Содержание к диссертации
Введение
Современное состояние физики нейтрино 8
1.1. Краткое изложение истории физики нейтрино 8
1.2. Солнечные, атмосферные, реакторные и ускорительные нейтрино 9
1.3. Бета-распад трития 13
1.4. Регистрация взрыва сверхновой звезды SN1987A 14
1.5. Космологические нейтрино 15
1.6. Двойной бета-распад 16
Двойной бета распад 20
2.1. История вопроса 20
2.2. Теоретический аспект 22
2.3. Обзор экспериментальных работ по поиску двойного бета-распада 30
2.3.1. Фоновые характеристики сцинтилляционного спектрометра на жидком ксеноне 33
2.3.2. Поиск двойного бета-распада Хе методикой ионизационной камеры высокого давления (ИЯИ РАН БНО) 34
2.3.3. Поиск двухнейтринного и безнейтринного двойного бета-распада ь Хе в подземной лаборатории Гран Сассо 36
2.3.4. Поиск безнейтринного двойного бета-распада Хе с помощью время- проекционной камеры (Готтхард) 38
2.3.5. Поиск двойного бета-распада Хе с помощью бесстеночных пропорциональных счетчиков высокого давления (ИЯИ РАНЕНО) 40
2.3.6. Эксперимент DAMA/LXe 41
2.3.7. Поиск двойного бета-распада Хе с помощью время-проекционной камеры в ИТЭФ 43
3. Медные пропорциональные счетчики высокого давления (МПС) для поиска двойного бета-распада Хе 47
3.1. Принцип действия пропорциональных счетчиков 47
3.2. Конструкция МПС 56
3.3. П6Хе - как рабочая среда МПС 61
3.4. Спектрометрические характеристики МПС 64
3.5. Эффективность регистрации электронов от двойного бета-распада в счетчике 67
4. Эксперимент по поиску двойного бета-распада 36Хе 72
4.1. Экспериментальная установка 72
4.2. Система очистки и хранения ксенона 76
4.3. Источники фона МПС 77
4.4. Измерения с 222Rn 90
4.5. Результаты эксперимента по поиску двойного бета-распада 95
Заключение 106
Литература 109
- Солнечные, атмосферные, реакторные и ускорительные нейтрино
- Поиск двойного бета-распада Хе методикой ионизационной камеры высокого давления (ИЯИ РАН БНО)
- Эффективность регистрации электронов от двойного бета-распада в счетчике
- Результаты эксперимента по поиску двойного бета-распада
Введение к работе
Первая работа, в которой предсказывалось существование двойного бета - распада (2/?-распад), была опубликована еще в 1935г. [I]. Эксперименты по поиску 2Драспада начались в 1948г. [2]. Прошло около сорока лет, прежде чем впервые 2Драспад был зарегистрирован косвенно геохимическими методами [3], в лабораторном эксперименте этот процесс впервые был обнаружен для ядра Se-82 в 1987г. На сегодняшний'день для десяти ядер измерены периоды полураспада относительно двух нейтринной моды двойного бета-распада (2Д2 к)-распад), но нет экспериментального подтверждения существования безнейтришюй моды (2Д0и)) распада [4]. Безнейтринная мода 2Драспада - процесс, наличие или отсутствие которого зависит от природы нейтрино. Если нейтрино дираковская частица - 2Д0 и)-распад невозможен, если майорановская - 2Д0у)-распад становится возможным процессом. На данный момент в мире проводится или планируется большое число экспериментов по исследованию свойств нейтрино. Наиболее интересными представляются планируемые эксперименты по поиску 2Д0у)-распада, в которых предполагается использовать от сотен килограмм до десяти тонн рабочего вещества (Gerda - 76Ge, Majorana - 76Ge, XMASS - 136Xe и т.д. [5]).
Темой настоящей диссертации является исследование двойного бета-распада В6Хе с помощью медных пропорциональных счетчиков высокого давления. Результатом работы является установление нижних пределов на период полураспада 136Хе относительно 2Д2к) и 2ДО v) мод распада.
Основные результаты опубликованы в следующих работах:
A.M. Гангапшев, Фон больших медных пропорциональных счетчиков, Труды второй Баксанской молодежной школы экспериментальной и теоретической физики, Нальчик 2001, стр.152.
A. Apshev, Ju. Gavriljuk, A. Gangapshev, V. Kuzminov, N. Osetrova, S. Panasenko, S. Ratkevich, A. Khokonov, Background of the copper proportional counters used for a new stage of search for the two neutrino double beta decay of Xe-136, proceedings of the ХІ-th international school "Particles and Cosmology1', INR RAS, Moskow 2003, p. 96.
Ju. Gavriljuk, A. Gangapshev, V. Kuzminov, N. Osetrova, S. Panasenko, S. Ratkevich, Preliminary results of a search for the two-neutrino double beta decay of Xe-136 with high pressure copper proportional counter, proceedings of the XH-th international school "Particles and Cosmology", INR RAS, Moskow 2004, p. 29.
A.M. Гангапшев, Влияние фона альфа-частиц на результаты эксперимента по поиску двухнейтринного двойного бета-распада шХе с помощью пропорциональных счетчиков, Труды четвертой Баксанской молодежной школы экспериментальной и теоретической физики, Нальчик 2004, стр.128.
Ju. М. Gavriljuk, A.M. Gangapshev, V.V. Kuzminov, N.Ja. Osetrova, S.I. Panasenko, S.S. Ratkevich, First results of a search for the two-neutrino double beta decay of 136Xe with high pressure copper proportional counters, Ядерная Физика т. 67, № 11, стр. 2033 (2004г.).
Ju.M. Gavriljuk, A.M. Gangapshev, V.V. Kuzminov, N.Ja. Osetrova, S.I. Panasenko, S.S. Ratkevich, Analysis of a cc-particle
background events in a high pressure copper proportional counter, Ядерная Физика т. 67, №11, стр. 2039 (2004г.). 7. Ю.М. Гаврилюк, A.M. Гангапшев, В.В. Кузьминов, Н.Я. Осетрова, СИ. Панасенко и С.С. Раткевич, "Результаты эксперимента по поиску двойного бета-распада 136Хе с помощью пропорциональных счетчиков высокого давления", Препринт ИЯИ РАН № 1147/2005, Москва 2005г.
Всего по теме диссертации опубликовано 7 научных работ.
Результаты изложенные в диссертации докладывались на: семинарах Баксанской нейтринной обсерватории ИЯИ РАН, Баксанской молодежной школе экспериментальной и теоретической физики (п. Эльбрус, 2001 и 2003гг.), Школе-семинаре "Фундаментальные взаимодействия и космология" (ИЯИ РАН г. Москва, 2003г.), Международной школе "Частицы и космология" (п. Терскол, 2003 п 2005гг.), международной конференции "NANP 03" (г. Дубна, 2003г.), международной школе "ISAPP 2004" (Италия, г. ІГАквилла, 2004г.), международной конференции "NANP 05" (г. Дубна, 2003г.).
Диссертация состоит из введения, четырех глав, заключения и списка литературы.
В первой главе дано краткое изложение истории и современного состояния физики нейтрино на 2005г. Указаны направления физики, ориентированные на исследования свойств нейтрино и место двойного бета-распада в физике нейтрино.
Во второй.главе приведена история исследований 2/Рраспада, теоретический аспект и обзор экспериментальных работ по исследованию 2/?-распада Хе.
В третьей главе описывается принцип действия и конструкция больших низкофоновых медных пропорциональных счетчиков. Рассмотрены свойства ксенона как рабочей среды пропорционального счетчика и приведены результаты вычисления эффективности регистрации электронов от 2/ї-распада 13 Хе.
В четвертой главе описана экспериментальная установка, процесс получения результатов, основные источники фона и алгоритм обработки данных. Здесь же приводятся результаты эксперимеЕгга и их обсуждение.
В заключении подведены итоги данной работы и кратко сформулированы основные результаты.
Солнечные, атмосферные, реакторные и ускорительные нейтрино
В декабре 1930г. участники физического семинара в Тюбингене (Германия) получили от молодого швейцарского физика-теоретика В. Паули (который не смог приехать на семинар) письмо, начинавшееся словами: "Дорогие радиоактивные леди и джентльмены..." [6,7]. Это письмо, в котором В. Паули для объяснения статистики ядер 14N n6Li и непрерывной формы спектров бета-распадов предположил существование легкой нейтральной частицы (которая испускается вместе с электроном), явилось точкой отсчета для физики нейтрино. Паули считал, что из-за очень малого сечения взаимодействия нейтрино с веществом доказать его существование экспериментаторы никогда не смогут. Он даже поспорил по этому поводу, но, к счастью проиграл в этом споре.
Следующий шаг по изучению свойств нейтрино сделал Ферми в своей работе (1934г.): "К вопросу о /-распаде" [8]. В это время уже был открыт нейтрон (1932г.) и на смену протон-электронной модели ядра Вильсона пришла протон-нейтронная модель, в соответствии с которой электронов в ядре нет. Согласно Ферми нейтрино в ядре тоже нет. Нейтрино и электрон возникают в ядре в момент /-распада и сразу вылетают из него. При этом Ферми считал, что масса нейтрино должна быть мала по сравнению с массой электрона или даже равна нулю, и предложил метод экспериментальной оценки значения массы нейтрино по характеру кривой /?-спектра вблизи его границы.
Через 23 года после высказывания гипотезы Паули о существовании нейтрино, в 1953-56гг. в Коуэна существование нейтрино было доказано по регистрации реакции v + р — /г + е [9]. В 1995г. за этот эксперимент Рейнес был удостоен Нобелевской премии по физике (Нобелевская премия посмертно не присуждается, Коуэн умер в 1974г.). Развитие физики нейтрино и её состояние на август 1997г. достаточно широко описано в работах [10,11]. Физика нейтрино включает в себя области, исследующие микромир и макромир: физика элементарных частиц и космология. Ниже дается краткое изложение современного состояния физики нейтрино. На сегодняшний день принято, что каждый аромат нейтрино (ц,, vft и vr) является суперпозицией трех массовых состояний с определенными массами (vh v2 и v3). В процессе распространения в вакууме и веществе нейтрино одного типа могут переходить в нейтрино другого типа (нейтрино осциллируют) [12], Где: l=e,f.i,r- аромат нейтрино, ш=1,2,3 - массовое состояние нейтрино, U!m - унитарная матрица смешивания. Где: Сц=со$0,р Sij-sindy, 9,j - угол смешивания между массовыми состояниями / и у, S фаза определяющая степень нарушения СР-инвариантности, а; и 0 - фазы отвечающие за наличие майорановской массы. Доказательством тому служат результаты экспериментов по регистрации нейтрино от Солнца, реакторов и ускорителей, а также атмосферных нейтрино, рожденных космическими лучами. Первым указанием на то, что нейтрино осциллируют было получено в Хлор-Аргонном эксперименте Дэвиса по регистрации солнечных нейтрино [ІЗ]. В этом эксперименте частота взаимодействия нейтрино с мишенью (в данном случае это хлор) соответствовала потоку нейтрино, который более чем в два раза меньше предсказываемого стандартной солнечной моделью. Причину несоответствия искали в неточности солнечной модели, но и не исключали возможность осцилляции нейтрино, которую предсказывали теоретики. Эта проблема была названа проблемой солнечных нейтрино. После эксперимента Дэвиса были поставлены другие эксперименты. Это: Галлий-Германиевые нейтринные телескопы SAGE (Баксаиская нейтринная обсерватория, СССР) и Gallex/GNO (Гран-Сассо, Италия), в которых измеренный поток нейтрино был примерно в два раза меньше теоретического [14,15 и 16]. Первые экспериментальные доказательства осцилляции нейтрино были получены в эксперименте Kamiokande (Япония), в котором регистрировались атмосферные нейтрино [17]. В этом эксперименте было обнаружено, что соотношение потоков электронных и мюонных нейтрино не соответствует теоретическим оценкам, если не принимать во внимание осцилляцию нейтрино. Окончательную точку в вопросе о солнечных нейтрино поставил эксперимент SNO (Канада), в котором регистрировались нейтрино сразу по трем типам взаимодействия - заряженный ток (СС) (v+d—»е +р+р), нейтральный ток (NC) (v+d— v+n+p) и рассеяние на электронах (ES) (v+e —»v+e ) [18,19 и 20]. По соотношению скоростей счета по различным токам взаимодействия было точно определено, что поток электронных нейтрино от Солнца действительно меньше предсказываемого стандартной солнечной моделью, но общий поток нейтрино с учетом мюонного нейтрино примерно соответствует стандартной солнечной модели. Из этого следует, что дефицит нейтрино в экспериментах по регистрации солнечных электронных нейтрино обусловлен тем, что часть электронных нейтрино в процессе движения от Солнца к Земле превращаются в мюонное нейтрино или тау-нейтрино. Кроме экспериментов с солнечными нейтрино, проводятся эксперименты с реакторными антинейтрино, атмосферными нейтрино и ускорительными нейтрино (KamLAND [21], CHOOZ [22], К2К [23], Super-Kamiokande [24]), В совокупности все эти эксперименты позволили определить параметры осцилляции нейтрино. Общая ситуация показана в табЛ. [25]. В первом столбце указаны эксперименты, во втором - отношение измеренного потока нейтрино к предсказываемому стандартной солнечной моделью (Bahcall- Pinsonneault standart model BP04 [26]), в третьем - литература. [CC], [ES] и [NC] означают тип взаимодействия, используемый для регистрации нейтрино - заряженный ток, электронное рассеяние и нейтральный ток соответственно. В таб. 1.2 представлены параметры осцилляции нейтрино, полученные из результатов экспериментов указанных в таб. 1.1 [27].
Поиск двойного бета-распада Хе методикой ионизационной камеры высокого давления (ИЯИ РАН БНО)
Двухнейтринныи двойной бета-распад (2Д2у)-мода) в отличие от 2ДО и)-распада, уже зарегистрирован для нескольких изотопов. Среди них: 8Са, 76Ge, 82Se, 96Zr, 100No, ,,6Cd, ,28Te, 130Tes J50Nd, 238U, более детальная информация об этих изотопах содержится в работе [4]. У всех приведенных изотопов, кроме 128Те, период полураспада не превышает 2 10" лет. В случае Хе на сегодняшний день получены лишь ограничения на период полураспада на уровне 1,0 10 " лет [53], что примерно на порядок больше чем для Ge. Теоретические оценки на период полураспада относительно двухЕїейтршшой моды различаются на порядки величины и лежат в области от 1,5 10!9 до 2,1 10" лет [56,57,58,59]. Связано это с трудностями вычисления ядерных матричных элементов и неточностями некоторых параметров ядерных моделей, использующихся в расчетах. Экспериментальное определение периода полураспада Хе относительно 2Д2 г)-распада уточнит эти параметры и улучшит модели ядра, что в свою очередь, улучшит вычисления ядерных матричных элементов для 2Д0і )-распада. Особенностью ПбХе является то, что при относительно равном фазовом пространстве лептонов по сравнению с другими ядрами, испытывающим 2Драспад, вероятность 2Д2 г)-распада для данного изотопа сильно подавлена свойствами ядра. Этот факт очень важен, так как в экспериментах по поиску 2Д0 к)-распада неустранимый вклад в фон детектора будет давать 2Д2 і -распад. При прочих равных условиях, наиболее выгодным изотопом для поиска этого процесса будет тот изотоп, у которого больше отношение периода полураспада относительно двухнейтринной моды к периоду полураспада относительно безнейтринной моды. Так, у Хе это отношение примерно в 10 раз больше чем для Ge, в 25 раз больше чем для 82Se и 1MT d, Для других изотопов в сравнении с 136Хе ситуация еще хуже. Для определения этих соотношений теоретические оценки на период полураспада относительно безнейтринной моды брались из работы [60], а экспериментальные данные на период полураспада относительно двухнейтршшой моды -из работы [4].
Предсказание о существовании 2Драслада и первые теоретические исследования этого процесса были сделаны в 1935г, в работе [1]. Следует отметить, что основы теории Драспада были заложены Ферми в 1934г [61]. Величина периода полураспада относительно 2Д2г)-распада, полученная в работе [1] оказалась равной Т[/2«10 1лет для средних энергий (2МэВ) и средних Z (—30). В 1937г. Майорана показал [62], что при справедливости предположения о тождественности нейтрино и антинейтрино выводы теории Д-распада Ферми не меняются. Используя этот результат, Рака в том же году [63] указал на возможность существования 2Д0и)-распада, а Фэррн в 1939г. [64] впервые теоретически исследовал это процесс. При прочих равных условиях 2Д0 к)-распад оказался на 3-4 порядка более вероятным, чем 2Д2 у)-распад.
Первый эксперимент по поиску 2Драспада состоялся в 1948г. [65], в котором был получен предел на период полураспада Т]/2 3,10 10ь лет относительно 2Д0 v)-pacnafla 12 Sn. В последующие годы в ряде работ 2Драспад "открывался" на уровне Ті/2=6,5 10ь лет для 4Sn [66] и Т1/2=б,0 1016 лет для Zr [67], но последующие эксперименты давали лишь более высокие пределы на период полураспада.
К 1956г. усилиями Примакова, Конопинского, Зельдовича, Винтера и др. была создана стройная теория 2Драспада. Основные выводы этой теории были очень понятны: либо нейтрино диракопская частица и 2Д0і )-распад невозможен, либо - майорановская, и в этом случае становится возможным 2Д0 г)-распад, более вероятный чем 2Д2 г)-распад.
В это же время произошли важные по значению события: в 1953г. состоялось открытие нейтрино [68], а эксперимент Девиса в 1955г. [69] показал, что нейтрино и антинейтрино - различные частицы. Последний эксперимент не исключал, однако, примесь майорановского нейтрино на уровне 5-10%.
В 1956-1957гг. Ли и Янг теоретически [70], a By с сотрудниками - экспериментально [71] показали, что нейтрино в р-распаде поляризовано. Степень поляризации характеризует новое квантовое число - спиралыюсть. Если рассматривать 2Д0к)-распад как двухступенчатый процесс (испущенное первым нейтроном нейтрино на втором этапе поглощается другим нейтроном), то этот процесс оказывается запрещенным, так как на втором этапе требуется нейтрино со спиральностыо, противоположной той, с которой нейтрино было испущено на первом этапе. Получившее в то время широкое распространение теория двухкомпонентного нейтрино [72] (нейтрино - "левое", антинейтрино - "правое", масса нейтрино равна нулю) полностью исключала процесс 2Д0 у)-распада.
Эффективность регистрации электронов от двойного бета-распада в счетчике
В качестве детектора использовалась время-проекционная камера. Эксперимент был выполнен в подземной лаборатории "Gotthard Underground Laboratory " в автомобильном тоннеле под Альпами. Минимальная высота грунта над лабораторией составляла 1070м или —3000м.в.э. Коэффициент подавления потока мюонов составил 10 по сравнению с поверхностью. Камера была изготовлена из медного цилиндрического сосуда с толщиной стенок 5см и проверена на герметичность при давлении 15атм. Рабочий объем камеры составлял 180л (69,7см в длину и 57,4см в диаметре). Камера заполнялась Хе (обогащение 62.5%) с добавкой метана на уровне 3.9% для повышения скорости дрейфа и уменьшения диффузии электронов. Рабочее давление составляло 5атм, что давало 1,46 1023 атомов шХе в рабочем объеме. Камера была окружена пассивной защитой из 5см бескислородной меди 20+30см свинца. Схема экспериментальной установки показана на рис. 2.8. Измерения проводились в Готтхардской подземной лаборатории на глубине ЗОООм.в.э.
Из анализа спектра за 12843 часов измерений полученного после отбора событий по форме трека (отбор двухэлектронных событий с траекториями из одной вершины по наличию двух областей с повышенной плотностью ионизации на концах треков) были получены следующие ограничения на величину полураспада для различных мод:
В качестве детектора использовался пропорциональный счетчик высокого давления, рабочая .область была отгорожена от корпуса с помощью кольцевого пристеночного защитного счетчика. Этот защитный счетчик был необходим для исключения из спектра событий связанных с радиоактивностью корпуса. Схема пропорционального счетчика представлена на рис. 2.9. Пассивная защита состояла из 12см меди, 15см свинца и 8см борированного полиэтилена. Экспериментальная установка располагалась в подземной лаборатории ИЯИ РАН БНО на глубине 4900м.в.э., где поток мюонов составляет 2,23-10 см""-с" [107]. Рабочая длина центрального счетчика составляла 588мм, пристеночного - 620мм. Диметр центрального анода — Юмкм, пристеночного анода и внутренних катодов - ІЗмкм. Измерение проводилось с использованием трех счетчиков. Один из них был заполнен 136Хе, второй естественным ксеноном. Через некоторое время газы в этих счетчиках менялись местами и измерения продолжались. Третий счетчик использовался для контроля внешнего фона. Давление в счетчиках составляло 16,8ат, объем центральной области — 4,44л, что дало разницу в атомах Хе в центральных счетчиках детекторов при заполнении естественным и обогащенным ксеноном равной 2,99 10 " атомов.
В качестве детектора использовался сцинтнлляционный счетчик заполненный жидким ксеноном (обогащение по изотопу Хе составляет 68,8%). Детектор представлял собой кубический медный танк объемом 2л с тремя окнами диаметром 10см, просматриваемыми ФЭУ. ФЭУ работали в схеме совпадения. Поведение их квантовой эффективности вблизи длины волны сцинтилляций жидкого ксенона было плоским, и составляла от 18% до 32% в зависимости от ФЭУ. Окна были специально выращены из кристаллов кварца (общая прозрачность для ультрафиолетовых фотонов жидкого ксенона примерно составила 80%). Масса использовавшегося ксенона составляла 6,5кг. Вид счетчика показан на рис. 2.10, на нем видны окна для ФЭУ. Пассивная защита состояла из 15- 20см меди, 15см свинца, «1мм кадмия и «10см полиэтилена. Кроме этого детектор вместе с пассивной защитой был герметично окружен пленкой из плексигласа и обеспечена продувка парами жидкого азота объема внутри пленки. Экспериментальная установка располагалась в подземной лаборатории Гран Сассо на глубине 3500м.в.э. В этом эксперименте можно было поставить лишь нижний предел на период полураспада Хе. Так как измерения проводились только с обогащенным изотопом, и не осуществлялся отбор событий по форме трека, как это делается при измерениях с время-проекционной камерой. При этом весь фон в заданной области энергий увеличенный на 1,645 т приписывался искомому процессу.
Результаты эксперимента по поиску двойного бета-распада
Если ионизация произведена частицей, пробег которой сравним с размерами счетчика, то форма импульсов зависит от длины трека частицы н его ориентации. Полная форма импульса в этом случае вычисляется как сумма импульсов от одновременно возникших точечных зарядов вдоль трека частицы, сдвинутых на время дрейфа от точки образования до анода. Эффект зависимости форм импульса от ориентации трека частицы в счетчике наиболее ярко проявляется при значениях t/RC-І. Это схематически показано на рис. 3.2. Уменьшение амплитуды для радиально направленного трека объясняется эффектом разрядки - на емкостях счетчика и измерительной электроники.
Разрешающее время пропорционального счетчика можно вычислить. Оно. может лежать в области от долей микросекунд до сотен микросекунд. Это время определяется временем дрейфа электронов первичной ионизации к аноду и временем дрейфа положительных ионов, образовавшихся в лавине, к катоду. В зависимости от состава рабочей газовой смеси соотношение этих времен может меняться. Если счетчик используется для измерения скорости счета, то представляет интерес время нарастания импульса до определенного значения не от момента попадания частицы в счетчик, а от момента, когда электроны первичной ионизации достигают анода, то есть, важны передний фронт и длительность импульса. Однако, чем меньше выбранное значение RC, тем меньше амплитуда импульса. В пределе, если ионизация в счетчике происходит в точке (пробеги заряженных частиц много меньше размеров счетчика), то RC можно выбрать по порядку величины равной времени собирания электронов, образовавшихся в процессе размножения вблизи анода.
При регистрации редких событий выбирается величина ЯС»тлр, где тлр - время дрейфа электронов от катода к аноду. Этим в значительной степени устраняется зависимость амплитуды импульса от ориентации и места образования трека и тем самым улучшается энергетическое разрешение счетчика.
Энергетическое разрешение детекторов определяется как отношение ширины пика отдельной линии на половине высоты к координате положения максимума пика. Если форма пика может быть описана Гауссианом со среднеквадратичным отклонением а и амплитудой Л, то ширина пика зга высоте А/2 будет равна 2,36а (±1,18а). Оно обусловлено в первую очередь статистическими флуктуациями коэффициента газового усиления. На разрешение влияют также флуктуации величины первичной ионизации для одной и той же поглощенной энергии. Разброс амплитуд импульсов в пропорциональных счетчиках зависит еще от нескольких причин, влияющих на коэффициент газового усиления: объемного заряда, образование электроотрицательных ионов, неравномерности электрического поля вдоль центрального анода счетчика. Влияние этих причин можно значительно ослабить при разумном выборе параметров конструкции пропорционального счетчика.
Если счетчик наполнен газом с некоторым отрицательным сродством к электрону (электроотрицательный газ), для которого нельзя пренебречь эффектом образования отрицательных ионов, то амплитуда импульса заметно зависит от места первичной ионизации даже при RC, близких к временам движений ионов от аЕюда к катоду. Это связано с тем, что число электроотрицательных ионов пропорционально коэффициенту прилипания, который зависит от отношения напряженности электрического поля к давлению - Е/Р, и числу соударении электронов с электроотрицательными атомами. Поэтому число электроотрицательных ионов сложным образом будет зависеть от места первичной ионизации.
На энергетическое разрешение счетчиков также влияет неравномерность поля, связанная с креплением нити. Даже малый эксцентриситет нити может приводить к значительным изменениям коэффициента газового усиления. Росси и Штауб [113] рассмотрели влияние малого эксцентриситета нити и нашли, что при гк »га где Д -эксцентриситет нити (смещение нити от оси счетчика) а ДЕ/Е - относительное изменение напряженности поля вблизи нити. Из этого выражения, с учетом зависимости коэффициента газового усиления от Е, можно определить разброс коэффициента газового усиления. Например, для счетчика диаметром 25мм с нитью диаметром 0,25мм и эксцентриситетом 0,25мм. — ЛЕ/Е= 8 10 8. Это при наполнении водородом до давления 550мм.рт.ст. (Л/= 100) приводит к разбросу М около 1%.
Можно указать еще две причины ухудшения энергетического разрешения счетчиков - непостоянство диаметра анодной нити и краевые эффекты. Краевые эффекты обусловлены понижением напряженности электрического поля вблизи торцов. Причем область вдоль нити, в которой понижается напряженность электрического поля, примерно равна радиусу счетчика. Влияние неравномерности диаметра нити на работу пропорциональных счетчиков увеличивается с уменьшением диаметра нити. Однако при нитях порядка Юмкм влияние неравномерности нити ослабевает [114]. Это связано с тем, что размеры электронной лавины становятся больше поперечных размеров анодной нити, и на газовое усиление влияет усредненный диаметр нити. Влияние неравномерности диаметра нити уменьшается при увеличении размеров лавины относительно диаметра нити.
