Исследование свойств и калибровка пропорциональных и дрейфовых камер с помощью монохроматического рентгеновского пучка для эксперимента АТЛАС тема автореферата и диссертации по физике, 01.04.16 ВАК РФ

РОССИЙСКАЯ АКАДЕМИЯ НАУК ПЕТЕРБУРГСКИЙ ИНСТИТУТ ЯДЕРНОЙ ФИЗИКИ р 5 ^ < им.Б.П.Константинова

2 "(¡ЛУ «*•. ■-,> иГиП Ь:

На правах рукописи

ФЕДИН ОЛЕГ ЛЬВОВИЧ

УДК 539.1.08

ИССЛЕДОВАНИЕ СВОЙСТВ И КАЛИБРОВКА ПРОПОРЦИОНАЛЬНЫХ И ДРЕЙФОВЫХ КАМЕР С ПОМОЩЬЮ МОНОХРОМАТИЧЕСКОГО РЕНТГЕНОВСКОГО ПУЧКА ДЛЯ ЭКСПЕРИМЕНТА АТЛАС

01.04.16 - физика ядра и элементарных частиц 05.11.10 - приборы и методы для измерения ионизирующих излучений и рентгеновские приборы

АВТОРЕФЕРАТ диссертации на соискание ученой степени кандидата физико-математических наук

Санкт-Петербург - 1998 г.

г

Работа выполнена в Петербургском институте ядерной физики им. Б.П.Константинова РАН.

Научные руководители :

кандидат физико-математических наук, старший научный сотрудник

доктор физико-математических наук, старший научный сотрудник

Официальные оппоненты:

доктор физико-математических наук, старший научный сотрудник

кандидат физико-математических наук

Смирнов А.И.,

Щегельский В.А.

Федоров В.В., Немнюгин С. А.

Ведущая организация - Московский государственный инженерно-физический институт (Технический университет).

Защита состоится " 1/101/-* 1998г. в 41 час.

мин. на

заседании диссертационного совета Д 002.71.01 при Петербургском институте ядерной физики им. Б.П.Константинова РАН (188350, г. Гатчина Ленинградской обл.)

С диссертацией можно ознакомиться в научной библиотеке Петербургского института ядерной физики им.Б.П.Константинова РАН.

Автореферат разослан " 8" 1998г.

Ученый секретарь диссертационного совета кандидат физико-математических наук

Митропольский И.А.

ОБЩАЯ ХАРАКТЕРИСТИКА РАБОТЫ

Актуальность темы. Высокоточное измерение координат заряженных частиц при прохождении их через коллайдерный детектор является актуальной задачей методики современного эксперимента в физике высоких энергий. Это обусловлено тем, что информация о свойствах новых частиц таких, ка^например, бозон Хиггса или t-кварк, может быть получена только при условии измерения кинематических параметров продуктов распада этих частиц. Поэтому, например, в коллайдерном детекторе ATLAS, для высокоточного восстановления траекторий заряженных частиц необходимо определить пространственное положение с точностью - 50 мкм более 100 миллионов активных элементов (анодных проволок, стрипов и т.д.) в дрейфовых и пропорциональных камерах, в кремниевых стриповых детекторах, обеспечивающих измерение координат заряженных частиц при их прохождении через детектор. Только при выполнении этого условия станет возможным решить обратную задачу, т.е. по известным точкам, в которых измерены координаты заряженной частицы, восстановить их траектории и, следовательно, получить информацию о процессах рождения частиц.

Точное определение положения активных элементов камер необходимо на каждой стадии создания коллайдерного детектора: как при конструировании - для оценки механической точности конструкции, так и при работе детектора на пучке - для контроля за стабильностью его положения.

Существует несколько методов измерения координат активных элементов детектора: по траекториям заряженных частиц, методом оптических метрологических измерений и с помощью позицион-но-чувствительных датчиков.

В последнее время, для определения относительного положения детекторов (alignment), предназначенных для измерения координат заряженных частиц, получили развитие методы, использующие рентгеновское излучение. Первой работой в этом направлении можно считать работу [1]. Авторы этой работы использовали узкий ~ 50 мкм рентгеновский пучок для высокоточного определения относительного положения модулей кремниевого стрипового вершинного детектора, предназначенного для установки MARK II, которая работает на линейном коллайдере в Стэнфорде (SLAC).

Цель работы. Задачей представленной диссертационной работы было создание и развитие методики, использующей узкий монохроматический рентгеновский пучок для определения пространственного положения активных элементов (анодных проволок, стрипов и т.д.) и для исследования характеристик пропорциональных и дрейфовых камер. Развитие данной методики позволяет повысить точность восстановления траекторий заряженных частиц в коллайдерных детекторах.

Научная новизна.

- Разработана и экспериментально проверена новая методика, в которой используется узкий монохроматический пучок для измерения дифференциальной нелинейности пространственной шкапы камер с катодными стрипами. Создана установка, позволяющая проводить изучение характеристик и калибровку этих камер. Использование данной методики позволяет уменьшить систематические ошибки, возникающие при восстановлении траекторий заряженных частиц с помощью камер с катодными стрипами.

- Разработана .и экспериментально проверена новая методика измерения координат анодных проволок в дрейфовых трубках с помощью узкого монохроматического рентгеновского пучка и создана установка для измерения координат анодных проволок в детекторе TRT (Transition Radiation Tracker) для эксперимента ATLAS. Использование данной методики позволит обеспечить восстановление траекторий заряженных частиц с помощью детектора TRT с точностью 100 мкм. ;

Научная и практическая ценность.

В результате проведенных исследований и разработок, изложенных в диссертации, создана новая методика высокоточного измерения

1 мкм) координат анодных проволок в дрейфовых трубках и дифференциальной нелинейности пространственной шкалы камер с катодными стрипами, использующая узкий монохроматический рентгеновский пучок.

С помощью созданной установки для измерения дифференциальной нелинейности можно проводить калибровку пространственной шкалы камер с катодными стрипами. Такая калибровка позволяет уменьшить систематические ошибки, возникающие при восстановлении траек-

торий заряженных частиц в коллайдерном детекторе с помощью таких камер.

Высокоточное определение координат анодных проволок в детекторе ТЯТ, выполненное с помощью созданного прибора управления рентгеновским пучком, позволит повысить точность измерения координат заряженных частиц с помощью данного детектора в эксперименте АТЛАС до 100 мкм.

На защиту выносятся:

- Метод измерения дифференциальной нелинейности координатной шкалы пропорциональных камер с катодными стрипами, использующий узкий монохроматический рентгеновский пучок с энергией 36,03 кэВ, что позволяет достигнуть в камерах такого типа пространственного разрешения близкого к предельному.

- Установка для калибровки камер с катодными стрипами, состоящая из монохроматора и двухкоординатного стола, позволяющего перемещать этот монохроматор с точностью ± 10 мкм в двух взаимно перпендикулярных направлениях.

- Модель процессов, сопровождающих регистрацию монохроматического рентгеновского излучения камерой с катодными стрипами, в рамках которой объясняется зависимость пространственного разрешения камеры от энергии рентгеновских квантов.

- Результаты измерения дифференциальной нелинейности пространственной шкалы для тестовой пропорциональной камеры с катодными стрипами.

- Метод высокоточного измерения (~ 1 мкм) координат анодных проволок в дрейфовых трубках,использующий узкий монохроматический рентгеновский пучок.

- Результаты статистических расчетов выходов вторичного флюоресцентного излучения, фото- и оже-электронов из анодных проволок пропорциональных камер при облучении их рентгеновским пучком.

- Прибор для измерения координат анодных проволок в детекторе TRT (Transition Radiation Tracker) эксперимента ATLAS, который

позволяет направлять узкий монохроматический пучок в заданном телесном угле и измерять это направление с высокой точностью.

- Методика проведения юстировки прибора управления рентгеновским пучком, разработанная в результате анализа параметров созданного прибора.

- Результаты измерений координат анодных проволок в полномасштабном прототипе модуля детектора TRT, полученные с помощью созданного прибора управления рентгеновским пучком.

Апробация работы. Представленные в диссертации результаты докладывались на рабочих совещаниях международной коллаборации ATLAS (ЦЕРН, Женева, 1995-1997 г.), на рабочих совещаниях международной коллаборации GEM (1993 г.) и на юбилейной сессии ученого совета Петербургского института ядерной физики (Гатчина, 1996 г.).

Основное содержание диссертации отражено в девяти публикациях.

Структура и объём работы. Диссертация состоит из введения, четырех глав, заключения и списка цитированной литературы. Она содержит 116 страниц машинописного текста, 54 рисунка, 3 таблицы. Список литературы содержит 74 наименования.

СОДЕРЖАНИЕ РАБОТЫ

Во введении формулируется цель работы и дается обзор методик, использующих рентгеновское излучение для определения координат активных элементов детекторов (стрипов, анодных проволок и т.д.), предназначенных для измерения координат заряженных частиц.

Первая глава содержит описание методики, использующей узкий монохроматический рентгеновский пучок для измерения дифференциальной нелинейности пропорциональных камер с катодными стрипа-ми. Данная дифференциальная нелинейность проявляется в систематическом отклонении измеренной с помощью камеры координаты трека заряженной частицы от реальной. Причина её возникновения связана, в первую очередь, с тем, что по измеренным на катодных стрипах зарядам неточно восстанавливается координата образования лавинной ионизации около анодной проволоки. Расчеты показывают,

что величина этой нелинейности «висит как от параметров камеры (ширины стрипов, величины зазора между анодными проволоками и стриповым катодом и т.д.), так и от алгоритма, с помощью которого по наведенным зарядам вычисляется координата (в частности, от количества стрипов, заряды которых используются при вычислениях). Для уменьшения дифференциальной нелинейности необходимо увеличивать число катодных стрипов, что приводит к увеличению каналов катодного считывания.

Большая дифференциальная нелинейность при измерении координат, которой обладают камеры с катодными стрипами, учитывается предварительной калибровкой координатной шкалы камеры. Её цель состоит в измерении отношения Хтеаз/Хгеа] вдоль направления, перпендикулярного направлению катодных стрипов. Обычно эта калибровка выполняется либо на пучке заряженных частиц от ускорителя, либо на космических мюонах. При таких измерениях координаты мюонных треков Хгеа] определяются с помощью других высокоточных детекторов, например, кремниевых стриповых детекторов.

Для измерения дифференциальной нелинейности координатной шкалы камер с катодными стрипами было предложено использовать узкий монохроматический пучок с малой угловой расходимостью. Однако, для этого необходимо, во-первых, обеспечить высокую эффективность регистрации рентгеновского излучения камерами, а во-вторых, добиться хорошего пространственного разрешения камер для рентгеновского излучения.

При выборе энергии рентгеновского излучения для пространственной калибровки камер с катодным считыванием необходимо было принять во внимание следующие соображения:

- энергия рентгеновского излучения должна быть относительно высокой, для того чтобы, пройдя через несколько слоев камер, интенсивность рентгеновского пучка после ослабления на элементах их конструкций оставалась достаточной для проведения измерений на последней камере;

- с другой стороны, энергия рентгеновского пучка не должна быть слишком большой, для того чтобы иметь высокую эффективность камеры при регистрации рентгеновского излучения. Обычно, для обеспечения высокой эффективности пропорциональных камер к

рентгеновскому излучению в газовую смесь добавляются тяжелые благородные газы Кг или Хе\

- рентгеновское излучение должно быть монохроматическим, чтобы можно было выбрать его энергию несколько выше порога ионизации (К-края) основной, с точки зрения эффективности поглощения, компоненты газовой смеси. Таким образом, обеспечиваются достаточно высокая эффективность камеры к рентгеновскому излучению и минимальная энергия фотоэлектронов, что позволяет приблизиться к предельно достижимому пространственному разрешению камеры.

Процесс поглощения рентгеновских квантов с энергией от 10 до 100 кэВ в газовой смеси камеры происходит в основном за счет фотоэффекта, так как эффектом Комптона в первом приближении можно пренебречь. В результате такого взаимодействия излучается фотоэлектрон. Атом, оставшийся в возбужденном состоянии, излучает либо флюоресцентный рентгеновский квант, либо оже-электрон. Оставшаяся энергия возбуждения атома излучается в основном за счет испускания нескольких юже-электронов. В энергетическом спектре, при облучении камеры монохроматическим рентгеновским излучением может наблюдаться, во-первых, пик полного поглощения (фотопик), энергия которого равна энергии начального рентгеновского кванта Ех, а во-вторых, так называемый, пик вылета с энергией Еезс = Ех-Еа, где Ед - энергия рентгеновского флюоресцентного кванта. Пик вылета соответствует событиям, в которых флюоресцентный рентгеновский квант вылетает из камеры, не взаимодействуя с газом, и/таким образом, полная энергия, выделившаяся в камере, будет меньше энергии начального кванта на величину, равную энергии, унесенной этим квантом.

Из экспериментальных данных по распределению ионизации, создаваемой электронами при торможении в газах, следует, что форма распределения ионизации слабо зависит от энергии электронов и состава среды. В первом приближении можно считать, что ионизация, создаваемая электроном, распределена вдоль радиуса, проведенного из точки поглощения первичного рентгеновского кванта и равного практическому пробегу электрона. Так как электроны, рождающиеся в результате фотопоглощения рентгеновских квантов, испытывают многократное рассеяние при замедлении в газовой смеси камеры, то можно

пренебречь угловой корреляцией между направлениями их вылета. В рамках такой простой модели было показано [2], что для оценки полуширины^ пространственного распределения событий поглощения рентгеновских квантов в камере с катодными стрипами (пространственное разрешение камеры) может быть использована формула:

[ЕрН ЕА 1

* = (1)

где коэффициент к не зависит ни от энергии электронов, ни от используемой среды; ЕрЬ - энергия фотоэлектрона; Ед - энергия оже-электро-на, обладающего максимальной энергией; Яд - практический пробег фото- и оже-электрона. Значение коэффициента к определяется конкретным видом функции распределения ионизации, создаваемой электроном. При этом, в случае равномерного распределения ионизации, к = 1.

Для сравнения экспериментальных и рассчитанных по формуле (полуширин пространственных распределений в камерах с катодными стрипами были использованы экспериментальные данные из работ [3] и [4]. Авторами этих работ были приняты специальные меры для уменьшения влияния на пространственное разрешение таких факторов, как шумы электроники и поперечная диффузия электронов. Поэтому в их случае, пространственное разрешение камеры определялось, в основном, пробегом электронов. На рис. 1 по оси У отложены экспериментальные значения полуширин, а по оси X - соответствующие им рассчитанные значения. Экспериментальные данные получены при измерениях в газовых смесях с 90% содержанием благородных газов Аг, Кг и Хе и для энергий рентгеновского излучения < 25 кэВ. Прямая, проведенная на рис. 1 пунктирной линией, соответствует результату линейного фитирования, которое дает значение коэффициента к = 0,88 ±0,14. Сплошная прямая соответствует значению к=1. Из рис.1 видно, что,несмотря на достаточно большой разброс точек, наблюдается удовлетворительное согласие между экспериментальными и рассчитанными значениями полуширин пространственного распределения. Почти все точки лежат в интервале значений к = 0,7-5-1,2. Исходя из этого, можно сделать вывод, что предложенная модель

^ полуширина - ширина распределения на половине 1ШС01Ы

Рассчитанное знамение полуширины, мм

Рис. 1. Сравнение экспериментальных данных для пространственного разрешения камер с катодными стрипами, взятых из работ [3] и [4], с рассчитанными по формуле ( значениями полуширин пространственных распределений центров тяжести ионизационных кластеров (■ -Ar, О - Кг, Д- Хе).

достаточно хорошо описывает экспериментальные данные. При этом можно полагать, что полуширина пространственного распределения определяется величиной практического пробега, умноженной на фактор Eg/Etot (Ее - энергия того электрона, который имеет максимальную энергию при фотоионизации, а Etot - полная энергия, измеренная камерой). В работе [2] было предложено называть эту величину приведенным пробегом.

Как отмечалось выше, наибольший интерес представляет газовая смесь, содержащая Хе, так как именно такая смесь обеспечивает наибольшую эффективность камеры с катодными стрипами к рентгеновскому излучению. Исходя из расчетов, выполненных в рамках обсуждавшейся выше модели, а также технологии изготовления рентгеновских трубок, для калибровки камер с катодными стрипами было выбрано Ка излучение празеодима 59Рг с энергией ЕКоЛ = 36,0263 кэВ. В этом случае при фотоэффекте на К оболочке атома ксенона и отборе событий, соответствующих Ка пику вылета (полная энергия, выделившаяся в камере, равна 6,2 кэВ), разрешение камеры будет определяться пробегом LMM оже-электрона с энергией Е = 3,4кэВ. Поэтому полуширина пространственного распределения, которую можно достичь, равна 96 мкм. При отборе событий, соответствующих Кр пику

вылета (полная энергия, выделившаяся в камере, равна 2,4 кэВ), разрешение камеры будет определяться фотоэлектроном с К оболочки атома ксенона, который имеет энергию 1,44 кэВ. В этом случае можно достичь разрешения ~ 30 мкм.

Для проведения измерений дифференциальной нелинейности пространственной шкалы камер с катодными стрипами была создана установка, состоящая из однокристального монохроматора и высокоточного двухкоординатного стола. В качестве источника рентгеновского излучения используется маломощный (< 5ватт) рентгеновский аппарат РЕЙС-100 с электростатической и магнитной фокусировкой электронного пучка. Для данной работы была разработана трубка с антикатодом из празеодима. При размере выходной щели монохроматора ~ 50 мкм х 22 мм интенсивность рентгеновского излучения составляет ~ 8000-10000 с"1.

Для проверки данной методики были проведены измерения с камерой размером ~ 150 х 150 мм, с газовым промежутком 4,6 мм и симметричным расположением анодной плоскости между двумя катодными плоскостями. Для изучения характеристик камеры использовалась газовая смесь, содержащая 25% добавку ксенона (37,5% СОг, 15% СТ4,22,5% Аг, 25% Хе).

Типичный профиль рентгеновского пучка, измеренный камерой с катодными стрипами, показан на рис. 2а. Узкий пик в пространственном распределении событий соответствует процессам, в которых образуются короткопробежние электроны. Присутствие широкой фоновой подставки объясняется процессами фотопоглощения рентгеновских квантов, происходящими в камере с последующим образованием быстрых электронов, которые обладают пробегом в несколько миллиметров. Измеренное соотношение эффект-фон равно 15:1. Профиль рентгеновского пучка после отбора событий, соответствующих Ка и Кр пикам вылета хенона, показан на рис. 26. Для отбора использована измеренная амплитуда сигналов с анодного канала. Хорошо видно, что широкая фоновая подставка, связанная с длиннопробежными электронами, почти полностью исчезает. Соотношение эффект-фон улучшается до значения ~ 50:1. При фитировании распределения на рис.2аГаус-сианом с линейным фоном полуширина пространственного распределения оказалась равна - 170 мкм.

На рис. За показана зависимость измеренной с помощью камеры координаты центра тяжести профиля рентгеновского пучка Хтеа5 от его

"g 500

$ 400 -

300

200

100

14 16

Коордииата XmCJJ.

18

. мм

14 16

Координата Х„,са!,

Рис. 2. Профиль монохроматического рентгеновского пучка с энергией Е=36,03 кэВ, измеренный камерой с катодными стрипами (камера наполнена газовой смесью 37,5% С02, 15% С/^, 22,5% Аг, 25% Хе), а) - без отбора событий и б)-с отбором событий по анодной амплитуде, соответствующих Кд, и Кр пикам вылета для ксенона.

реального положения Х1ше. Данная зависимость приведена в диапазоне Х{ше равного шагу стрипа. Сплошной линией на рис.За показан результат фигирования экспериментальных точек прямой с фиксированным наклоном, равным единице. Тогда, дифференциальная нелинейность камеры ДХ определяется, как разность между измеренным значением координаты центра тяжести профиля рентгеновского пучка и значением, вычисленным с помощью параметров прямой, определенных в результате фитирования. На рис. Зв показана измеренная дифференциальная нелинейность внутри интервала, равного шагу стрипа для данной камеры. Видно, что измеренная дифференциальная нелинейность для данной камеры не превышает ± 40 мкм для интервала внутри стрипа.

Во второй главе обсуждается методика измерения координат анодных проволок дрейфовых трубок с помощью узкого монохроматического рентгеновского пучка.

Дрейфовая трубка (straw tube) представляет из себя обычную цилиндрическую дрейфовую камеру диаметром ~ 4 мм с одной анодной проволокой (диаметром ~ 304-50 мкм), расположенной на оси цилиндра. Стенки дрейфовой трубки толщиной ~ 60 мкм изготавливаются из по-

£

0.05

0.04

0.03

0.02

я' 0.01

s

- 0

X

< -0.01

-0.02

-0.03

-0.04

-0.05

15.5 16 16.5 17 17.5 18 18.5 19 х.™ ' мм 19.5

. 1 1 | 1 1 1 1 | . 1 Т 1 | . 1 L ♦ t : t 1 1 I 1 I . > I I 1 1 . I 1 1 I 1 I t 1 . I I I . ♦ ' 1 • ♦ 1 • г ■ ■ :

: t ' ) f :

Г ♦

Ï ® ■ . . 1 . . . . 1 . . . . 1 . . 1 i • | ■ ■ • ■ | ■ ■ ■ ....... .... 1 , . . . 1 . ,:

15.5 16 16.5 17 17.5 18 18.5 19 19.5

Рис. 3. Центр тяжести профиля рентгеновского пучка Xmeas, измеренный камерой, в зависимости от его реального положения Х(ше - А). Сплошной линией показан результат фитирования прямой с фиксированным наклоном, равным 1. В) - Дифференциальная нелинейность пространственной шкалы камеры с катодными стрипами.

лиамидной пленки (каптон). На основе таких трубок создается детектор TRT (Transition Radiation Tracket) для эксперимента ATLAS. Основное назначение TRT детектора - регистрация заряженных частиц. Для восстановления параметров трека TRT детектор должен обеспечить пространственное разрешение при измерении координат точек вдоль трека а = 150 мкм. Это требование приводит к тому, чтобы положение

анодных проволок в детекторе должно быть известно с точностью не хуже 20 мкм. В связи с этим, возникла задача определения координат анодных проволок внутри дрейфовых трубок. Это необходимо, во-первых, для проверки точности сборки изготовленных модулей детектора TRT, а во-вторых, полученные данные о координатах анодных проволок будут далее использованы при восстановлении траекторий заряженных частиц (alignment) при работе детектора.

Для определения координат анодных проволок в дрейфовых трубках с помощью рентгеновского пучка было предложено использовать так называемый активный метод.

Активный метод основан на использовании большой разницы в сечениях поглощения рентгеновских квантов в рабочей газовой смеси камеры и в материале анодной проволоки, а также на том, что анодная проволока, при облучении её рентгеновским пучком, становится источником вторичного излучения. Действительно, после того как рентгеновский квант провзаимодействует, в основном за счет фотоэффекта, с анодной проволокой, она становится источником вторичного излучения рентгеновских квантов, а также фото- и оже-электронов. Вторичные электроны и рентгеновские кванты с некоторой вероятностью могут выйти из материала анодной проволоки в объём камеры, наполненной газом, и провзаимодействовать с ним, что приведет к регистрации самой же камерой этого вторичного излучения. Так как сечение поглощения первичного рентгеновского излучения в материале анодной проволоки много больше, чем в рабочей газовой смеси камеры, то суммарный счет с камеры, в случае попадания рентгеновского пучка на анодную проволоку, будет больше, чем в случае, когда пучок попадает только в рабочий газовый объем камеры.

Таким образом, если перемещать узкий, порядка диаметра анодной проволоки, рентгеновский пучок в направлении, перпендикулярном ей, и измерять скорость счета с камеры в зависимости от положения пучка, то при попадании пучка на анодную проволоку будет наблюдаться пик, пространственное положение центра тяжести которого определяет координаты анодной проволоки.

В качестве примера на рис.4 показана экспериментальная зависимость скорости счета с дрейфовой трубки от положения узкого (~ 50 мкм) монохроматического рентгеновского пучка с энергией Е=36,03 кэВ. Дрейфовая трубка заполнена газовой смесью,содержащей 90% Аг и 10% С02. На данном рисунке хорошо виден пик, который

а = 26.5 мкм"

I I I I I I

10

12 14

Положение, мм

12.25 12.5 12.75 13 Положение, мм

13.25

Рис. 4. Экспериментальный профиль дрейфовой трубки (а), и, в более крупном масштабе, анодной проволоки (б), измеренный при облучении трубки монохроматическим рентгеновским пучком с энергией Е=36,03 кэВ (Ка1 59Р1") и интенсивностью ~ 4000 с"1. Ширина выходной щели монохроматора —50 мкм. Дрейфовая трубка заполнена газовой смесью 90% Аг и 10% С02 и анодная проволока сделана из бериллиевой бронзы.

появляется при облучении рентгеновским пучком анодной проволоки диаметром 50 мкм, сделанной из бериллиевой бронзы. Отношение эффект к фону составляет 6:1. Сплошной кривой на рис.4б показан результат фитирования данного распределения Гауссианом с линейным фоном. Скорость счета на максимуме равна -6,8-10"3 1/фотон. Статистическая точность определения положения центра тяжести профиля ±2 мкм. Из рис. 4а видно, что по возрастанию скорости счета при попадании рентгеновского пучка на стенки дрейфовой трубки можно определить положение стенок трубки. Аналогичные измерения были выполнены для различных газовых смесей, а также для анодной .проволоки, сделанной из вольфрама.

Очевидно, что без газовой смеси активный метод не может применяться. С другой стороны, пик, который наблюдается при облучении рентгеновским пучком анодной проволоки, расположен на фоновой подставке, возникающей от взаимодействия рентгеновского пучка с газовой смесью. Отношение эффекта к фону будет определять время измерения, необходимое для достижения заданной точности при определении центра тяжести измеренного профиля анодной проволоки. Понятно, что фон желательно уменьшать. С этой целью было предложено

использовать обратное напряжение, подаваемое на дрейфовую трубку. Таким образом, электроны, которые образовались от взаимодействия рентгеновских квантов с газовой смесью камеры, дрейфуют не на анодную проволоку, а на стенку трубки, которая в данном случае является анодом. Эти электроны не проходят область около проволоки, в которой развивается процесс газового усиления, и, следовательно, они не дают сигнал с дрейфовой трубки. Электроны, которые вылетают из анодной проволоки, наоборот, проходят эту область, образуя лавинную ионизацию. Образовавшийся заряд дрейфует к стенкам камеры и производит сигнал с дрейфовой трубки. Скорость счета с дрейфовой трубки при обратном напряжении, в зависимости от положения монохроматического узкого рентгеновского пучка вдоль диаметра трубки доказана на рис.5. Измерения были выполнены для

2 500

>я

5

& ¡г

400

300

200

100

: 500

400

300

200

100

9 10 11 12

Положение, мм

10.4

10.6 10.8 Положение, мм

Рис. 5. Экспериментальный профиль дрейфовой трубки, полученный при тех же условиях, что и на рис.4, но при инверсном включении высоковольтного напряжения на трубке (т.е. анодом являются стенки дрейфовой трубки) и газовой смеси, состоящей из 90% Аг и 10% С4Н10 (изобутан) Интенсивность рентгеновского пучка - 1500 с"1.

анодной проволоки диаметром 50 мкм, сделанной из бериллиевой бронзы и с газовой смесью 90% Аг и 10% С4Н10 (изобутан). Измеренное отношение эффекта к фону составило в этом случае 25:1. Скорость счета на максимуме пика упала до величины -2,5-10° 1/фотон. Это объясняется тем, что флюоресцентное излучение меди, которое дает значительный вклад при прямом напряжение поданном на дрейфовую

трубку, в данном случае не регистрируется, так как оно поглощается газовой смесью далеко от анодной проволоки.

Скорость счета на максимуме пика и отношение эффекта к фону зависят от энергии рентгеновского пучка. Для оптимизации измерений был проведен расчет методом Монте-Карло отклика (суммарной скорости счета) дрейфовой трубки при облучении её узким рентгеновским пучком в зависимости от его положения и энергии. Для этого был использован пакет программ GEANT.

На рис. 6а представлены рассчитанные зависимости нормированной

О 25 50 75 100 0 25 50 75 100

Энергия, кэВ Энергия, нэВ

Рис. 6. Рассчитанная методом Монте-Карло зависимость нормированной на интенсивность скорости счета (а) на максимуме пика, который наблюдается при облучении анодной проволоки в дрейфовой трубке узким ~ 50 мкм рентгеновским пучком, от энергии этого пучка для трубки, заполнено« газовой смесью 90% Аг и 10% СОг. Отношение эффекта (скорости счета на максимуме пика) к фону (б) (скорости счета с дрейфовой трубки, когда рентгеновский пучок попадает только на газовую смесь) в зависимости от энергии пучка (Н - для анодной проволоки, сделанной из бериллиевой бронзы, А - для проволоки из вольфрама)

скорости счета (на максимуме пика) с дрейфовой трубки при облучении её анодной проволоки рентгеновским пучком от энергии рентгеновского излучения. Расчеты выполнены для анодной проволоки диаметром 50 мкм, сделанной из бериллиевой бронзы и вольфрама, рентгеновского пучка шириной 50 мкм и газовой смеси 90% Аг и 10%С02. На рис. 66 показана зависимость отношения скорости счета в случае, когда рентгеновский пучок попадает на анодную проволоку (максимум пика),

к скорости счета при облучении только рабочей газовой смеси дрейфовой трубки, от энергии рентгеновского пучка (отношение эффекта к фону). Исходя из расчетов и экспериментальных данных показано, что оптимальной для работы является газовая смесь, содержащая Ar, а выбранная энергия рентгеновского излучения Е=36,03 кэВ (Ка) 59РГ) обеспечивает достаточную скорость счета с дрейфовых трубок для измерения координат анодных проволок в дрейфовых трубках с точностью несколько микрон.

В третьей главе описывается экспериментальная установка для измерения координат анодных проволок в торцевой части (endcap) детектора TRT (Transition Radiation Tracker) эксперимента ATLAS.

Детектор TRT состоит из двух торцевых (endcap) и одной цилиндрической (barrel) частей. Каждая торцевая часть,в свою очередь,состоит из 18 модулей (wheels). Детектор собирается из дрейфовых трубок (straw tubes). Каждый модуль содержит около 16 слоев трубокЧ Модуль представляет из себя цилиндр, диаметр основания которого ~2ми высота -13.4 см. Дрейфовые трубки в каждом модуле располагаются радиально в кольце с внутренним радиусом от оси пучка -0.5 м и внешним радиусом ~1.2 м. Длина дрейфовых трубок -50 см.

Исходя из геометрии модулей детектора TRT, был создан прибор, который позволяет поворачивать монохроматор вокруг двух взаимно перпендикулярных осей: полярной - g0 и азимутальной - g^.

На рис. 7 представлена схема, поясняющая конструкцию прибора. Прибор состоит из двух основных частей: рентгеновского монохрома-тора и собственно прибора, который обеспечивает повороты монохро-матора. Для определения направления рентгеновского пучка измеряются полярный 0 и азимутальный <р углы поворота монохроматора ( 1 ) с помощью угломерных датчиков (7) и (4). Абсолютный угломерный датчик (т.е. датчик угол-код) (4) обеспечивает измерение полярного угла поворота 9 с точностью ± 10".

Азимутальный угол поворота ср измеряется с помощью датчика (7), который жестко связан с осью (5). За счет такой связи вращение монохроматора вокруг оси g0 непосредственно измеряется датчиком без проскальзываний и "мертвого" хода. Минимальный угол поворота, который может измерить датчик с учетом электроники, выполняющей

э' Предполагается, что будет три разных типа модулей торцевых частей детектора ТКТ.

пучком.

интерполяцию выходного синусоидального сигнала, равен 0,036". Интегральная нелинейность датчика при повороте на угол 360° не превышает 0,2".

Рентгеновский пучок в сечении, перпендикулярном направлению его распространения, можно представить как прямоугольник, размеры которого, вследствие расходимости пучка, увеличиваются с увеличением расстояния от выходной щели. Около выходной щели монохрома-тора пучок имеет размеры ~ 50 мкм х22 мм. Положение рентгеновского пучка в пространстве определяется прямой, проходящей через геометрические центры этих прямоугольников - центральный луч. Плоскостью измерения называется плоскость, перпендикулярная оси прибора g(I) и отстоящая от выходной щели монохроматора на расстоянии <1 Связь между углами поворота монохроматора (полярным в и азимутальным ф) вокруг осей g0, ^ и декартовыми координатами точки пересечения центральным лучем рентгеновского пучка плоскос-

ти измерения можно представить в виде:

х = dtg9cos<p + fcos(p-gsincp (2)

Ур = dtg9sin<p + fsinср + gcosip ,

где f и g - функции полярного угла Э и параметров прибора. Данное уравнение написано в линейном приближении по малым (относительно d) параметрам прибора. Были разработаны процедуры измерения этих параметров и юстировки прибора.

Для того, чтобы продемонстрировать возможность проведения высокоточных измерений координат анодных проволок пропорциональных дрейфовых трубок детектора TRT с помощью рентгеновского пучка и созданного прибора, были выполнены специальные калибровочные измерения.

Для проведения этих измерений был изготовлен металлический диск (поверочное "колесо") диаметром ~ 0.8 м. В диске было сделано восемь радиальных щелей шириной ~ 25 мм и длиной ~ 384 мм. По центру каждой щели, вдоль радиуса, были закреплены вольфрамовые проволоки диаметром 50 мкм. Координаты проволок были измерены оптическим методом с очень высокой точностью ± 1 мкм с помощью специального метрологического оборудования фирмы "OLIVETTI". При измерении с помощью рентгеновского пучка использовался метод тени или пассивный метод. С этой целью за поверочным колесом располагался сцинтилляционный детектор, при помощи которого измерялся профиль тени проволочки от рентгеновского пучка. Основная цель калибровочных измерений состояла в том, чтобы сравнить угловые положения проволочек в поверочном колесе, измеренные с помощью рентгеновского пучка, с результатами метрологических измерений. На рис. 8 показана разница между средними значениями угловых положений для каждой проволочки, полученными с помощью метрологических и рентгеновских измерений. Вычисленное значение стандартного отклонения между этими измерениями составило а = 3,6".

В четвертой главе приводятся результаты измерения координат анодных проволок в полномасштабном прототипе торцевого (endcap) модуля детектора TRT.

Для определения точности установки анодных проволок и эксцентриситета их положения внутри дрейфовых трубок были выполнены измерения с помощью созданного прибора управления рентгеновским

15 10

* 5

о ° о

Г- 0 U

^ -5 -10 -15

Рис. 8. Отклонения между двумя средними значениями углового положения каждой проволоки поверочного колеса, измеренными метрологической службой и при помощи рентгеновского пучка.

пучком. Измерения угловых координат анодных проволок осуществлялись в автоматическом режиме под управлением компьютера. Измерения выполнялись путем поворота монохроматора вокруг оси прибора

шаг за шагом, при фиксированном полярном угле 0. Центр тяжести измеренного профиля анодной проволоки определялся через процедуру фитирования в предположении, что профиль имеет форму Гаусса и линейный фон. Для каждой проволоки измерялись две азимутальные угловые координаты (р| и (р2 при двух, соответствующих им полярных углах 8] ,02. На основании этих измерений были определены параметры линейных уравнений, описывающих положение анодных проволок в плоскости измерения и координаты точек пересечения каждой прямой со всеми остальными. Среднее значение координат этих точек пересечения определяет положение реального геометрического центра модуля детектора.

Так как детектор ТЯТ предназначен для измерения с высокой точностью азимутальных координат ср точек на треке заряженной частицы, то для определения механической точности установки анодных проволок необходимо определить их азимутальное смещение относительно теоретического положения. С этой целью были вычислены координаты точек пересечения прямых, описывающих положение анодных проволок, с окружностями радиуса Я==0,5 м (радиус внутренней рамы детектора) и 11=1 м (радиус внешней рамы детектора), центры которых помещены в измеренный геометрический центр модуля детектора. Рассчитанные таким образом азимутальные угловые координаты можно было сравнить с их теоретическими значениями, которые

i 11 1 11...........

i 1 1 1 1 i........1 i ■

4 5 6 7 номер проволоки

10

lililí

8

определяются,исходя из конструкции модуля детектора.

На рис.9 представлены распределения отклонений измеренных

300 250 200 150 100 50 0

1<> = (-5±1)мкм ' :

О = 29 мкм

и а); и

-500 -250 0 250 500 К(<Ртса5 • Фи,), ми

90 60 70 60 50 40 30 20 10 О

_ о = (-56±5) мкм а = 00 мкм

б).

_1_

-1000 О 1000

тсах

). мм

Рис. 9. Разница между измеренным и теоретическим положением для каждой анодной проволоки на внутренней раме детектора (Я=0,5 м) - а) и ка внешней раме детектора (11=1 м) - б).

положений анодных проволок от их теоретических значений для внутренней и внешней рамы. Среднеквадратичное отклонение, вычисленное для этих распределений, равно 29 мкм на радиусе внутренней рамы детектора и 91 мкм на радиусе внешней рамы. Эти среднеквадратичные отклонения определяют реальную механическую точность установки анодных проволок, которая, в соответствии с конструкцией модуля, должна быть не хуже 30 мкм. Таким образом, можно сделать вывод, что на радиусе внешней рамы эта точность не достигнута.

Из рис. 96 хорошо видно, что представленное распределение отклонений положений анодных проволок от их теоретических значений на радиусе внешней рамы несимметрично. Такую асимметрию можно объяснить неточной установкой анодных проволок на внешней раме. Действительно, конструкция прототипа модуля детектора теоретически допускает такое большое отклонение при установке анодных проволок на внешней раме детектора. При этом, исходя из конструкции фиксации проволоки;слсдует, что большое отклонение может наблюдаться только в одну сторону: (рА > Фп1еа5, где 9,], - теоретическое, а

<pmeas - измеренное азимутальное положение анодной проволоки. Это хорошо объясняет происхождение асимметрии,наблюдаемой на рис. 96.

Измерения положений анодных проволок в прототипе модуля торцевой части детектора TRT показали, что конструкция модуля детектора в целом и его изготовление были успешными, так как измеренная точность позиционирования проволок на внутренней раме равна - 30 мкм, а на внешней ~ 90 мкм. Эти величины не выходят за пределы требуемой, из физических соображений, точности установки проволок ± 100 мкм. Благодаря выполненным измерениям, которые показали, что на внешней раме при изготовлении модуля неудачная конструкция для крепления анодных проволок приводит к их дополнительному смещению, были внесены необходимые изменения в конструкцию будущих модулей.

В заключении сформулированы основные результаты работы.

Список публикаций по теме диссертации

1. Fedin O.L., Kisilev О.А., Lapina L.P. et al., The first result on X-ray test station for cathode strip muon chambers, GEM TN-93-351, p. 10.

2. Fedin O., Schegelsky V., A possibility to use a narrow monochromatic X-ray beam for Cathode Strip Chambers (CSC) calibration, ATLAS Internal Note, 1997, MUON-NO-212, p. 19.

3. Fedin O., Guest S., Ivochkin V., Study of Micro-Cathode Strip Chambers with 36 KeV monochromatic X-ray beam, LHCb Internal Note, 1998, LHCb 98-010, TRAC, p. 12.

4. Fedin O., Smirnov A., On a possibility to use a narrow X-ray beam for straw proportional tubes alignment, CERN RD-6 Note 51, 1994, p. 16.

5. Fedin O., Smirnov A., Muraviev S., The first results of a TRT cell prototype alignment test with 36 KeV X-ray beam, ATLAS Internal Note, 1994, INDET-NO-57, p. 57.

6. Fedin O., Muraviev S., Platonov Yu., Smirnov A., An X-ray test station for ATLAS TRT calibration. Technical proposal, ATLAS Internal Note, 1994,1NDET-NO-73, p. 21.

7. Fedin 0., Ivanov V, Jelamkov A, Muraviev S, Platonov Yu., Smirnov A., An X-ray measurement station for the ATLAS endcap TRT calibration, Part 1. Design, adjustment and testing, Preprint PNPI, 1997, №2162, p.33, ATLAS Internal Note, 1997, INDET-NO-161,

p. 27.

8. Fedin O., Ivanov V, Jelamkov A., Muraviev S., Platonov Yu., Smirnov A., An X-ray measurement station for the ATLAS endcap TRT calibration, Part 2. Results from the measurements of the full-scale TRT wheel prototype, Preprint PNPI, 1997, № 2163, p.45, ATLAS Internal Note, 1997, INDET-NO-162, p. 37.

9. David E., DelatterM.,... Fedin 0., et al., Test of the TRT Endcap Wheel, ATLAS Internal Note, 1997, INDET-NO-169, p. 16.

Цитируемая литература

[1] Adolphsen С., Gratta G., Labarga L, et al., An alignment methode for the MARK II silicon strip vertex detector, Nucl. Instr. and Meth., A288, 1990, p.257-264.

[2] Лапина Л.П., Сергеев А.Г., Смирнов А.И., Пространственное разрешение пропорциональных камер при работе с рентгеновским излучением, препринтПИЯФ, 1994, № 2022, с. 23.

[3] Fisher J., Radeka V. and Smith G.C, X-ray position detection in the region of 6 |im rms with wire proportional chambers, Nucl. Instr. and Meth, A252 , 1986, p. 239-245.

[4] Агаев О.И, Гоганов А. А, А. Л Гутов и др., Теоретический и экспериментальный анализ пространственного распределения носителей заряда в газе при регистрации рентгеновского излучения, препринт Института космических исследований, ПР-1054,1986,с,30.