Содержание к диссертации
Введение
1 Введение 13
1.1 Стандартная модель Солнца (CMC) 13
1.2 Эксперименты
1.2.1 Homestake 18
1.2.2 GALLEX и SAGE 18
1.2.3 KamiokaNDE и SuperKamiokaNDE 19
1.3 Три проблемы солнечных нейтрино и CMC 20
1.3.1 Несовместимость данных экспериментов Homestake и KamiokaNDE: отклонение формы спектра 8?-нейтрино от стандартной 20
1.3.2 Галлиевые эксперименты: проблема "бериллиевых" нейтрино 21
1.3.3 "Последняя надежда" стандартной физики: отсутствие солнечной модели 21
1.4 Новая физика нейтрино 22
1.4.1 Вакуумные осцилляции 22
1.4.2 Резонансные эффекты в веществе 23
1.4.3 Эффект Михеева-Смирнова-Вольфенштейна 25
1.4.4 Эффект регенерации нейтрино на пути сквозь Землю 25
1.4.5 Разрешенные МСВ-решения 26
1.5 Новые эксперименты 28
2 Детектор Борексино 31
2.1 Описание 32
2.2 Фон: требования к радиочистоте конструкционных материалов и сцинтиллятора 35
2.2.1 внешний фон 35
2.2.2 внутренний фон 35
2.2.3 Мюонный детектор 42
2.3 Физическая программа Борексино 44
2.3.1 Сигналы от 7Ве- нейтрино 44
2.3.2 Временная зависимость сигналов в Борексино 47
2.3.3 Регистрация антинейтрино 50
2.3.4 Калибровка детектора с помощью искусственного источника Ъ1Ст 53
2.3.5 Другие возможные эксперименты с Борексино 53
3 Фотоумножители в эксперименте Борексино 58
3.1 Экспериментальный стенд для тестирования ФЭУ 58
3.2 Основные характеристики ФЭУ 60
3.3 Методы абсолютной калибровки фотоумножителя, работающего в одноэлектронном режиме
3.3.1 Одноэлектронный спектр ФЭУ 65
3.3.2 Модельная функция для одноэлектронного сигнала ФЭУ 65
3.3.3 Определение параметров одноэлектронного спектра 67
3.3.4 Оценка среднего числа фотоэлектронов 69
3.3.5 Оценка /л по относительной вариации зарядового спектра 72
3.3.6 Рекомендованный метод калибровки 72
3.3.7 Модельная функция для фитирования зарядового спектра ФЭУ (// — 1) 74
3.3.8 Точность определения среднего числа ф.э. по вероятности отсутствия сигнала 75
3.3.9 Коррекция параметров одноэлектронного спектра с учетом вклада многоэлектронных спектров (случай и С 1) 78
3.4 Влияние магнитного поля Земли на разрешение детектора 79
3.4.1 Влияние магнитного поля на энергетическое разрешение 80
3.4.2 Влияние магнитного поля на пространственную реконструкцию 83
3.4.3 Допуски на точность ориентации ФЭУ 85
3.5 Автоматическая настройка усиления ФЭУ 87
3.5.1 Процедура настройки высокого напряжения 87
3.5.2 Результаты установки напряжения для 108 ФЭУ 91
3.5.3 Расчет среднего значения одноэлектронного спектра по "обрезанному" спектру 92
3.5.4 Зависимость коэффициента усиления ФЭУ от напряжения 94
3.6 База данных с параметрами ФЭУ 96
4 Энергетическое разрешение детектора 98
4.1 Энергетическое разрешение для точечного источника 98
4.2 Влияние неточной калибровки ФЭУ на энергетическое разрешение детектора 101
4.3 Энергетическое разрешение для неточечного источника 102
4.4 Геометрическая функция светосбора 106
5 Пространственное разрешение детектора 114
5.1 Восстановление координат по зарядовым сигналам 114
5.2 Восстановление координат по времени прихода сигналов 124
5.3 Улучшение пространственного разрешения при одновременном использовании временной и зарядовой информации 129
6 CTF 134
6.1 Детектор 135
6.2 Сцинтиллятор
6.2.1 Радиочистота 137
6.2.2 Оптические свойства сцинтиллятора 141
6.2.3 Приготовление сцинтиллятора 141
6.2.4 Система очистки сцинтиллятора 142
6.3 Компоненты детектора 145
6.3.1 Внутренний контейнер 145
6.3.2 Наружный бак и чистая комната 146
6.3.3 Система очистки воды 147
6.3.4 Азот 148
6.3.5 Система фотоумножителей 149
6.3.6 Электроника и сбор данных 151
6.3.7 Вспомогательные системы
6.4 Идентификация сигналов 154
6.5 Калибровка 155
6.6 Мониторирование параметров детектора по событиям распада 157
7 Изучение спектра иС в CTF 161
7.1 Измерения 14С в CTF 162
7.1.1 Набор Данных 162
7.1.2 Анализ Данных и Результаты
7.2 Возможное происхождение 14С 167
7.3 Выводы 168
8 Заключение
- "Последняя надежда" стандартной физики: отсутствие солнечной модели
- Временная зависимость сигналов в Борексино
- Расчет среднего значения одноэлектронного спектра по "обрезанному" спектру
- Влияние неточной калибровки ФЭУ на энергетическое разрешение детектора
Введение к работе
Актуальность темы
Современная физика солнечных нейтрино столкнулась с противоречием между стандартной моделью Солнца и результатами экспериментов. Результаты разных экспериментов находятся в противоречии друг с другом, при этом даже модельно-независимые (со свободными весами различных ядерных реакций) расчеты не согласуются с объединенными экспериментальными данными, что свидетельствует в пользу нестандартной физики нейтрино. Поток солнечных нейтрино во всех экспериментах оказался меньше предсказанного, при этом сравнение результатов разных экспериментов дополнительно приводит к проблеме спектра нейтрино от распадов8!? (сравнение экстраполированных на весь спектр "борных" нейтрино результатов Камиоканде и результатов Хоумстэйк) и так называемой проблеме "бериллиевых" нейтрино (сравнение результатов Камиоканде и галлиевых экспериментов исключает вклад "бериллиевых" нейтрино, хотя Камиоканде наблюдает нейтрино от распада дочернего бора-8). Теоретические исследования проблем выходят за рамки стандартной теории электрослабых взаимодействий и требуют создания новых детекторов, позволяющих исследовать спектр солнечных нейтрино в области низких энергий.
В 1989 г. группой ученых из разных стран был предложен проект Борекси-но[1],- детектор реального времени на основе жидкого сцинтиллятора с достаточно низким порогом. Эксперимент нацелен на решение проблемы "бериллиевых" нейтрино. Крайне низкое сечение взаимодействия нейтрино с веществом ~ Ю-45 см2 требуют создания детектора с массой порядка килотонны, при этом необходимо подавить фон естественной радиоактивности сцинтиллятора и окружающей среды. Для реализации проекта требуется очень высокая степень очистки сцинтиллятора и воды защиты от естественных радиоактивных примесей, что потребовало проведения пилотного эксперимента. Цель работы.
Диссертационная работа посвящена исследованию возможности создания детектора низкоэнергетичных нейтрино (с порогом по энергии нейтрино около 450 КэВ) на основе жидкого сцинтиллятора. Исследования проводились на прототипе детектора с ограниченным объемом сцинтиллятора (так называемом CTF- counting test facility). Основными целями, преследовавшимися при создания прототипа детектора, являлись: 1)изучение физического фона и отработка методов его подавления; 2)тестирование радиочистогы сцинтиллятора на уровне 10~16 г/г по U-Th и 10~18 по отношению иС/иС в масштабе нескольких тонн сцинтиллятора; 3)тестирование методов очистки и значительное улучшение чувствительности измерения уровня остаточной радиоактивности по сравнению с лабораторными методами; 4)тестирование устойчивости достигнутой радиочистоты; 5)тестирование основных методов очистки сцинтиллятора в масштабе нескольких тонн, проверка методики непрерывной очистки; 6)тестиро-вание возможности очистки воды, проверка методики непрерывной очистки;
7)тестирование чувствительности методов детектирования и анализ остаточного фона; 8)проверка радиоактивности материалов конструкции; 9)изучение диффузии радиоактивных примесей через нейлоновую мембрану, разделяющую активный объем детектора со сциитиллятором от воды защиты; 10)изучение распространения света в 47г-детекторе большого масштаба; 11)проверка возможности идентификации различных типов событий по времени прихода сигналов, амплитуде сигналов и форме импульса; 12)разработка методов реконструкции энергии и пространственных координат событий. Научная новизна.
Экспериментально доказана возможность создания низкофонового детектора низкоэнергетических нейтрино на основе жидкого органического сцинтилля-тора с порогом 250 КэВ по электронам отдачи, ограниченным только присутствием изотопа 14С в сцинтилляторе. Достигнута чувствительность измерения изотопического содержания углерода-14 на уровне Ю-19 г/г. Основные защищаемые положения.
-
Разработка методов регистрации остаточной радиоактивности в органическом сцинтилляторе высокой очистки.
-
Исследование возможности использования лабораторных источников нейтрино 90Sr-90Y для измерения магнитного момента нейтрино с помощью детектора Борексино.
-
Обоснование метода ориентации ФЭУ для компенсации влияния магнитного поля Земли на пространственное и энергетическое разрешение детектора.
-
Разработка методов точной абсолютной калибровки ФЭУ, работающих в одноэлектронном режиме. Применение метода калибровки в алгоритме быстрой автоматической настройки коэффициента усиления ФЭУ с высокой точностью
-
Изучение пространственного и энергетического разрешения сцинтилляци-онного детектора большого объема
Практическая ценность работы.
-
Доказана возможность достижения высокого уровня радиоактивной чистоты в жидком органическом сцинтилляторе и воде, что открывает новые возможности в экспериментальной физике нейтрино, в частности, достигнутые уровни чистоты позволяют реализовать спектрометрический детектор реального времени Борексино.
-
Разработаны методы точной абсолютной калибровки ФЭУ, работающих в одноэлектронном режиме. Предложена модель одноэлектронного спектра,
которая может быть использована при моделировании сцинтилляционных детекторов. В частности, модель включена в программу моделирования Борексино. На основе предложенного метода калибровки создана программа быстрой автоматической настройки коэффициента усиления ФЭУ с высокой точностью.
-
Исследована чувствительность ФЭУ с большим диаметром фотокатода к магнитному полю Земли. Обоснован метод ориентации ФЭУ в магнитном поле Земли как альтернатива магнитной защиты с помощью металла с высокой магнитной проницаемостью. В детекторе высокой чистоты отказ от применения магнитной защиты позволит снизить внешний радиоактивный фон.
-
Обоснован метод контроля параметров жидкосцинтилляционного детектора высокой чистоты с помощью событий распада иС.
-
Исследована геометрическая функция светосбора для сцинтилляционного детектора большого объема. Получены соотношения, связывающие энергетическое разрешение детектора с интегралами геометрической функции.
-
Исследовано энергетическое и пространственное разрешение сцинтилляционного детектора большого объема, получены аналитические соотношения, позволяющие численно оценить разрешение детектора без моделирования; результаты проверены на данных CTF. С помощью полученных соотношений исследованы возможности улучшения реконструкции координат и энергии события. Разработаны программы реконструкции координат и энергии отдельного события.
Публикации.
Основные результаты диссертации опубликованы в работах автора и работах коллаборации Борексино. Список работ приводится в конце реферата. Апробация работы.
Результаты, представленные в настоящей диссертации докладывались на научной конференции отделения ядерной физики РАН "Фундаментальные взаимодействия элементарных частиц" (16-20 ноября 1998 г., Москва), на семинаре в Национальном Институте Ядерной Физики ("Resolutions of a large volume liquid scintillator detector", 21 июля 2000 г. Италия, Милан).
Объем и структура диссертации
"Последняя надежда" стандартной физики: отсутствие солнечной модели
Солнечные нейтрино представляют особый интерес, так как они могут быть использованы для уникальных экспериментов в области физики элементарных частиц. В частности, могут быть получены подтверждения ненулевой массы нейтрино и несохранения типа нейтрино.
Вероятность перехода нейтрино из одного состояния в другое пропорциональна собственному времени в системе отсчета, связанной с нейтрино
Типичное значение R для ускорительных экспериментов составляет 102 км/ГэВ, для реакторных (с антинейтрино) - R = 1025 км/ГэВ, для экспериментов же с солнечными нейтрино : Таким образом, эксперименты с солнечными нейтрино оказываются наиболее чувствительными к массе нейтрино, наличие которой может вызывать вакуумные осцилляции. Количественно, ти 10_6 — Ю эВ2, предполагая что электронные нейтрино, рождаемые в процессе /3-распада, содержат заметную долю по крайней мере двух массовых состояний нейтрино (т.е. относительно велик угол смешивания). Прямые лабораторные измерения достигли уровня нескольких эВ.
Резонансные осцилляции нейтрино, которые могут быть наведены взаимодействием нейтрино с электронами Солнца (эффект МСВ- Михеева- Смирнова-Вольфенштейна), могут осуществляться даже для очень малых углов смешивания. CMC предсказывает плотность вещества в центре Солнца 150 г/см3, что позволяет электронным нейтрино даже сравнительно малых энергий ( 1 МэВ) превращаться в ц и т- нейтрино, которые труднее поддаются регистрации.
Принимая во внимание приведенные выше параметры, планируемые и действующие эксперименты чувствительны к массе нейтрино в диапазоне: для механизма резонансных осцилляции нейтрино (МСВ- эффект). Как вакуумные, так и МСВ- осцилляции могут изменить поток нейтрино, при этом из-за энергетической зависимости будут наблюдаться искажения спектров солнечных нейтрино. При этом образуются нейтрино неэлектронных типов (в том числе гипотетические стерильные). Поэтому особое значение для новых экспериментов имеет способность определять спектральные характеристики нейтринного потока и чувствительность к другим типам нейтрино.
В таблице 5 приведены данные по новым экспериментам, как находящимся на стадии разработки, так и готовым приступить к набору данных в ближайшее время. SNO и Борексино являются детекторами реального времени, регистрирующими электроны отдачи. Радиохимические эксперименты GNO и Iodine аккумулируют нейтринный сигнал над фиксированным порогом, подсчитывая количество образовавшихся во время экспозиции радиоактивных изотопов (7lGe и 127Хе соответственно) в небольших пропорциональных счетчиках.
GNO (Gallium Neutrino Observatory)- преемник эксперимента Gallex в лаборатории Гран Сассо [51]. Основной целью эксперимента является улучшение статистики эксперимента Gallex, что позволит исключить стандартные (безмассовые) нейтрино безотносительно к солнечным моделям. Набор данных начался в апреле 1998 г., вплоть до 2002 GNO будет оставаться единственным экспериментом чувствительным к рр-нейтрино. Предусмотрено увеличение массы детектора до 100 тонн, что позволит уменьшить полную ошибку до т 4 SNU.
Iodine в Хоумстэйке начал тестовые наборы данных в 1997 г. По многим показателям этот эксперимент напоминает хлор-аргоновый эксперимент Homestake. Сечение реакции намного больше, чем для хлор-аргонового эксперимента, но недостаточно хорошо известно. С самого начала набор данных идет отдельно днем и ночью.
SNO (Sadbury Neutrino Observatory)- 1000 тонный черенковский детектор реального времени на основе тяжелой воды (D20). Главной целью эксперимента является измерение формы спектра "& с порогом 6.5 МэВ в реакции ие + d — р + р + е , а также отношение потоков -тт г по реакциям с нейтральным током щ+ d р-\- п + их, то есть поиск осцилляции не только по исчезновению ие, но и по появлению 1/ц и ит. Детектор чувствителен также к упругому рассеянию нейтрино на электронах. Ожидаемая скорость счета 24 соб/день для реакции заряженного тока и 7 соб/день для нейтрального тока.
Kamland планируется использовать для поиска осцилляции реакторных антинейтрино, позднее детектор может быть использован также для изуче Рис. 5: Новые эксперименты
LENS (Low Energy Neutrino Spectroscopy)- предполагает использовать Yb или Gd, растворенный в жидком сцинтилляторе. Привлекательность этим экспериментам придают характерные метки,- бета-гамма совпадения. Минимальный порог может составить 244 КэВ для llQYb{vei e )l76Lu , для реакции 160Сс%,е-)160Т6 порог составляет 301 КэВ.
Среди экспериментов, которые начнут набор данных в ближайшие годы, только GNO чувствителен к низкоэнергетичным "протонным" нейтрино, и только Борексино способен отдельно измерять поток "бериллиевых" нейтрино. SNO и Борексино чувствительны не только к электронным нейтрино (сечение рассеяния неэлектронных нейтрино на электроне составляет около 15% от сечения рассеяния электронных нейтрино). Борексино обладает также способностью регистрировать электронные антинейтрино в реакции обратного бета-распада на протонах:
Временная зависимость сигналов в Борексино
Для освещения фотокатода используется импульсный полупроводниковый лазер Hamamatsu (максимальная мощность 0.39 мВт, ширина импульса 27.3 пс, длина волны 415 нм близка к максимальной квантовой эффективности EMI 9351). В темную комнату подведены 6 световодов от оптической системы. 4 световода снабжены диффузорами для равномерного освещения столов, 2 используются для независимых тестов с ФЭУ. Еще 3 световода используются для освещения ФЭУ внутри баков, заполненных водой (долговременное тестирование поведения ФЭУ в воде).
Ворота зарядового АЦП и сигнал СТАРТ для ВЦП запускаются от внутреннего триггера лазера, который имеет пренебрежимо малый ( 100 пс) разброс относительно импульса света. Сигнал СТОП на ВЦП приходит от дискриминатора (constant fraction dicriminator- CFD).
Спектр темного шума ФЭУ изучался при выключенном лазере, используя для генерации ворот АЦП сигнал ФЭУ с порогового дискриминатора (порог устанавливался на уровне 0.05-0.10 фотоэлектрона и определялся шумами электроники).
Схема мажоритарных совпадений (Majority) обладает способностью регистрировать сработавшие каналы. Эта информация используется в ПрОГраМ ме сбора данных для ускорения ее работы. Считывание электроники осуществляется по сигналу LAM от схемы мажоритарных совпадений, который выставляется при наличии хотя бы одного сигнала внутри внешних ворот, генерируемых при срабатывании лазера. Если сигнал LAM не выставлен, то форсируется очистка электроники (используется сигнал OUT).
Пример данных, набранных на установке, приведен на фиг. 17. Следует отметить, что зарядовый спектр, представленный на фиг.17 набран вместе с пьедесталом, т.е. без установки порога. Для этого на последний, 32-ой канал схемы мажоритарных совпадений подавался сигнал от триггера лазера. Таким образом, сбор данных осуществлялся при каждом цикле лазера, если электроника не была занята обработкой предыдущего события.
До измерений была проведена тщательная калибровка всех каналов электроники (т.е. был определен канал АЦП, соответствующий 1 ф.э. (заряд 1.6 пК) на входе системы). Положение пьедестала определяется и отслеживается в режиме on-line.
Ниже перечислены основные характеристики ФЭУ (помимо упомянутых ранее требований по радиочистоте используемых материалов), по которым производился первоначальный отбор: низкое рабочее напряжение при достаточно высоком коэффициенте электронного усиления (1000-1200 В для к — 107); высокая квантовая эффективность фотокатода ( 25%), совпадение спектральной чувствительности фотокатода со спектром излучения сцин-тиллятора; высокий коэффициент сбора первичных фотоэлектронов на первом диноде; малый темновой шум ( 1 КГц); малый разброс времени прихода сигналов ( 1 не); "хорошая" форма спектра времени прихода сигнала (максимально близкая к нормальной с минимальным количеством ранних и поздних импульсов) ; Рис. 17: Результат обработки данных для одного из ФЭУ, используемых в CTF. Заряд измеряется в каналах АЦП (256 пК соответствуют 1024 каналам). Полная шкала для гистограммы "transit time" составляет 100 не. Полная шкала для спектра ионных послеимпульсов составляет 30 мкс. низкий уровень послеимпульсов (обусловленных наличием остаточных ионов внутри колбы ФЭУ, возможно также "отравление" гелием уже запаянного ФЭУ); хорошее зарядовое разрешение (в качестве количественного параметра в литературе обычно используется отношение пик/долина в одноэлек-тронном спектре). Были изучены характеристики различных ФЭУ, прежде чем выбор был остановлен на Thorn EMI 9351. Характеристики этого типа ФЭУ были изучены для 50 ФЭУ, заказанных для CTF [1]. Все характеристики оказались в диктуемых техническими требованиями рамках.
Отдельно изучался вопрос зарядовой калибровки канала электроники, связанного с ФЭУ, а также линейность канала в диапазоне 0.02-20 фотоэлектронов (что соответствует динамическому диапазону канала электроники в CTF)
Интенсивность света задавалась оптическими нейтральными светофильтрами (не изменяющими спектральную характеристику излучения). Оптические свойства светофильтров, гарантированные фирмой- изготовителем, известны с точностью от 5% (для менее плотных фильтров) до 20% (для наиболее плотных фильтров).
Абсолютная калибровка подразумевает восстановление абсолютного числа зарегистрированных фотоэлектронов на ФЭУ для события определенного типа. Эта информация используется затем для определения общего энерговыделения (сумма по всем ФЭУ). Знание абсолютного числа фотоэлектронов необходимо также для построения функции максимального правдоподобия для восстановления пространственных координат, так как плотность вероятности регистрации первого фотоэлектрона зависит от среднего числа фотоэлектронов, регистрируемых во вспышке.
Калибровать следует весь канал электроники (ФЭУ, кабель, усилитель, аналоговый разветвитель, кабель задержки, АЦП). Фактически калибровка означает определение канала АЦП, соответствующего среднему значению для зарядового спектра, полученного при регистрации ровно одного первичного фотоэлектрона. При этом необходимо также определить пьедестал АЦП в отсутствие сигнала.
Расчет среднего значения одноэлектронного спектра по "обрезанному" спектру
Энергетическое разрешение для неточечного источника Как будет показано ниже, энергетическое разрешение для источника, равномерно распределенного по активному объему детектора, не подчиняется простому закону (42). Причиной является отклонение распределения числа регистрируемых фотоэлектронов от закона Пуассона. 102 моноэнергетический источник Пусть для точечного источника с энергией Е и координатами J г-тый ФЭУ регистрирует в среднем fMt{rt,E) = f(rt)-n0{E)-sl фотоэлектронов и при этом количество регистрируемых фотоэлектронов подчиняется закону Пуассона (здесь и далее удобно работать в системе координат, связанной с ФЭУ- см. рис.31). Здесь предполагается независимость геометрической функции светосбора от энергии источника. Относительная чувствительность г-того ФЭУ обозначена Sf. Среднее значение полного регистрируемого заряд получим суммированием по всем ФЭУ детектора: NPM і NPM ;д 1-Лип- .- . м r?u-. г=1 NPM г=1 Среднее значение относительной интенсивности по всем ФЭУ равно единице: s = тт — Yji=\ si = 1) используя функцию fs(r), введенную ранее(37), можно записать: Q(r,E) = Q0(E)-f3(r). Если источник с энергией Е равномерно распределен по объему детектора с плотностью п{г\ то средний заряд, регистрируемый детектором есть: Q = Q0(E) (г) n(r) dr = Q0(E) fs R (48) Jo заметим, что среднее значение фактора f4 д совпадает со средним по объему детектора значением геометрической функции f v
Для точечного моноэнергетического источника распределение регистрируемого заряда представляет собой свертку распределений регистрируемых зарядов для отдельных ФЭУ. Стандартное отклонение полного регистрируемого заряда представляет собой сумму стандартных отклонений для отдельных ФЭУ детектора:
Для равномерно распределенного по объему детектора источника с энергией Е среднеквадратичный заряд, регистрируемый детектором, можно получить, усредняя среднеквадратичные значения полного заряда в каждой точке детектора: Стандартное отклонение полного регистрируемого заряда получим используя (48) и (49): a2Q = UT - Q 2= Qt(E)( f2(r) v fs 2v)+Qo(E)(l+vi) fs v И сразу же получим разрешение детектора Здесь v(fs)- относительная вариация функции fs(r) по объему детектора Заметим, что физический смысл параметра v(fs) в выражении для энергетического разрешения тот же, что и в формуле (16). немоноэнергетическии источник
Если источник равномерно распределен по объему детектора с плотностью п(г) и его энергетический спектр описывается функцией /Е{Е), ТО средний заряд, регистрируемый детектором есть:
Здесь предполагается пропорциональность регистрируемого заряда Q энергии источника Е: Q(E) = QЕ, в последнем выражении QQ— коэффициент пропорциональности (т.е. заряд, регистрируемый на единицу выделенной в сцинтилляторе энергии).
Для равномерно распределенного по объему детектора источника с энергетический спектром /Е(Е) среднеквадратичный заряд, регистрируемый детектором, можно получить, усредняя среднеквадратичные значения полного заряда для каждой точки детектора:
Распространение света в сцинтилляторе обычно изучается на лабораторных установках небольшого размера. Обычно это система состоящая из источника света определенной длины волны (лазер), прозрачной ячейки, заполненной исследуемым образцом, и детектора света. В лабораторных исследованиях, проводимых в рамках программы Борексино, объем исследуемого образца составлял от нескольких см3 [26] до нескольких литров [28]. В этих исследованиях был отобран сцинтиллятор, наиболее подходящий для Борексино, при этом были получены указания на возможность переизлучения поглощенного света, а также на относительно большую вероятность упругого рассеяния (длина рассеяния сравнима с геометрическими размерами детектора).
Параметры, полученные в лабораторных исследованиях использовались при моделировании детектора методом Монте-Карло. На рис.32 вверху представлена геометрическая функция светосбора, полученная с использованием метода Монте-Карло, в системе координат (г, G). Диапазон изменения г соответствует радиусу рабочего объема, заполненного сцинтиллятором, т.е. 105 см. Угол О отсчитывается от вертикальной оси (Z в системе координат, принятой для детектора CTF), диапазон его изменения составляет, естественно, 180 градусов.
Геометрическая функция, представленная на рис.32 внизу, была получена по данным с радоновым источником в разных позициях. Каждое измерение с источником дает Npu точек для функции /(г, 0), так как каждый ФЭУ "видит" источник в своей системе координат. Таким образом даже весьма ограниченный набор данных (всего было использовано около 50 различных положений источника) позволяет проследить геометрическую функцию во всем диапазоне изменения г и О. Для определения геометрической функции диапазон изменения г и 0 был разбит на 21x40 ячеек, что приблизительно соответствует ячейке 5x15 см во внешней области детектора. Для каждого набора данных заполнялась таблица {г, Gj,/(r, в,)}. После этого в каждой ячейке определялось среднее значение функции f(r, 0), при этом в качестве статистических весов использовалось число событий для данного положения источника. Оставшиеся пустыми ячейки были заполнены средним значением по соседним непустым ячейкам, при этом использовались те же статистические веса.
На фиг.ЗЗ представлен контуры изоуровней для двух функций, изображенных на фиг.32. Видно, что функции фактически совпадают, что говорит о правильном учете моделью основных особенностей детектора. Для того,
Геометрическая функция светосбора. Верхняя картинка получена моделированием, нижняя- по экспериментальным данным. По оси абсцисс отложено расстояние г от центра детектора до источника, по оси ординат-азимутальный уголв. Диапазон изменения г соответствует радиусу рабочего объема, заполненного сцинтиллятором, т.е. 105 см. Угол 0 отсчитывается от вертикальной оси (Z в системе координат, принятой для детектора CTF), диапазон его изменения составляет 180 градусов.
чтобы лучше выделить особенности геометрической функции на фиг.34 представлена разность между функцией, полученной в результате моделирования и зависимостью от телесного угла. На фиг.35 эта разность представлена в более наглядном виде, равномерный фон до г 90 см соответствует нулевой разности функций, т.е. в этой области изменение геометрической функции обусловлено в основном эффектом изменения телесного угла. При больших г хорошо видны особенности геометрической функции детектора: наличие "слепой" области при г 90 см2 при 0 90 и "более яркие" по сравнению с функцией телесного угла области при г 90 см и в 0 (Э 180).
Влияние неточной калибровки ФЭУ на энергетическое разрешение детектора
Радиочистота сцинтиллятора интенсивно изучалась в экспериментах лабораторного масштаба, в которых отлаживались различные методы очистки, такие как, дистилляция (subboiling distillaton), водное извлечение (water extraction) и извлечение с растворителем (extraction with solvent). После фазы очистки, остаточное загрязнение изучалось с помощью аналитической техники высокой чувствительности: спектрометрии высокого разрешения или ускорительной масс- спектрометрии. Применялась также нейтронная активация с прямым счетом гамма, с использованием ядерного изомеризма для увеличения чувствительности (ISAN), например в Np полученном из 238U.
Эти исследования показали, что в ароматических составах (псевдокумен) возможно достижение очень высокой степени очистки по 238U, 232ТЪ, 40К и 14С Тем не менее, уровней чистоты, необходимых для Борексино, невозможно достичь в лабораторных условиях, главным образом из-за следующих проблем: отношение объем/поверхность очень мало в лабораторных экспериментах, поэтому относительно велико влияние выщелачивания радиоактивных примесей с поверхности сосуда; определение содержания примесей на уровне Ю-16 г/г очень часто требует предварительного повышения концентрации примеси, используемые методы должны тестироваться независимо. Даже для наиболее чувствительных прямых методов (спектрометрия с высоким разрешением) всегда существуют потенциальные проблемы, связанные с предварительной обработкой образца.
Поэтому CTF значительно чувствительнее любой другой радиоаналитической методики, например, концентрация 14С измерена с чувствительностью, которая никогда не была достигнута в лабораторных условиях. Другой пример-226Ra, по техническим требованиям Борексино его концентрация должна быть на уровне Ю-23 г/г, наиболее чувствительная масс-спектрометрия ограничена присутствием естественных радиоактивных примесей и позволяет достичь уровня 10 15 г/г. В этих случаях может быть использована только методика прямого счета (как в CTF).
Дополнительным преимуществом CTF является возможностью определения любого типа радиоактивной примеси, в то время как аналитическая техника всегда требует выбора изотопа для конкретных измерений.
Анализ данных CTF показал, что непрерывная очистка сцинтиллятора позволяет уменьшить внутренний фон в энергетическом окне 250 Е 800 КэВ до порога чувствительности. Относительно небольшие размеры CTF ограничивают возможности активной защиты, поэтому в этом энергетическом интервале чувствительность детектора ограничена 10 f Бк/кг. Предел на измерение двух наиболее распространенных и хорошо идентифицируемых радионуклидов, радия и тория, находится на уровне 10 9 Бк/кг. В области энергий от 25 до 250 КэВ доминирующей компонентой фона является распад иС со скоростью около 0.1 мБк/кг, что соответствует относительному изотопическому содержанию 14C/l2C 10 18 г/г.
Оптические особенности сцинтиллятора тщательно исследовались с использованием ряда методов [26]. Выбранный сцинтиллятор на основе РС-РРО имеет световыход для релятивистских /3 приблизительно 10000 фотонов на 1 МэВ. Для медленных частиц световыход уменьшается [57], для «-частиц с энергией 7.7 МэВ световыход составляет приблизительно 1000 фотонов. Пик флуоресценции находится в районе 365 нм, время высвечивания около 3.5 не (основная компонента кривой высвечивания), коэффициент преломления 1.5, длина поглощения около 3 м, фактор гашения а около 10 [16] и возможность дискриминации а/(5 около 85% для импульса в 50 фотоэлектронов [57, 27, 28]. Оптические процессы при распространении света в детекторе большого объема достаточно сложны. Для коротких длин волн ( 380 нм) доминирует поглощение света на коротких расстояниях ( 1 мм), сопровождаемое переизлучением на более длинных волнах. Для длин волн ( 400 нм) электронные переходы не происходят, поэтому свет рассеивается за счет Рэлеевского механизма с длиной рассеяния около 10 метров. Моделирование показывает, что свет, достигающий ФЭУ в CTF смещен в область длинных волн с максимумом около 400 нм. Поглощение и переизлучение света увеличивает разброс времени прихода света с 3.5 до 4.5-5 не.
Псевдокумен (PC) был произведен компанией EniChem (Sarroch, Sardinia) промышленной каталитической перегонкой и дистилляцией. Псевдокумен, собранный в азотной атмосфере в чистые тефлоновые контейнеры объемом 1 м3 (произведенные Fluoroware), отправлялся в Gran Sasso и немедленно доставлялся в подземную лабораторию, чтобы минимизировать активацию космо-генных радиоизотопов (главным образом 7Ве).
В зале С подземной лаборатории в Gran Sasso сцинтиллятор после очистки азотом загружался в чистую гидравлическую систему, сделанную из нержавеющей стали и тефлона. Основная часть системы - стальной бак объемом 15м3, который был предварительно очищен травлением и пассивированием; этот бак оснащен системой для пропускания азота и вакуумной системой. Циркуляция жидкости во всех системах CTF (внутренний объем, система очистки сцинтиллятора) обеспечивается тефлоновыми насосами; также производится фильтрация частиц примесей в различных местах установки. Система содержится в атмосфере азота и позволяет производить заполнение и опорожнение внутреннего объема при контролируемом давлении.
Флюор сцинтиллятора (РРО) был предварительно очищен с использованием метода водного извлечения (water extraction) в чистой комнате и затем смешивался со сцинтиллятором в гидравлической системе.
Заполнение и опорожнение активного объема, прокачивание сцинтиллятора через систему очистки, и поддержание постоянного давления во внутреннем контейнере осуществлялось с помощью гидравлической системы, изображенной схематически на рис. 50.
На начальной стадии водяной бак и внутренний контейнер были одновременно заполнены водой высокой чистоты, при этом разность уровней жидкости во внешнем баке и внутреннем контейнере поддерживалась в пределахі см. Чтобы избежать деформации внутреннего контейнера (D202) во время заполнения, в азотной атмосфере поддерживалось избыточное давление 2 КПа.
Внутренний объем заполнялся сцинтиллятором, постепенно вытесняющим воду (более тяжелая вода сливалась из нижней части объема). Сцинтиллятор из резервуара объемом 15 м3 (D201) прокачивался тефлоновыми насосами через два фильтра (0.05 мм) и поступал в балластный бак объемом 0.5 м3 (D200), расположенный на крыше основного водного бака(Б200). Максимальный уровень в балластном баке устанавливался отводом переполнения через вентиль обратно в резервуар. Сцинтиллятор самотеком наполнял внутренний сосуд из балластного бака . Таким образом балластный бак ограничивает гидростатическое давление жидкости, поступающей во внутренний сосуд. Пассивная система управления гидростатическим давлением устанавливает давление во внутреннем объеме, которое в свою очередь определяет форму гибкого контейнера, В процессе замены воды сцинтиллятором возрастающая выталкивающая сила заставляет контейнер всплывать, при этом струны удерживают его на месте. Внутренний объем непрерывно позиционируется в центре детектора при помощи ворота и шкивов.
