал для триггера. В случае информации о заряде цена канала равна 0.36 пКл, для временной информации цена канала — 53 пс. Для обоих типов данных зарезервировано 12 бит, следовательно, измерения времени могут идти до 200 не и для измерения заряда до 1400 пКл, что соответствует энергии 12 МэВ.
Электроника трекового детектора состоит из двух частей: аналоговой и цифровой. Первая часть состоит из 160 перераспределительных плат (8 плат на сектор) и вторая часть — из такого же количества плат сбора данных. Задача перераспределительных плат — снабдить высоким напряжением все гейгеровские ячейки (1800 В на анодные проволочки) и получить все аналоговые сигналы от анодов и от нижнего и верхнего катодных колец.
Катодные времена ti и t2, соответствующие действительным временам распространения плазмы вдоль проволочки от первичной лавины ионизации до достижения нижнего и верхнего катодных колец, пропорциональных аналоговому сигналу TDC, вычисляются следующим образом: t\ = ((TDCtopcath. х 20) —17.5) не и ti = {(TDCbotcath. х 20)) не. Различная длина сигнальных кабелей обуславливает добавку во времени в размере 17.5 не. Анодное время ta, соответствующее времени дрейфа электронов в горизонтальной плоскости детектора, может быть выражено
Следующим Образом: ta = ((TDCmax - TDCanode) X 20) НС, ГДЄ TDCmax — 307. Это значение соответствует 6.14 мке, определённому по спектру анодного TDC.
Трековая камера также может регистрировать задержанные a-частицы. Для этой цели используется так называемый медленный TDC. Он позволяет запоминать зажжённые гейгеровские ячейки после анодного сигнала STOP в пределе до 710 мкс.
Программное обеспечение для моделирования детектора и анализа данных
Моделирование и анализ данных были разработаны в рамках пакета GEANT 3.21 [99] с помощью профессионального программного продукта EUCLID и интерфейса EUCLID-GEANT [100]. Описание устройства NEMO 3 (геометрическая информация, описание более, чем 60 материалов и сред прохождения частиц) одинаковым образом сделано для 20 секторов детектора. Исключение составляет описание фольг источников, позиции которых индивидуальны и зафиксированы в соответствии с точной информацией о местонахождении каждой из фольг. Текст программы состоит из описания геометрии экспериментальной установки; генерации начальных кинематических характеристик события; прохождения частиц через различные области детектора; записи следов частиц, зафиксированных в чувствительных областях детектора и описания отклика этих областей детектора на прохождение частиц; визуализации события и геометрии детектора. Моделирование событий используется как для определения эффективности искомых процессов, так и для проверки программ восстановления событий и анализа данных, для изучения чувствительности детектора к обнаружению фона и искомых редких процессов.
Генератор событий программы, называемый GENBB, обеспечивает возможность моделирования событий с кинематическими характеристиками различных видов двойных бета-распадов, а также многочисленных распадов радиоактивных ядер, которые необходимы для анализа событий при описании внутренних и внешних фонов установки. Кроме того, имеется возможность разыгрывания кинематических параметров специальных событий, таких как комптоновское рассеяние внешних 7-квантов или мёллеровское рассеяние внешних электронов, тем самым ускоряя процесс вычислений по сравнению с моделированием с помощью самой программы GEANT.
Для моделирования взаимодействий нейтронов была задействована программа GEANT/MICAP [101], которая рассматривает прохождение и взаимодействие нейтронов энергий от 20 МэВ до 10"5 эВ. Она также учитывает испускание 7-квантов от (п,7)-захватов и (п, п;7)-рассеяния. Используя результаты нескольких тестовых измерений, сделанных на HPGe-детекторе и установке NEMO 2, подпрограмма генерации 7-квантов была усовершенствована путём использования дополнительной спектроскопической информации о ядрах. Также была разработана новая библиотека GAMLIB, учитывающая отношения эффективностей переходов вплоть до 0.1%. Эта библиотека принимает во внимание возможность испускания конверсионных электронов, что особенно важно при захвате нейтронов с большим внутренним коэффициентом конверсии, наблюдаемым для большого количества ядер. Сравнение моделированных и экспериментальных данных с Ат-Ве нейтронным источником с активностью 220 000 нейтронов в секунду с нейтронной защитой и без неё представлено на рис. 3.7 и показывает удовлетворительное согласие между ними для событий с одиночными высокоэнергетичными электронами (Ее 3.2 МэВ), пересекающими детектор насквозь.
В таблице 3.1 сравнивается количество событий типа (еСТ08в с N7 0), наблюдаемых за час набора данных, с ожидаемым количеством событий из моделирования. При этом в моделировании учитывается как поток 7-квантов из окружающей лаборатории, так и потоки тепловых, медленных и быстрых нейтронов, относительные доли для которых приводятся в таблице. Предполагалось, что поток медленных нейтронов равен тепловому. В итоге окончательное количество наблюдаемых событий за час составляет (2.19 ± 0.17), а ожидаемых моделированных событий — (2.05 ± 0.25). При наличии защиты от 7-излучения согласие между данными и моделированием сохраняется (фактор подавления см. в таблице 3.1). При этом суммарный экспериментальный коэффициент подавления составляет 3.2 ± 0.4 с подавлением для 7-квантов 1200, а для тепловых нейтронов 100. Количество соответствующих двухэлектронных фоновых событий из-за по Сравнение между моделированными данными и экспериментом с магнитным полем без нейтронной защиты для событий с одиночным электроном, пересекающим детектор насквозь, с 7-квантом или без него, полученными с помощью Am-Ве источника. Все спектры нормированы на восьмиминутную экспозицию. Красным цветом на всех рисунках показан экспериментальный спектр. Справа наверху синим цветом приводится моделированный спектр, причём моделирование соответствует нейтронным событиям от Am-Ве источника. Зелёным цветом слева внизу показан моделированный спектр, соответствующий событиям от 7_ квантов с энергией 4.43 МэВ, испускаемых 12С от Am-Ве источника. Внизу справа в качестве моделированного представлен спектр от нейтронов и 7-квантов Am-Ве источника, в предположении, что поток нейтронов в два раза превышает поток 7-квантов (Данное отношение точно неизвестно и определялось из наилучшего соответствия экспериментальным данным.)
Определение содержания 222Rn в трековой камере по еа-событиям
Был разработан метод оценки уровня радона в трековой камере по удельному содержанию в данных событий с альфа-треками. При этом эффективность регистрации таких событий вычислялась по моделированным данным. После предварительного отбора из данных отбираются события с одним электроном и альфа-треком. Количество гамма-квантов может быть любым (максимальное количество сработавших сцинтилляторов ограничено в предварительном отборе десятью). При этом очень важно настроить процедуру нахождения альфа-треков таким образом, чтобы исключалось попадание ложных задержанных срабатываний гейгеровских ячеек (из-за шумов, случайных совпадений или наводок). Проверкой правильности работы процедуры служило нахождение времени жизни 214Ро из временного распределения событий с альфа-треками. На рис. 4.4 приводится временное распределение событий с альфа-треками, по которым определялся интегральный уровень радона.
Для ежедневного мониторирования оценка уровня радона производится для всех без исключения накопленных данных. Результаты измерения уровня радона для всех экспозиций приведены на рис. 4.5. Данные результаты иллюстрируют вариации уровня радона со временем. Они находятся в соответствии с измерениями уровня радона специальными детекторами на выходе из трековой камеры и скорреллированы с колебаниями уровня радона в лаборатории. Резкие повышения уровня радона соответствуют периодам накопления данных сразу после открытия детектора для проведения калибровок, а также сбоям в работе вентиляции в лаборатории. Данная информация использовалась при формировании рабочего списка экспозиций.
Для анализа 2е-событий важен интегральный уровень радона для всего рабочего списка экспозиций целиком. Для его определения все найденные альфа-треки классифицировались по трем категориям в зависимости от того, где наиболее вероятно было их происхождение: альфа-трек образовался на поверхности фольги с источниками с той же её стороны, что и электрон (гипотеза 1); альфа-трек образовался на поверхности проволочки (гипотеза 2); альфа-трек образовался на поверхности фольги с источниками со стороны, противоположной электрону (гипотеза 3). Критерием определения наиболее вероятной гипотезы служили сравнения расстояний от вершины альфа-трека до вершины электрона или до ближайшей сработавшей гейгеровской ячейки, через которую проходит трек от электрона. В качестве моделированных данных использовались все известные возможные источники происхождения альфа-треков от 214Ві: на поверхности фольг, на поверхности проволочек, в газе трековой камеры, внутри фольг с источниками, а также внутри проволочек. Одновременное фитирование всеми моделированными спектрами экспериментальных распределений длин альфа-треков, разделённых по трём гипотезам об их местонахождении, позволяет определить уровень радона в трековой камере, соответствующий отобранным экспозициям. При применении данной процедуры фитирования выяснилось, что из-за примерно одинакового распределения длин альфа-треков и одинаковых эффективностей попадания в три возможные классификации по гипотезам невозможно отличить между собой моделированные данные с 214Ві на поверхностях проволочек и в газе трековой камеры. Поэтому было решено не применять один тип моделирования (214Ві в газе). Величины внутренних радиоактивных загрязнений 214Ві в фольгах и в проволочках были ограничены верхним пределом измерений, сделанных предварительно на HPGe-детекторе. Результаты измерения уровня радона по длинам альфа-треков для рабочего списка экспозиций для периода накопления данных до запуска аытирадонной установки приведены в таблице 4.1.
