Содержание к диссертации
Введение
1 Исследование электронных свойств газообразного и жидкого CD4 и жидких Ar-CD4 смесей 7
1.1 Экспериментальная установка 8
1.2 Электронные свойства газообразного дейтерометана 9
1.2.1 Определение средней энергии образования электрон-ионной пары 10
1.2.2 Измерение скоростей дрейфа электронов в газообразных CD4 и СН4 12
1.2.3 Определение сечения неупругого рассеяния электрона на молекуле дейтерометана 13
1.3 Электронные свойства жидкого дейтерометапа 16
1.3.1 Очистка газов и контролі, чистоты жидкости 16
1.3.2 Измерение выхода заряда с треков релятивистских электронов в жидких метане и дейтерометане 16
1.3.3 Измерение скорости дрейфа электронов в жидких метане и дейтерометане 19
1.4 Электронные свойства жидких Аг-С1)4 смесей 22
1.4.1 Особенности эксперимента 22
1.4.2 Определение длины дрейфа и времени жизни электронов . 23
1.4.3 Измерение выхода заряда с треков релятивистских электронов . 25
1.4.4 Измерение скорости дрейфа электронов 27
2 Особенности эксплуатации детекторов на основе жидких Ar-CH4/CD4 смесей 31
2.1 Обзор основных характеристик 31
2.2 Радиационная стойкость 32
2.2.1 Радиол из метана 33
2.2.2 Радиол из метана в присутствии аргона 36
2.2.3 Оценка радиационной стойкости 37
2.3 Пожарная безопасность 38
Люминесцентные свойства кристаллов, содержащих ион Yb3+ 43
3.1 Схема энергетических уровней иона Yb3+. Charge transfer (ОТ) и инфракрасная (ИК) люминесценция 44
3.2 Характеристики исследованных образцов 45
3.3 Свойства СТ сцинтилляции Yb:YAG (иттрий-иттербиевй алюминиевый гранат) 47
3.3.1 Измерение спектров свечения и пропускания 47
3.3.2 Определение температурной зависимости относительного све-товыхода 48
3.3.3 Определение времен высвечивания 52
3.4 Свойства ИК сцинтилляции (катодолюмииесценции) Yb:YAG 55
3.4.1 Измерение спектра свечения 56
3.4.2 Оценка абсолютного световыхода ИК катодолюминесценции Yb:YAG 57
3.4.3 Определение относительного световыхода и времени высвечивания ИК катодолюминесценции при комнатной температуре 58
3.4.4 Определение температурных зависимостей относительного световыхода и времени высвечивания И К катодолюминесценции 59
3.5 Корреляция свойств СТ сцинтилляции и И К катодолюминесценции Yb:YAG 61
3.6 Другие содержащие иттербий сцинтилляторы 63
3.G.1 Yb:YAP (иттрий-иттербиевый алюминиевый неровскит) 63
3.6.2 Yb:LuAG (лютеций-иттербиевый алюминиевый гранат) 66
Исследование характеристик сцинтилляционных кристаллических детекторов на основе Yb:YAG и Yb:YAP 67
4.1 Сравнение возможностей фотоумножителей и лавинных фотодиодов для регистрации сигналов охлаждаемых сцинтилляционных детекторов 67
4.1.1 Особенности работы ФЭУ при низких температурах 68
4.1.2 Особенности работы лавинных фотодиодов (LAAPD) при низких температурах 68
4.1.3 Сравнение характеристик ФЭУ и LAAPD 70
4.2 Определение абсолютного световыхода 71
4.2.1 Определение числа фотоэлектронов при считывании ФЭУ . 71
4.2.2 Определение числа первичных электрон-дырочных пар при считывании LAAPD 73
4.2.3 Определение эффективности светособирання и световыхода 76
4.3 Энергетическое разрешение 80
О возможности применения изученных сред в нейтринных экспериментах 82
5.1 Регистрация солнечных нейтрино борного цикла и измерение их энергетического спектра с помощью детектора па основе жидкого CD4 или смеси Ar-CD 82
5.2 Регистрация антинейтрино от реактора с помощью детектора на жидком С D4 84
5.3 Регистрация солнечных нейтрино рр- цикла с помощью детектора на основе кристаллов, содержащих иттербий 85
Заключение 88
- Определение средней энергии образования электрон-ионной пары
- Радиол из метана в присутствии аргона
- Свойства СТ сцинтилляции Yb:YAG (иттрий-иттербиевй алюминиевый гранат)
- Особенности работы лавинных фотодиодов (LAAPD) при низких температурах
Введение к работе
Нейтринная физика - это одна из наиболее динамично развивающихся областей физики элементарных частиц, В первых же успешных экспериментах по регистрации солнечных нейтрино хлор-аргоновым детектором [1] обозначилась проблема дефицита солнечных нейтрино. Этот дефицит был подтвержден в дальнейшем в экспериментах SAGE, GALLEX и КашіокашІс (см. обзор [2]). Наряду с этим был зарегистрирован недостаток v^ в потоках атмосферных нейтрино. Наиболее естественным объяснением этих фактов являются нейтринные осцилляции [3, 4], прямое экспериментальное подтверждение которых впервые удалось получить в 1998 г., когда были опубликованы данные SK [5]. Новое свидетельство существования осцилляции и решение проблемы солнечных нейтрино пришли из эксперимента SNO [б], где количество взаимодействий vt с дейтроном через заряженные токи и і/е рассеяние оказались в согласии с предыдущими экспериментами, а через нейтральные токи - со стандартной солнечной моделью. Эффект осцилляции проявился также в недостатке регистрируемых реакторных антинейтрино в эксперименте KamLAND [7].
Из факта осцилляции следует, что нейтрино является массивной частицей. Имеется оценка разности масс состояний, участвующих в осцилляциях, Д?н^ ~ 7-10~5 эВ для солнечных нейтрино и Ami ~ 2" Ю~3 эВ для атмосферных. Из космологических данных следует ограничение на сумму масс всех состояний нейтрино Em,- < 1 эВ [8]. Экспериментальные данные о свойствах нейтрино поступают также из исследований двойного бета-распада [9] и изучения формы спектра бета-распада трития [10].
Актуальными задачами нейтринной физики являются:
определение природы массы нейтрино, дираковская это частица или майорановская, т.е. эквивалентны ли и и ї>\
определение иерархии масс и, в дальнейшем, их абсолютных значений;
определение параметров смешивания, включая проверку нссохранения СР четности в лептонном секторе.
Кроме того, представляют интерес эксперименты по поиску магнитного момента нейтрино.
Для решения указанных выше фундаментальных задач а также для наблюдения взрывов сверхновых и исследования недр Земли и Солнца [11, 12] необходимо тщательное измерение энергетических спектров и потоков нейтрино и антинейтрино
различных ароматов.
Большинство современных экспериментов, посвященных изучению свойств нейтрино, ориентированы на следующие источники: 1) атмосферные нейтрино, 2) солнечные нейтрино, 3) нейтрино от ускорителей, 4) антинейтрино от реакторов 5) искусственные источники нейтрино и G) геопейтршю. Во всех случаях ключевым элементом эксперимента является детектор.
Нейтринная физика нуждается в новых детекторах, обладающих:
высокой эффективностью регистрации нейтрино;
хорошей угловой в позиционной чувствительностью;
низким уровнем фона;
хорошим энергетическим разрешением;
способностью распознавать сигнатуры различных каналов нейтринных реакций.
Одной из тенденций и дстскторостроеиии является внедрение в рабочее вещество детектора специфических ядер, имеющих высокое сечение взаимодействия с нейтрино. Важно также наличие сигнатуры, позволяющей идентифицировать полезные события, и возможности определения энергии нейтрино.
В данной диссертации исследуются свойства детекторов, содержащих в рабочей среде ядра D и 17BYb.
В работе [13] обсуждалась возможность постановки эксперимента по регистрации солнечных нейтрино из борного цикла в реакции
v + D -> р +;) + е~ (1)
с помощью ионизационной камеры на жидком дейтерометане (см. также [14, 15, 16]). Среди всех ядер, дейтрон обладает наибольшим сечением, приходящимся на единицу массы вещества мишени. Кроме того, имеется асимметрия вылета электронов относительно направления полета нейтрино (отношение сечений вылета электронов назад-вперед равно двум), что позволяет связать наблюдаемый эффект с Солнцем. Было показано, что при достаточно малой массе детектора (всего 10-15 тонн) можно уверенно наблюдать нейтрино от Солнца. В работе [17] было отмечено, что добавка 5-10% CD4 в жидкий аргон в детекторе проекта ICARUS позволит регистрировать и этом эксперименте реакцию (1), наряду с j/e-рассеянием и поглощением и ядрами 40Аг. Другим применением детектора на основе дейтерометапа может стать исследование параметров реакций
и + D —> п -f п + е+
v + D —ї р + п + й
в экспериментах на реакторе [18, 19].
Достоинствами жидкостного ионизационного детектора, по сравнению с традиционными в этой области черепковскими, являются высокие энергетическое и пространственное разрешения, а также чувствительность к тяжелым ионизирующим частицам.
В работе [20] указывается на возможность регистрации солнечных нейтрино рр цикла с помощью реакций на ядрах индия, иттербия, гадолиния и некоторых других. В частности, реакция с иттербием имеет вид:
i/e + 176Yb —) 17CLu- + i7cLu. __,. i"6Lu + 7 (7 = 72keV). Для раздельного детектирования первичного события и задержанного гамма кванта, т.е. для распознания сигнатуры реакции, детектор должен быть достаточно быстрым: среднее время жизни 176Lu* составляет 50 не. Для реализации эксперимента ядра мишени предполагалось вводить в состав жидкого сцинтиллятора, что оказалось сопряжено с рядом сложностей. В работах [21,22] впервые сообщается, что кристаллы Yb:YAG (иттрий-иттербиевый алюминиевый гранат) являются сшштилляторами, и делается предположение о возможности их использования в нейтринных экспериментах, Важными преимуществами, которыми обладает кристаллический детектор перед жидкостным, являются высокая плотность мишени и отсутствие диффузии примесей [23]. Для заключения о возможности и целесообразности реализации перечисленных предложений, необходимо детальное исследование свойств ионизационных детекторов па жидких дейтерометапе и аргон-дейтерометапових смесях и сцинтнлляционных кристаллических детекторов на основе Yb:YAG и других содержащих Yb веществ. Диссертация состоит из настоящего введения, пяти глав и заключения, причем анализ имеющихся данных по каждому из рассмотренных свойств дан в соответствующих разделах. В главе 1 описаны электронные свойства газообразного н жидкого дейтеромстана, В главе 2 освещены вопросы, связанные с особенностями эксплуатации аргон-дейтерометапового детектора. В частности, радиационная стойкость и пожарная безопасность. Это позволяет оценивать безопасность и долговечность таких детекторов, как в условиях подземной лаборатории, так и при их использовании для регистрации нейтронов и в экспериментах на ускорителях. В главе 3 данной диссертации исследуются люминесцентные свойства Yb:YAG и некоторых других сциитилляторов, содержащих иттербий. В главе 4 рассматриваются свойства детекторов на основе указанных сцинтилля-торов. В главе 5 обсуждаются возможности применения изученных детекторов в нейтринных экспериментах. При определении скоростей дрейфа сигнал после предусилителя подается сразу на осциллограф или, через линейный усилитель (L/Л), на цифровой регистратор формы импульсов (FADC), подключенный к шине КАМАК. Сигнал с одного из выходов L/A подается на регулируемую логическую задержку, которая вырабатывает сигнал "STOP" для FADC, работающего в циклическом режиме. Максимальная тактовая частота FAD С-100 МГц. Полоса пропускания быстрой электропики составляет 90 МГц. Для энергетических калибровок камера заполнялась промышленным газообразным аргоном чистым марки "А" или метаном "ОВЧ", пропущенными через адсорбент "никель на кизельгуре". Дсйтсрометан для данной работы был синтезирован по нашему заказу в одной из российских лабораторий. Степень де итерирования превышает 99%. Электронные свойства газообразного дейтеро-метана Имеющаяся в литературе информация об электронных свойствах газообразного дей-терометана довольно скудна. В работе [37] наблюдался изотопный эффект в ионизационных токах, создаваемых непрерывным потоком низкоэнергетических электронов. Однако, в этой работе отсутствовали данные об абсолютной величине ноииза циоиного выхода. В работе [42] приводится скорость дрейфа свободных электронов при низких (до 25 мм.рт.ст.) давлениях. Наблюдается отличие от скорости дрейфа в метане, но причина изотопного эффекта не обсуждается. В нашей работе [31] эти данные существенно дополнены и обобщены. « Определение средней энергии образования электрон-ионной пары Для энергетической калибровки тракта в камеру запускался газообразный аргон под давлением 3 атм (Т=293 К). При этом пробег а- частиц с энергией 5.15 МэВ составляет 9 мм, т.е. полностью укладывается в промежутке катод-сетка. Измерялась зависимость амплитуды сигнала от приложенных напряжений. Отношение напря-женностей в зазорах сетка-анод и катод-сетка поддерживалось постоянными, равным 3. Амплитуда насыщения определялась в аргоне с точностью 1% . Для средней энергии образования электрон-ионной пары в аргоне при ионизации альфа-частицами использовалось значение 2G.3S эВ [36]. Затем, аналогичные измерения проводились с метаном под давлением 4 атм и дейтерометаном под тем же давлением (пробег а-частиц -1.3 см). Точность определения амплитуды насыщения в метане и дей-терометане составила 0.3%. На основе аргоновой калибровки определены средние энергии образования электроп-иошюй пары в метане и дейтерометане, они составили t"cw4 = 29.3 ± 0.3 эВ и wcDi — 29.1 ± 0.3 эВ соответственно. Результат для метана хорошо согласуется с данными [38], где приведено значение WQHA — 29.18 ± 0.22 эВ. 0.8 Зависимость относительного выхода электронов ионизации с треков а—частиц (Еа 5.15 МэВ) в газообразном дейтером етапе от приведенной напряженности электрического поля при давлении р=3 атм (Д), р=5 атм ( ) и р=10 атм (о). Невысокая точность определения амплитуды насыщения в аргоне связана с тем, что практически сразу после выхода на плато в зависимости амплитуды от напряжения, становится заметным газовое усиление. В метане и дейтерометане газовое усиление при подававшихся напряжениях не наблюдалось. Поэтому точность определения амплитуды насыщения в этом случае значительно выше. Для метана и дейтерометапа характерна сильная рекомбинация, которая возрастает при увеличении давления. В результате, для достижения насыщения требуется более высокая напряженность поля, см. рис, 1.2. Изотопные эффекты Для сравнения дейтерометапа и метана интересно определить отношение амплитуд насыщения, равное обратному отношению средних энергий образования электрон-ионной пары, в этих газах. Это отношение можно измерить с высокой точностью, так как систематические ошибки, связанные с неопределенностью функции отклика детектора, не дают вклада в результат. В наших измерениях это отношение составило -= 1.008 ± 0.002, что можно сопоставить с данными, полученными в токовом режиме для / -ионизации со средней энергией частиц 18 кэВ [37]. Для отношения ионизационных токов приводится значение -f - = 1.00С ± 0.001. Видно, что результаты совпадают в пределах ошибок. Измеренная величина позволяет улучшить точность определения wcDi Комбинируя наш результат для 2 . = 1.008 ± 0.002 с данными из работы [38] для отношения ионизационных выходов в аргоне и метане ("Т 1- = 0.901 ± 0.003), и используя результат [36] для средней энергии образования электрон-ионной пары в аргоне при альфа-ионизации (iVAr = 2С.38 ± 0.04 эВ), окончательно получаем: WCD4 — 29.05 ± 0.12 эВ; wciii — 29.28 ± 0.10 эВ. Отметим, что величина WCD получена впервые. Объяснение наблюденного изотопного эффекта можно получить следуя работе [39]: наряду с возбуждением и ионизацией, важную роль играют переходы в т.н. сверхвозбужденные состояния (СВС), энергия возбуждения которых превышает первый потенциал ионизации. Если обычная ионизация происходит за времена, характерные для разрешенных электронных переходов и требует "- 10 t5c, то СВС живут 10 13с и Солее. Для СВС процессы ионизации и предиссоциации являются конкурирующими. При этом ионизация идет с одинаковой скоростью в СН4 и CD , а предиссоциации, как будет пояснено ниже, идет быстрее в метане. В результате в CD4 большая доля молекул в СВС релаксирует путем ионизации, и ионизационный выход в CD4 оказывается выше. В работе [40] показано, что предиссоциация связи C-h (li=H, D) описывается как туннельный переход ядра водорода через трехмерный потенциальный барьер. На рис. 1.3 схематически показаны сечения потенциальных поверхностей соответствующих связанному и отталкивательному состояниям. Указано также положение уровней нулевых колебаний, которое определяется суммой частот валентных и деформационных колебаний связи С-Ь. Поскольку электронные волновые функции метана и дейтерометапа близки [41], положение нулевого и последующих уровней определяется соответствующими приведенными массами. На рис. 1.3 штрих-пунктирная Причем указанные в скобках относительные вероятности не зависят от вида ионизирующего излучения и его энергии. В других работах, например [63, 64], подразумевается обязательное существование возбужденного иона СЩ+. При его релаксации образуются ионы СН , CHj, CHj и др. с практически теми же относительными вероятностями, что и в первом случае: Существуют экспериментальные подтверждения процессов, идущих через промежуточный возбужденный ион или СВС. Тем не менее, исключить прямую ионизацию тоже нельзя. Далее ионы реагируют со средой. В табл. 2.2 перечислены наиболее важные ион-молекулярные реакции. Обратим внимание на цепную реакцию катионной полимеризации (реакция 7, табл. 2.2). Особенностью этой реакции является то, что один первичный иоп приводит к разрушению множества молекул метана. Многие радикальные реакции приводят к образованию стабильных продуктов в результате нескольких последовательных взаимодействий с метаном, т.е. количество разрушенных молекул может превосходить количество первичных продуктов. С другой стороны, благодаря реакциям зарядовой и радикальной рекомбинации, молекулы метана могут восстанавливаться из первичных и промежуточных продуктов. Баланс между разрушением и востановле-нисм метана можно установить, опираясь на экспериментальные данные о выходах продуктов радиолиза. Основным продуктом радиолиза метана является водород. Его выход достигает С.4 молекул на 100 эВ потерянной ионизирующей частицей энергии (0=6.4-10-2 эВ-1). Высок также выход этана- 2.1 10 2 эВ-1 [61]. С существенно меньшими выходами присутствуют также пропан, этилен, ацетилен и углеводороды, содержащие большее число атомов углерода. Изотопный эффект Существуют теоретические и экспериментальные основания полагать, что молекула дситсрометапа более устойчива, в частности по отношению к радиолизу, чем молекула метана [40, 41]. Однако, изотопные эффекты по разному проявляются в различных процессах. Для оценки интегрального эффекта можно измерить относительные выходы различных ионных фрагментов при радиолизе метана и дейтерометана. Поскольку спектр первичных электронных активаций метана сконцентрирован, в основном, в диапазоне энергий до 40 эВ, возбуждение метана электронами с энергией более 40 эВ позволяет определить отношение выходов ионных фрагментов, характерное для радиолиза, вызванного произвольным ионизирующим излучением. Справедливость такого подхода отмечается также в [62]. Нами были выполнены измерения относительных выходов ионных фрагментов с помощью масс-спектрометра МС1201 при энергии ионизирующих электронов 50 эВ и при давлении 10 6 — Ю-5 мм, рт. ст. Обнаружено, что при увеличении давления выходы ионных фрагментов возрастают, стремясь к соотношению (2.1). Такая зависимость приводит к важному выводу о том, что соотношение (2.1) достигается не только вследствие прямой ионизации и фрагментации возбужденного иона, но и в результате вторичных ион-молекулярных реакций. Эти измерения были выполнены с метаном и дейтерометапом. Показано, что дейтерометан на 10%-15% более устойчив. Радиолиз метана в присутствии аргона При разбавлении метана аргоном основным ион-молекулярным процессом становится [62, 63] Ar++CH„ -+ Ar+CIIJ+H , . Аг-гСН--2Н. V " } Потенциал ионизации аргона равен 15.75 эВ. Таким образом, при столкновении иона аргона в основном состоянии с невозбужденной молекулой метана, энергетически возможно образование ионов CHj, CIIJ и GHJ. Однако, из экспериментов видно, что вероятность образования ионов СН " мала, либо они образуются и состоянии высокого колебательного возбуждения и быстро теряют один или несколько атомов водорода. Соотношение выходов ионных фрагментов [61]: СНІ : СНІ : СН+ = 2 : 79 : 19. Скорость реакции перезарядки достаточно высока, В работе [63] показано, что только при концентрациях метана меньше 0.1% рекомбинация ионов аргона с электронами может конкурировать с реакцией (2.2). Показано, что максимально эффективное разрушение метана имеет место при его концентрации около 1%. При этом выход, например, этана составляет 0.С6-10-2 эВ"1, что всего лишь втрое ниже выхода этана при радиолизе чистого метана. При обсуждении метановых и аргон-метановых детекторов нейтрино речь идет о регистрации единичных взаимодействий, т.е. о малых плотностях потока ионизирующих частиц. Согласно результатам [63], выход этана и других углеводородов должен быть ниже, чем в большинстве экспериментов по исследованию радиолиза, где используются высокие плотности ионизирующих излучений. Однако, наблюдаемое снижение выхода продуктов не приводит к повышению стойкости метана. Во всех экспериментах отношение Н/С для зарегистрированных продуктов превышает 4. Недостающий углерод находится в недетектируемых соединениях, содержащих большое число звеньев в углеродной цепи. Это указывает на особую важность реакции катиониой полимеризации (см. табл. 2.2). В этой реакции участвуют молекулы метана в основном состоянии и ионы С„ІІ2 +1, которые пассивны по отношению к аргону. Таким образом, выход водорода, в отличие от выхода этана, не должен уменьшатся при уменьшении концентрации радикалов и скорость разрушения метана следует определять опираясь именно на данные о выходе водорода (6.4- Ю-2 эВ ) из расчета: одна молекула водорода на одну молекулу метана. Достоинством метода является доступность для анализа индивидуальных импульсов, что, во-первых, соответствует практике современных низкофоновых экспериментов, а, во- вторых, при наличии импульсов нескольких типов (разные виды ионизирующего излучения, различные области сциптиллятора и т.д.), возможно выделение интересующих импульсов по какому-либо критерию и их независимый анализ. Основной недостаток связан с особенностью работы ФЭУ: при ионизации остаточного газа возникают слабые задержанные импульсы, которые проявляются на среднем импульсе (см. рис. 3.8) и делают невозможным сложный анализ кинетики. Форма среднего импульса не всегда описывается одинарной или двойной экспонен-той, поэтому в качестве характерного времени высвечивания т мы примем (следуя [79]) величину, определенную как время, спустя которое амплитуда сигнала уменьшается в е раз2 На рис. 3.9 показана зависимость характерного времени высвечивания от температуры (при возбуждении гамма-кваптами). На том же рисунке воспроизведена Введение столь упрощенной характеристики связано с отсутствием в настоящий момент полного теоретического описания кинетики процессов, сопровождающих СТ сцинтилляцию. Cs YblYAG T=169K Сцинтилляции возбуждаются гамма квантами с энергией 662 кэВ. Образец 5 (25%Yb). Т=169 К. температурная зависимость относительного световыхода с рис. 3.5 (при возбуждении альфа-частицами)3. Видно, что световыход не пропорционален времени высвечивания, как это было при прямом возбуждении CTS УФ облучением. В диапазоне температур вблизи максимума световыхода наблюдается монотонное уменьшение т с ростом температуры. Это говорит о наличии ловушек [79], которые захватывают, при данной температуре, свободные носители до того, как произойдет возбуждение центров Yb3+. В результате эти ловушки понижают световыход и, в принципе, могут затягивать т. Природу таких ловушек (в частности, связаны ли они с дефектами и примесями или присущи также идеальным кристаллам Yb:YAG) еще предстоит выяснить. Отметим, что простейшая модель ловушек не может объяснить наблюдавшееся в [79] уменьшение г при охлаждении ниже 80 К. Из факта непропорциональности т и световыхода следует существование для рассматриваемых сщштилляторов некоторой оптимальной рабочей температуры, обеспечивающей максимальность отношения световыхода ко времени высвечивания. Например, для образца 5 эта температура составляет 185 К. Отметим, что измеренная нами зависимость т(Т) только качественно совпадает с результатами работ [73, 80], которые, в свою очередь, не подтверждают друг друга количественно. Это говорит о том, что, подобно световыходу, г зависит не только от содержания иттербия, но и от качества кристалла. Для обоснования возможности сопоставления этих кривых укажем, что, согласно [76], г-отношение для образца 3 постоянно в диапазоне температур 130ЛГ Т 185ЛГ Время высвечивания СТ сцинтилляции Yb:YAG и Yb:YAP л зависимости от температуры. А-образец 11 (YAP), -образец 5 (УАС).Для сравнения приведен евстовыход (отн. ел.) СТ сцинтилляции в зависимости от температури с рис. 3.5, ЗЛО; пунктир - образец И (YAP), штриховая линия - образец 3 (YAG, вырезан из той же були, что и образец 5 ). Как уже отмечалось, развитие технологии выращивания Yb:YAG обусловлено, в первую очередь, использованием этих кристаллов в лазерной технике. В основе лазерных применений лежит переход 2F5/2 - 7/2 иона YD3"1". Длина волны лазерного излучения составляет 1,029 мкм. Как показано в нашей работе [74], свечение на этой длине волны возникает и при возбуждении ионизирующими частицами (ИК сцинтилляция). Интерес к ИК сцинтилляции вообще, и к ИК сцинтилляции Yb;YAG в частности, является следствием бурного развития полупроводниковых детекторов излучения, которое имело место в последние десятилетия. В наших работах [84, 85] впервые сформулированы основные причины, делающие исследования И К сцинтилляции перспективными. 1) Наличие эффективных детекторов в ИК области. Например, кремниевые фотодиоды с увеличенной обедненной зоной имеют квантовую эффективность 70% па 1.03 мкм и 40% на 1.1 мкм, InGaAs - около 80% на 1,6 мкм и др. Для справки укажем, что для ФЭУ чувствительных в ИК области типичное значение квантовой эффективности на 1,03 мкм составляет 0.01%. 2) Развитие технологии лавинных детекторов (см. например [86]) позволяет рас считывать на понижение минимального уровня детектируемого сигнала до нескольких штук первичных электрон-дырочных пар при достаточно большой площади. 3) Благодаря тому, что многие конструкционные материалы имеют в ИК области более высокий коэффициент отражения, а также меньшему рассеянию ИК света, для И К сцинтилляционных детекторов ожидается более высокая эффективность светосо-бирания, чем для традиционных. 4) Низкая энергия И К фотонов может позволить получить, при определенных условиях, высокие значения квантового световыхода. В уже упоминавшейся работе [85] приведены результаты первых поисков ИК сцинтилляции в ряде веществ. Наиболее интересные данные получены для газообразного Хе и CsI(Tl). Приведенные ниже результаты исследования свойств И К сцинтилляции (катодо-люминесцешши) Yb:YAG содержатся в наших работах [74, 75, 78], Все измерения проводились с использованием электронной пушки с энергией электронов до 90 кэВ. Для получения пучка фотокатод пушки облучался импульсным эксимерным He-Ar-F лазером. Длительность электронных импульсов составляла 10 НС. Для измерений при комнатной температуре электронный пучок выводился из вакуумного объема через тонкое (6 мкм) окно из каптопа. Воздушный зазор между окном и образцом составлял 0.5 мм. Излучение наблюдалось в проходящем свете. С некоторыми образцами проводились измерения при различных температурах. Для этих измерений использовалась вакуумная камера с медной оправкой, описанная ранее в разделе 3.3.1. Спектр свечения ИК катодрлюмішесцепшш измерялся с помощью интерференционного спектрофотометра BRUKER Equinox 55. В качестве фотоприемника использовался InGaAs фотодиод. Обработка иитерферограмм осуществлялась с помощью пакета программ OPUS 3.0.3. Особенности экспериментальной установки подробно описаны в [74, 78]. Полученный спектр ИК высвечивания образца (YblO%):YAG показан на рис. 3.10. Максимум люминесценции соответствует 1,03 мкм, что совпадает с длиной волны излучения лазеров на Yb;YAG. Ширина спектра определяется приборной погрешностью, которая, в свою очередь, обусловлена нестабильностью электронного пучка во времени - получение иитерферограмм требует многократных запусков электронной пушки. В главе 3 были сообщены полученные нами результаты о температурной зависимости относительного световыхода сцинтилляции, что характеризует люминесцентные свойства исследуемых веществ. В этом разделе будут приведены данные об абсолютном световыходе, что важно для оценки возможности применения рассматриваемых кристаллов в физических экспериментах. Отметим, что приведенные ниже данные об абсолютном световыходе кристаллов, содержащих иттербий, уникальны. Определение числа фотоэлектронов при считывании ФЭУ Измерение абсолютного световыхода для гамма квантов проводилось с образцами 5 и 11. ФЭУ (EMI 9524/9531) с прижатым к нему кристаллом (без оптической смазки) помешался внутри камеры из нержавеющей стали заполненной газообразным азотом. Газ служил для теплообмена между кристаллом и стенками камеры, а также для предотвращения пробоев. Камера была погружена в широкий сосуд Дыоара, куда по мере необходимости заливался жидкий азот. Температура кристалла контролировалась с помощью платинового терморезистора. Система была достаточно инертна: при наборе статистики температура оставалась стабильной с точностью ± 0.2 К. Световыход определялся для гамма квантов с энергией 59.6 кэВ (24lAm), 122 кэВ (57Со), 662 кэВ (i37Cs), 1275 кэВ (22Na). Световыход находился путем сравнения положения фотопика либо с центром масс одноэлектроппого пика (для источников Со и Am), либо с положением центра масс спектра импульсов от светодиода со средним числом фотоэлектронов в импульсе к 20 (для Cs и Na). Измерения со светодиодом проводились в два этапа. Сначала (/) Образец 5 (25%УЬ), Т=148 К. Слева показан уменьшенный с 50 раз 1 ф.э. пик. при высоком коэффициенте усиления набирался однофотоэлектронный спектр. Для этого спектра находились среднее значение амплитуды (Ai) и среднеквадратичное отклонение (сті). Затем набирался спектр импульсов от светодиода со средним значением амплитуды А и среднеквадратичным отклонением ст. Число фотоэлектронов в импульсе определялось как Nph Критерием правильности определения числа фотоэлектронов служила формула Величина 1 + (%-)2, аналогичная избыточному шумовому фактору для LAAPD, зависит в первую очередь от флуктуации усиления на первом диноде и составляет для типовых ФЭУ 1.1-1.5. После определения числа фотоэлектронов в импульсе светодиода коэффициент усиления снижался и опять набирался спектр от светодиода. Затем набирался спектр от гамма квантов. На рис. 4.3 и 4.4 приведены в качестве примера спектры, полученные при облучении образца 5 источником 241Ат при температуре 148 К и образца 11 источником 22Na при температуре 154 К, С каждым из этих образцов были выполнены измерения со всеми источниками. На основании чего были получены значения световыхода 164±8 ф.э./МэВ и 158±33 ф.э./МэВ, соответственно (см также табл. 4.4). Большая погрешность второй величин обусловлена зачителыюй шириной одпоэлектрон-пого пика в ФЭУ EMI 9531. Необходимо добавить, что отбор ФЭУ, использование оптической смазки и оптимизация рабочей температуры позволят повысить выход фотоэлектронов для образца 5 в 3 раза. 250 500 750 1000 1250 1500 1750 2000 2250 number of channel Спектр от источника 22Na (1 =1275/511 кэВ). Образец 11 (ll%Yb),T=154 К. Правая часть спектра растянута яо вертикали в 8 раз для ясности. Линии соответствуют фитированию края комптоновского спектра и фотопика для определения световыхода и энергетического разрешения (см. раздел 4.3) Отметим, что в пределах точности измерений ( 8%) нелинейность световыхода по энергии гамма квантов не установлена. Определение числа первичных электрон-дырочных пар при считывании LAAPD Как уже отмечалось, реализовать одноэлектронный режим для 16 мм LAAPD на настоящий момент не удалось. Поэтому для определения числа первичных электрон-дырочных пар необходим иной подход. Для калибровки LAAPD можно использовать рентгеновские кванты. Например, в [86] показано, что при значениях коэффициента усиления меньше 100, сигналы от 5.9 кэВ гамма квантов и от световых вспышек возрастают, при повышении напряжения на LAAPD, пропорционально друг другу. Число первичных пар в импульсе от рентгеновского кванта однозначно определяется через среднюю энергию образования пары (для кремния это 3.6 эВ). Таким образом, для нахождения среднего числа первичных пар в спектре световых импульсов, достаточно сравнить среднюю амплитуду этих импульсов со средней амплитудой импульсов от рентгеновских квантов, провзаимодействовавших в толще LAAPD при том же приложенном напряжении, которое должно соответствовать коэффициенту усиления меньше 100. При больших значениях коэффициента усиления импульсы от рентгеновских квантов усиливаются слабее, чем световые импульсы. Это объясняется тем, что большая плотность первичных носителей на треке релятивистских электронов приводит (при большом усилении) к эффектам связанным с объемным зарядом. В нашей работе [77] с помощью LAAPD изучались свойства сцинтилляторов Yb:YAG и Yb:YAP при температре около 100 К. Измерения проводились с помощью установки показанной па рис 4.5.
проводится сравнение свойств дейтерометана и метана и анализируются изотопные
эффекты. Там же описаны электронные свойства жидких смесей дейтерометана с
аргоном. *Определение средней энергии образования электрон-ионной пары
Радиол из метана в присутствии аргона
Свойства СТ сцинтилляции Yb:YAG (иттрий-иттербиевй алюминиевый гранат)
Особенности работы лавинных фотодиодов (LAAPD) при низких температурах
Похожие диссертации на Исследование свойств жидкостных ионизационных и кристаллических сцинтилляционных детекторов, содержащих в рабочей среде ядра-мишени D и 176Yb, с целью их применения для регистрации нейтрино
