Диссертация (1145365), страница 9
Текст из файла (страница 9)
Эти интервалы времени распределены по-разному в случаях, когда имело место прилипание мюона к продуктам синтеза и когда прилипания не было. Соответственно в спектре указаныых интервалов наблюдаются две экспоненциаль-46но спадающие компоненты – быстрая и медленная. Фактор потерь мюоновw определяется из отношения амплитуд этих компонент (естественно, приизвестной эффективности регистрации нейтронов).Второй метод анализа [92] – построение распределения по множественности нейтронов синтеза k от одного мюона. Если известно, что в некоторомвременном интервале ∆T мюон не распался, то в распределении множественности первых зарегистрированных нейтронов будут две различимыекомпоненты: одна – пуассоновское распределение со средним m = ϵn ·Λc ·T ,состоящая из синтезов без прилипания, и вторая компонента – убывающаяс ростом k и зависящая от эффективного прилипания w.
Фитирование экспериментального спектра позволяет определить количество синтезов с прилипанием и синтезов без прилипания. При этом важной проблемой остаетсязнание абсолютной эффективности регистрации нейтронных детекторов,величина которой рассчитывалась в [90] с точностью не лучше 5-7%.Еще одним методом, используемым для изучения процесса прилипанияя мюонов, является анализ рентгеновских квантов, испускаемых мюонными атомами гелия (Eγ =8,2 кэВ). Эксперименты по этой теме проводились в PSI (Швейцария) и в лаборатории КЕК (Япония).
Согласнорасчетам, примерно 30% событий с прилипанием в реакции ddµ синтеза и23% событий в реакции dtµ синтеза происходят с образованием мезоатомов гелия в возбужденных состояниях с n > 1 [65, 66, 81]. Наблюдениерентгеновских квантов даёт возможность оценки начального коэффициента прилипания и несет информацию о кинетике мюонных атомов гелияпри их торможении в среде [80]. Например, полный выход квантов данноготипа на один мюон имеет вид0Yx = γx · ωdt· Yn ,где γx – среднее количество фотонов на один случай начального прилипа0ния для перехода x (например, γKα ), ωdt- начальный коэффициент прилипания, Yn – среднее количество синтезов на один мюон.
Если записатьвыражение для полного выхода рентгеновских квантов аналогично выра-47жению для выхода нейтронов (1.11), то0yx (t) = φ λc γ ωdtexp(−λn t)∫Yx =0∞φ λc γ ωs0yx (t) dt =λn(1.13)(1.14)где - λn = (λ0 + W · λc · φ), W – фактор суммарных потерь мюона в dtµцикле (W =ωdt + другие каналы потерь). В эксперименте удобнее измерятьчисло гамма-квантов, нормированное на синтез, что дает0YKα /Yn = γKα · ωdt.Таким образом, комбинированный метод регистрации нейтронов и рентгеновских фотонов даёт ”почти прямой” метод измерения начальных коэффициентов прилипания.
Но этот метод всецело полагается на результаты расчётов кинетики замедления ионов Heµ+ при различных плотностях, систематическая погрешность которых главным образом определяется неопределённостями в расчётах столкновительных возбуждений мезоатома и точностью учёта Штарковского смешивания [93].Другой подход в измерении начального коэффициента прилипания мюонов и анализа кинетики энергичных dµ и tµ атомов был развит в лаборатории TRIUMF (Канада). Здесь была разработана методика созданиятонких криогенных мишеней из слоев протия и дейтерия с добавлениемтрития [94, 17].
В первом слое мишени, состоящем из H2 + 10−3 T2 , послеторможения мюонов образуются мезоатомы протия (pµ), которые быстроперезаряжаются в tµ-атомы, имеющие энергию до 45 эВ. В процессе торможения в протии tµ-атомы достигают энергии ∼10 эВ, при которой сечениерассеяния резко падает (эффект Рамзауэра-Таунсенда), что позволяет мезоатомам легко пройти сквозь мишень и вылететь в вакуум. Созданныйтаким образом пучок tµ атомов можно направить через небольшой вакуумный промежуток на второй, очень тонкий слой твёрдой смеси D2 илиHD, в котором происходит синтез. В третьем слое, состоящем из чистого протия, продукты синтеза 4 He++ и 4 Heµ+ , имеющие разные заряды,тормозятся с разными величинами удельных потерь энергии (dE/dx ∼Z2 )и далее регистрируются полупроводниковым детектором. Ожидается, что48в энергетическом спектре заряженных продуктов синтеза, полученном всовпадении с нейтронами dtµ-синтеза, пики 4 He++ и 4 Heµ+ должны наблюдаться раздельно. Начальное прилипание и коэффициент стряхиваниямогут быть получены, если изменять толщину тормозящего слоя протияи сделать экстраполяцию к его нулевой толщине.
Для этого необходимо сбольшой точностью знать dE/dx при очень малых энергиях ионов. В целомэксперимент получается очень сложным, поскольку в нём надо уметь изменять и точно измерять толщину тормозящих слоев из твёрдого протия иуметь делать его однородным по толщине. Опубликованы результаты пробных экспозиций, подтверждающие принципиальную работоспособность метода [95, 96].Похожий эксперимент по измерению начального коэффициента прили0пания ωdt, также использующий различие удельных потерь у ионов 4 He++и 4 Heµ+ , был поставлен в LAMPF (США) в 1986 - 1988 гг.
и позже вRAL(Англия) 1990-1993 гг. [97, 98, 99]. Указанные продукты dtµ синтеза регистрировались полупроводниковым поверхностно-барьерным детектором,отделённым тонкой майларовой плёнкой от дейтерий-тритиевой газовоймишени с низкой плотностью φ ∼0,001. Измерялись амплитуды сигналов вдетекторе и время пролёта частицы относительно момента остановки мюона.
Низкое давление газа и малая толщина материалов на пути ионов He++0и Heµ+ позволяла измерять именно начальное прилипание ωdtс небольшой поправкой ∼13% на стряхивание в майларе. До настоящего времениопубликованы только предварительные результаты, малая статистическаяточность которых не позволяет, к сожалению, использовать их для про0верки теоретических расчётов (ωdt= 0, 8 ± 0, 15(stat) ± 0, 12(syst) )% (при1800/490 Торр).Проведенный анализ основных экспериментальных методов исследования процесса мюонного катализа показывает, что все они построены попринципу: мишень - отдельно, детектор - отдельно. В результате детектор ”видит” мишень под малым телесным углом, что приводит к проблеменабора требуемой статистики и существенно повышает требования к интенсивности мюонных пучков ускорителей. Другая особенность существующих методик заключалась в том, что они использовали для анализа ней-49тральные продукты реакций синтеза - нейтроны и рентгеновские кванты, укоторых определение эффективности регистрации представляет собой отдельную сложную задачу.
Если же посмотреть на продукты реакций синтеза в мезомолекулах, то во всех из них существуют заряженные частицыс энергиями, находящимися в ”удобном” спектрометрическом диапазоне,например, 3 He – 0,82 МэВ и 4 He – 3,5 МэВ. Поэтому при формированиив ПИЯФ программы исследований мюонного катализа была выбрана методика регистрации заряженных продуктов синтеза. Для этого была разработана ионизационная камера, заполняемая водородом (дейтерием) додавления Р∼100 атм., которая являлась одновременно ”живой” мишеньюдля остановок мюонов и детектором продуктов синтеза.
Таким образом,впервые при исследовании мюонного катализа был реализован принципсовмещения мишени и детектора в одном приборе.502Разработка ионизационного методаизмерений параметров мюонного катализа2.1Ионизационная камера как активная мишень и детектор продуктов синтезаИонизационная камера наряду со счетчиком Гейгера - Мюллера являетсястарейшим физическим прибором, используемым для регистрации и анализа ионизирующих излучений [100].
В наиболее общем виде её можнопредставить как плоский конденсатор размещенный в газе, к одному изэлектродов которого приложено высокое (отрицательное) напряжение, адругой электрод, находящийся чаще всего под потенциалом земли, служит для сбора ионизации, созданной какой-либо частицей при её торможении в газе камеры.
Число созданных пар ионов n− (e− ) и n+ определяетсяэнергией частиц и для её измерения необходимо измерить наведенный наэлектродах заряд. Нужно отметить, что скорость дрейфа электронов более чем в 103 раз выше скорости дрейфа положительных ионов, поэтомуможно считать, что временные характеристики камеры задаются толькоподвижнстью электронов (камера с электронным собиранием). С моментаначала движения электронов ионизации под действием поля в сторону собирающего электрода на нем растет потенциал, достигающий максимумапри завершении дрейфа. Если в двухэлектродной камере разместить навысоковольтном электроде (катоде) источник α-частиц, то по длительности фронта сигнала, наведенном на собирающем электроде (аноде), можноопределять время дрейфа электронов при данном соотношении давлениягаза и напряженности поля Е/р (кВ/см·атм).
При известном расстояниимежду электродами можно определить и скорость дрейфа электронов W(см/мкс). Указанное свойство двухэлектродной ионизационной камеры использовалось нами для определения скоростей дрейфа электронов в водороде и дейтерии в диапазоне давлений Р∼15÷100 атм. при исследованиивременных характеристик нового детектора.Что касается измерения энергий частиц, то величина собранного зарядав такой камере оказывается, как известно, зависящей от координаты оста-51новки частицы между электродами.
С тем, чтобы ликвидировать эту зависимость, О.Фриш [101] впервые ввел сетку между катодом и анодом, подавна неё соответствующее высокое напряжение. Тем самым было экранировано индукционное влияние положительных ионов на собирающий электрод,что обеспечивало полный сбор заряда от электронов ионизации, созданныхв любой точке объема между катодом и сеткой. Указанные свойтва камер ссеткой обеспечили их широкое применение в α-спектрометрии, физике деления, физике тяжелых ионов в качестве различных ∆E-E детекторов. Длянаполнения камер наиболее часто используют аргон и смеси Ar + 10%CH4 ,Ar + N2 при давлениях 0,5÷1,0 атм.Идея применения ИК для изучения мюонного катализа опиралась набольшой опыт ОФВЭ ПИЯФ в использовании ионизационных детекторовс водородным наполнением. В 1972 г.
профессором А.А.Воробьёвым былосуществлён запуск на пучке протонов с энергией Еp =1 ГэВ ионизационной камеры с электронным собиранием, работающей при давлении водорода 10 атм [102]. Конструкция камеры была такова, что пучок проходилаксиально сквозь электроды камеры, обеспечивая направление треков отпротонов отдачи параллельно сетке и анодам. Камера, названная ИКАР ”Ионизационная Камера Адронного Рассеяния”, предназначалась для регистрации протонов отдачи с энергией 1÷5 МэВ, возникающих в реакцияхупругого p − p рассеяния на малые углы. Как известно, протон является одним из основных объектов исследований в ядерной физике, в физикевысоких энергий, и создание электронного аналога такого детектора, какводородная пузырьковая камера, было давним желанием физиков.
![](https://s.studizba.com/z.php?f=/templates/si/i/noavatar.png&w=100&h=100&t=1"){kind=avatar}
