научная статья по теме МЕТОДИКА ИДЕНТИФИКАЦИИ ЯДЕР В ЭКСПЕРИМЕНТЕ МОНИКА Физика

Текст научной статьи на тему «МЕТОДИКА ИДЕНТИФИКАЦИИ ЯДЕР В ЭКСПЕРИМЕНТЕ МОНИКА»

ПРИБОРЫ И ТЕХНИКА ЭКСПЕРИМЕНТА, 2010, № 4, с. 27-36

ТЕХНИКА ЯДЕРНОГО ЭКСПЕРИМЕНТА

УДК 53.05

МЕТОДИКА ИДЕНТИФИКАЦИИ ЯДЕР В ЭКСПЕРИМЕНТЕ МОНИКА

© 2010 г. А. В. Бакалдин, С. А. Воронов, А. М. Гальпер, С. В. Колдашов,

К. А. Липатов, М. О. Фарбер

Национальный исследовательский ядерный университет "МИФИ" Россия, 115409, Москва, Каширское ш., 31 Поступила в редакцию 11.12.2009 г.

Обсуждаются результаты сравнения и оптимизации (ДЕ — Е)-методов идентификации ядер для многослойного Зьдетектора, который будет ипользоваться в спутниковом эксперименте МОНИКА по исследованию ядерной компоненты космических лучей от водорода до никеля в диапазоне энергий 10—300 МэВ/нуклон. Рассматриваются методы остаточного пробега и аппроксимации кривой Бете—Блоха. Моделирование в среде GEANT4 показало, что метод аппроксимации кривой Бете—Блоха не только обеспечивает лучшее массовое разрешение, что особенно важно при идентификации тяжелых ядер, но и дает возможность идентифицировать "пролетные" ядра с удовлетворительными зарядовым (<0.3) и энергетическим (<3%) разрешениями. Полученные результаты могут быть использованы при подготовке новых экспериментов, в которых предполагается использовать (ДЕ — Е)-методы идентификации ядер.

ВВЕДЕНИЕ

В современных космофизических экспериментах для исследования потоков ядер с энергиями от десятков до сотен МэВ/н (нуклон) широко используются прецизионные многослойные 81-спектрометры [1—6]. Важной задачей при подготовке таких экспериментов является выбор метода идентификации ядер, который для заданной конфигурации прибора характеризуется массовым, зарядовым и энергетическим разрешениями. В данной работе проведен анализ и оптимизация идентификаторов для эксперимента МОНИКА.

Целью эксперимента МОНИКА является изучение механизмов генерации космических лучей в активных процессах на Солнце и в гелиосфере, мониторинг ядерного, изотопного и ионного состава космических лучей в околоземном пространстве. В эксперименте будут изучаться потоки ядер космических лучей от Н до N1 в диапазоне энергий от 10 до 300 МэВ/н с помощью многослойного полупроводникового спектрометра МОНИКА, установленного на борту малого космического аппарата МКА № 2 (разработчик НПО им. С.А. Лавочкина, Химки Московской обл.). Данный эксперимент проводится НИЯУ "МИФИ" в сотрудничестве с Физическим институтом имени П.Н. Лебедева РАН (Москва), ФТИ им. А.Ф. Иоффе РАН (С.-Петербург) и ОИЯИ (Дубна).

ОПИСАНИЕ СПЕКТРОМЕТРА МОНИКА

Спектрометр МОНИКА предназначен для регистрации ядер космических лучей с хорошими изотопным, зарядовым и энергетическим разрешениями. Геометрический фактор прибора

равен 100 см2 ср. Ниже приведены диапазоны энергий регистрируемых ядер:

Изотоп Минимальная-максимальная энергия, МэВ/н

1Н 5-70

4Не 5-70

16о 10-150

28Я1 12-210

40Са 14-260

5^е 15-290

59№ 15-310

Внешний вид спектрометра и расположение 81-детекторов в телескопе представлены на рис. 1. Спектрометр состоит из четырех отдельных телескопов. Каждый телескоп состоит из следующих детектирующих систем: полупроводникового спектрометра-телескопа, сцинтилляционного калориметра и системы антисовпадений.

Полупроводниковый спектрометр-телескоп состоит из четырнадцати круглых полупроводниковых детекторов Д1-Д14. Диаметр Д1, Д-Д14 по 90 мм, диаметр Д2 70 мм. Толщина плоскостей Д1, Д2 составляет 100 мкм, Д3-Д5 — 300 мкм, Д6-Д14 — 1000 мкм. Таким образом, суммарная толщина полупроводникового спектрометра-телескопа составляет 1.01 см х 2.33 г/см3 = 2.35 г/см2. Детекторы Д1, Д2 образуют телескоп. Расстояние между ними 80 мм. Детекторы Д1, Д2 являются двухсторонними стриповыми детекторами (X, У) и позволяют определять направление прихода частицы.

Рис. 1. Внешний вид спектрометра МОНИКА (слева) и схема расположения детекторов в телескопе (справа). Д\ —Д\а — детекторы, С — пластический сцинтиллятор, АС и ЦАС — нижний и боковой цилиндрический сцинтилляци-онные детекторы антисовпадений.

Количество стрипов с каждой стороны плоскостей детекторов Дъ Д2 составляет 32. Остальные детекторы Д3—Д14 являются односторонними и имеют по восемь радиальных стрипов. Все детекторы Д1—Д14 позволяют измерять потери энергии частицы с энергетическим разрешением <1%.

Сцинтилляционный калориметр предназначен для расширения энергетического диапазона регистрируемых ядер (до 300 МэВ/н для железа). Он расположен под полупроводниковым спектрометром-телескопом и представляет собой пластический сцинтиллятор С толщиной 5 мм и А1-погло-титель толщиной 10 мм. Сцинтиллятор регистрирует факт выхода частицы из полупроводникового спектрометра-телескопа. Поперечные размеры сцинтиллятора подобраны такими, чтобы перекрыть апертуру прибора.

Система антисовпадений предназначена для режекции высокоэнергичных ядер, не остановившихся в спектрометре, а также для режекции фоновых ядер, рождающихся в реакциях фрагментации в веществе прибора. Система состоит из нижнего сцинтилляционного детектора антисовпадений AC, расположенного под сцинтилляционным калориметром, и бокового цилиндрического сцинтилля-ционного детектора антисовпадений ЦAC, расположенного между детекторами Д1, Д2. Толщины детекторов антисовпадений составляют 10 мм.

Основной триггер прибора имеет вид: Т = Т + Т2 + Т3 + Т4, Т = Дм х Д2 , х ЛМЩЛС) х ШТ1(ЦЛС), где Т — триггер 1-го телескопа.

Для каждого телескопа триггер вырабатывается при совпадении сигналов с первых двух детекторов Д1, Д2 и в отсутствие сигналов с системы антисовпадений.

МЕТОДЫ ИДЕНТИФИКАЦИИ ЯДЕР

Одной из важнейших задач, возникающих при обработке экспериментальных данных с многослойных спектрометров, предназначенных для исследования потоков заряженных частиц в космическом пространстве, является идентификация регистрируемых событий. Эта проблема становится особенно важной при изучении потоков частиц различного сорта, интенсивности которых различаются на несколько порядков. Например, отношение распространенностей 3Не и 4Не в потоках солнечных космических лучей во время солнечных вспышек может отличаться более чем на два порядка. К настоящему времени разработано достаточно много методов идентификации изотопов в многослойных полупроводниковых детекторах [7, 8]. Как правило, эти методы являются модификациями классического (АЕ — Е)-метода.

Для изучения возможностей идентификации ядер в эксперименте МОНИКА были выбраны метод остаточного пробега и метод аппроксимации кривой Бете—Блоха.

Метод остаточного пробега

Метод восстановления массы по остаточному пробегу предложен несколько десятков лет назад [8] и сегодня широко используется для идентификации изотопов в многослойных полупроводниковых спектрометрах [9]. Суть метода заключается в следующем. Как известно, соотношение между пробегом Я и кинетической энергией Е тяжелой заряженной частицы с массой М и зарядом Z имеет вид:

Л = aM (Е

z л m,

(1)

где а — константа, зависящая от среды; Ь = 1.5—1.8 для различных ядер с энергиями от десятков до нескольких сотен МэВ/н.

Записывая выражение (1) для частицы, прошедшей путь А х в веществе и потерявшей энергию АЕ, получим уравнение остаточного пробега

-*» = aM (ЕМ*

(2)

Комбинируя уравнения (1) и (2), находим окончательное выражение для массы частицы с зарядом

M =

ra(Eb - (Е - АЕ)b)^

(3)

Z Ах

Поскольку параметры a и b слабо зависят от заряда и массы изотопов, то выражение (3) можно использовать для их идентификации, измерив АЕ и Е.

В настоящей работе для идентификации изотопов, регистрируемых телескопом-спектрометром МОНИКА, используются усредненные параметры a и b , которые определялись следующим образом.

На первом этапе рассчитывались параметры aj (Z), bj (Z) для изотопов с заданным зарядом Z при помощи фитирования степенной функцией (1) зависимости их пробега в кремнии от энергии в диапазоне 10—300 МэВ/н, полученной на основе моделирования методом Монте-Карло (здесь и в дальнейшем для моделирования процессов взаимодействия ядер с веществом использовался пакет GEANT 4.9.2 [4]). Затем вычислялись средние параметры a (Z) и b (Z) для ядер с заданным зарядом Z :

,(Z )

b (Z)

1

N и

Z aj (Z),

j=1

(4)

Z b,(Z),

i=i

Элемент

Коэффициент

a, мкм/МэВ b

1H 2365 1.772

2He 2380 1.772

3Li 2354 1.767

4Be 2332 1.762

5B 2308 1.757

6C 2291 1.754

7n 2268 1.750

8O 2212 1.738

9f 2230 1.741

10Ne 2202 1.735

11Na 2173 1.728

12Mg 2160 1.724

13Al 2147 1.720

14Si 2130 1.715

26Fe 1964 1.651

28Ni 1950 1.643

здесь суммирование производится по числу дол-гоживущих изотопов данного элемента, а а1 (Z), Ь (Z) — параметры для I -го долгоживущего изотопа.

Некоторые найденные таким образом коэффициенты а и Ь приведены в таблице.

Из (3) следует, что для определения массы изотопа с заданным зарядом Z, зарегистрированного в многослойном детекторе, необходимо выбрать путь Ах, соответствующий определенному числу слоев. Как показали расчеты, оптимальному значению Ахдля спектрометра МОНИКА соответ-

ствует число слоев, равное полному числу слоев, пройденных частицей, минус два последних слоя.

Этот метод используется в том случае, если измерены полные потери энергии частицы в спектрометре, т.е. кинетическая энергия частицы Е. Для спектрометра МОНИКА это соответствует остановке частицы в полупроводниковом спектрометре-телескопе.

Метод аппроксимации кривой Бете—Блоха

Этот метод использован ранее в экспериментах НИНА [4], НИНА-2 [5]. Метод заключается в нахождении массы регистрируемого изотопа с заданным Z путем минимизации следующей квадратичной суммы:

Nсл -п

Б2 = (АЕ, - ЛЕГ4)), (5)

I=1

где АЕ — измеренное энерговыделение в /-ом слое; АЕ;расч — рассчитанное энерговыделение в /-ом слое; ^ — статистические веса (в данном случае они выбирались равными 1/АЕ) ^сл — полное число пройденных частицей слоев; п — число отброшенных последних сработавших слоев. Как показали расчеты, для спектрометра МОНИКА оптимальным является значение п = 1.

Величины АЕ(расч рассчитываются следующим образом. Для каждого сработавшего слоя вычис-

1

йЕ/йх, МэВ/см 180000

МэВ/н

Рис. 2. Зависимость средних удельных ионизационных потерь ядра Бе в кремнии от энергии частицы. Сплошная линия - кривая Бете-Блоха с учетом попр

Для дальнейшего прочтения статьи необходимо приобрести полный текст. Статьи высылаются в формате PDF на указанную при оплате почту. Время доставки составляет менее 10 минут. Стоимость одной статьи — 150 рублей.

Показать целиком