Высокоскоростные проволочные камеры нового поколения и особенности развития в них газового разряда тема автореферата и диссертации по физике, 01.04.01 ВАК РФ

ОБЪЕДИНЕННЫЙ ИНСТИТУТ ЯДЕРНЫХ ИССЛЕДОВАНИЙ

13-2006-153 На правах рукописи УДК 539.1.074.23 + 537.523

ЗАЛИХАНОВ ООЗОВТ1Э5

Борис Жанакаитович

ВЫСОКОСКОРОСТНЫЕ ПРОВОЛОЧНЫЕ КАМЕРЫ НОВОГО ПОКОЛЕНИЯ И ОСОБЕННОСТИ РАЗВИТИЯ В НИХ ГАЗОВОГО

РАЗРЯДА

Специальность: 01.04.01 — приборы и методы экспериментальной физики

Автореферат диссертации на соискание ученой степени доктора физико-математических наук

Дубна 2006

003067195

Работа выполнена в Лаборатории ядерных проблем имени В.П.Джелепова

Объединённого института ядерных исследований.

Официальные оппоненты:

доктор физико-математических наук, член-корреспондент РАН, профессор

доктор физико-математических наук, профессор

доктор физико-математических наук

В.Ф.Образцов

В.И.Селиванов В.Т.Матюшин

Ведущая организация:

Институт ядерных исследований РАН

Защита состоится "_" ь марс 200п£года в часов

на заседании диссертационного совета Д720.001.03 при Лаборатории ядерных проблем им. В.П.Джелепова в Объединённом институте ядерных исследований; 141980 г.Дубна, Московская область, Россия.

С диссертацией можно ознакомиться в библиотеке ОИЯИ. Автореферат разослан " 2006 года

Учёный секретарь диссертационного совета доктор физико-математических наук, профессор

Ю.А.Батусов

ОБЩАЯ ХАРАКТЕРИСТИКА РАБОТЫ Актуальность темы

Поиск и изучение распадов легких заряженных мезонов уже на протяжении десятков лет привлекают внимание исследователей. Основное направление исследований сосредоточено в области изучения редких и тонких явлений в распадах К-мезонов. Для реализации этого направления производится модернизация ускорителя AGS в Брукхейвенской Национальной Лаборатории с целью увеличения его интенсивности, а также проектируются новые ускорители средних энергий с большой интенсивностью и разнообразными современными каналами вторичных пучков (Fermilab - США, КЕК - Япония).

Ускоритель У-70 (ИФВЭ, Протвино) в принципе отвечает требованиям данного направления физики частиц. Из-за отсутствия на У-70 обогащенных каонных пучков исследования ведутся на пучке пионов, содержащем около 3 % каонов. Поэтому для увеличения статистической обеспеченности исследуемых редких распадов имеет большое значение увеличение числа каонов, которое на У-70 возможно только за счет повышения интенсивности пионного пучка. Например на канале 4 А, где находится установка ИСТРА-М, и на которой проводятся исследования распадов -К"~-мезонов, интенсивность пучка может быть увеличена до максимального значения, равного 107 с-1, при апертуре ~ (1 х 1)см2. Естественно, в данном случае требования к детекторам существенно возрастают, особенно к пучковым детекторам, которые, мониторируя пучок, должны давать информацию о направлении и импульсе каонов, при этом обладать эффективным временным разрешением в несколько наносекунд и содержать минимально возможное количество вещества на пути частиц пучка.

Решением проблемы создания высокоскоростных газовых многопроволочных камер с шагом сигнальных электродов (< 1 мм) и расстоянием анод-катод (< 1,5 мм) занимались практически во всех ведущих центрах мира, но наиболее интенсивно в Брукхейвенской Национальной Лаборатории (США), на ускорителе ТРИУМФ (Канада), на ускорителе САТУРН (Франция), на ускорителе Института Пауля Шеррера (Швейцария), в Институте Физики Высоких Энергий (Протвино) и в Институте Ядерных Исследований (Пахра).

На макетах быстрых камер размерами 5x5 см2 было показано, что их скорость счета более чем 108с-1см~2, а временное разрешение 4нс (ПШПВ). Но все попытки создания высокоскоростных проволочных детекторов для реальных экспериментов оканчивались безрезультатно. Существующая технология изготовления

многопроволочных камер не способна обеспечить высокие требования к точности расположения электродов камеры в пределах < 10 мкм.

В 1990 году в Лаборатории ядерных проблем ОИЯИ разработаны принципиально новые методы изготовления координатных проволочных детекторов, которые способствовали дальнейшему развитию методики наиболее перспективного класса детекторов ионизирующего излучения - газонаполненных проволочных камер.

Узкозазорные камеры с малым шагом сигнальных проволок обладают рядом существенных особенностей по сравнению с обычными стандартными камерами с зазором 5 — 10 мм. Малый зазор приводит к возрастанию удельной емкости проволоки, что вызывает необходимость работать при более высоких напряжениях. Это приводит к прорастанию сильного неоднородного поля к катоду, и вокруг анодных проволок создается большая область лавинообразования. Данные факторы должны влиять как на развитие электронной лавины, так и на характеристики узкозазорных камер. Поэтому для изучения работы новых высокоскоростных узкозазорных камер целесообразно было провести более детальные исследования их работы в широком диапазоне газового усиления, включая область, в которой происходит лавинно-стримерный переход.

Цель работы

На канале 4 А ускорителя У-70 на установке ИСТРА-М (Протвино) ведутся исследования редких распадов К-мезонов. Для повышения чувствительности установки к различным модам редких распадов К-мезонов было необходимо:

— Повысить число К~-мезонов, количество которых в пучке 7г_-мезонов равно 3 %, путем повышения интенсивности пучка от 2 ■ 105 с-1 до максимально возможного значения, равного 107 с-1;

— иметь возможность проведения магнитного импульсного анализа частиц пучка при точности определения траектории частиц < 1 мм;

- проводить мониторирование пучка детекторами, обеспечивающими минимально возможное число взаимодействий частиц пучка с веществом детектора. Решение этих задач потребовало разработки и создания координатного детектора нового типа, способного эффективно работать при больших загрузках, обладающего эффективным временным разрешением в несколько наносекунд и содержащего минимально возможное количество вещества на пути частиц пучка.

- Для переднего спектрометра установки ANKE (ФРГ, НЦ Юлих), на которой ведутся исследования на внутреннем пучке ускорителя COSY, требовались быстрые камеры с чувствительной площадью (500x450) мм2 и с координатным разрешением 1 мм. Требуемые камеры с классическим расположением электродов невозможно

изготовить из-за существующих физических ограничений на длину анодных проволок, которые вызваны их конечной упругостью.

Эта задача также решалась путем разработки нового типа проволочных камер, в которых обеспечивалось устойчивое положение длинных анодных проволок при их низком натяжении.

- Новые детекторы - высокоскоростные узкозазорные проволочные камеры, из-за присущих им отличий в распределении электрического поля в области анодных проволок потребовали тщательного изучения их регистрационных характеристик, в том числе более пристального исследования физических процессов, протекающих в электронной лавине и определяющих амплитуду и длительность электрических сигналов.

Научная новизна

1. Разработаны принципиально новые методы создания высокоскоростных узкозазорных камер с малым шагом сигнальных электродов с площадью до (500 х 500) мм2. Новая технология также позволяет изготавливать пропорциональные и дрейфовые камеры практически любой чувствительной площади и обеспечивает высокую точность в расположении электродов.

2. Впервые разработаны и изготовлены высокоскоростные узкозазорные камеры с малым шагом сигнальных электродов для экспериментов, проводимых на ускорителе У - 70 (Протвино) и ускорителе COSY (ФРГ, НЦ Юлих).

3. Впервые получены данные о влиянии длительной интенсивной загрузки на старение узкозазорных камер в течение многолетних экспериментов на пучке ускорителя.

4. Впервые получены аналитические выражения, учитывающие основные физико-технические требования к электро-механике и условиям работы высокоскоростных координатных камер для достижения предельного быстродействия.

5. Впервые установлена взаимосвязь между скоростью счета камеры и коэффициентом газового усиления, из которой следует, что суммарный заряд, образующийся в единицу времени на единицу площади камеры, равный произведению предельной скорости счета на коэффициент газового усиления, есть величина постоянная.

6. Исследование работы узкозазорных камер в предстримерной области позволило впервые обнаружить: в области, предшествующей стримерному разряду, неизвестные ранее процессы, протекающие в лавине при больших значениях газового усиления > 107; разделение электронов по скоростям; электростатические колебания завершившейся лавины; укорочение длительности анодного сигнала; отсутствие

индукции заряда на катоде в течение времени развития электронной лавины в резко неоднородном электрическом поле; высокую скорость счета и, наконец, разную форму амплитудных распределений сигналов на аноде и катоде. Наблюдаемые впервые процессы не соответствовали известным режимам газового разряда, из-за характерных свойств которых область их проявления была названа областью плазменного режима газового разряда.

8. Изучение и анализ новых процессов позволили заключить, что они являются, по сути, сопутствующими процессами, обеспечивающими переход электронной лавины в стример, и могут быть интерпретированы как проявление свойств двойного зарядового слоя, находящегося во внешнем электрическом поле.

9. На основе экспериментальных данных предложена модель образования ионизованного канала без участия фотонов, и отражающая его структуру и устойчивость. Модель позволяет определить причины как для прорастания ионизованного канала в слабом электрическом поле, так и для нарастания скорости продвижения стримера.

10. Впервые полученные экспериментальные данные в области перехода электронной лавины в стример более наглядно и конкретно отражают динамику развития лавины и могут быть использованы в физике газового разряда.

Практическая значимость

Новые методы позволяют создать для экспериментов, проводимых на пучках ускорителей, высокоскоростные координатные камеры двух типов, способные эффективно работать в интенсивных потоках регистрируемых частиц с плотностью до 108 с-1 см-2 при временном разрешении < 5 не (ПШПВ).

Регистрационные характеристики нового поколения камер почти на два порядка превосходят характеристики известных пропорциональных камер. Благодаря этому повышаются информативность и избирательность экспериментальных установок и открываются широкие возможности для исследования редких процессов.

Плазменный режим по сравнению со стримерным более предпочтителен как для практического использования, так и для дальнейшего развития методики физического эксперимента, так как при равных токовых характеристиках обладает в 5 • 102 раз большей скоростью счета, примерно в 50 раз превосходит по радиационной стойкости и более чем в 10 раз имеет лучшие временные характеристи. Данные преимущества нового режима газового разряда позволяют изготовить компактный радиационно стойкий электромагнитный калориметр, организовать триггер на наличие трека в камерах или на множественность регистрируемых ча-

стиц. Зависимость электростатических колебаний электронной лавины от первичной ионизации позволяет создать быстрый и компактный идентификатор заряженных частиц в области импульсов 5 -f- 30 ГэВ/с.

Основные положения диссертации, выносимые на защиту

На защиту выносится:

1. Результаты разработки новых методов изготовления координатных проволочных детекторов и создания на их основе высокоскоростных узкозазорных камер с малым шагом сигнальных электродов.

2. Результаты изучения характеристик высокоскоростных камер в области газового усиления 10® -МО8.

3. Результаты работы высокоскоростных пропорциональных и дрейфовых камер в экспериментах на пучках ускорителей и использования полученной информации от них при обработке данных.

4. Результаты анализа физических причин, определяющих предельную загрузку высокоскоростных камер.

5. Результаты исследования нового плазменного режима газового разряда и его практического применения.

6. Результаты исследования обнаруженных новых процессов, сопутствующих переходу электронной лавины в стример.

7. Результаты анализа предложенной автором модели образования стримера и механизма его прорастания, основанной на поведении двойного зарядового слоя в электрическом поле.

Личный вклад соискателя

Автором разработаны принципиально новые методы изготовления проволочных детекторов.

На основе новых методов автором изготовлены и запущены в работу высокоскоростные узкозазорные камеры на экспериментальных установках ИСТРА - М на ускорителе У - 70 (Протвино) и ANKE на синхрофазатроне COSY (ФРГ, НЦ Юлих), на которых уже длительное время ведутся исследования.

Анализ, выполненный автором, позволил определить основные физические требования к электромеханике и условиям работы высокоскоростных камер для достижения ими предельной скорости счета.

В области предшествующей стримерному разряду, автором обнаружены и исследованы неизвестные ранее процессы, протекающие в лавине при газовом усиле-

нии в камере > 107 и более наглядно отражающие динамику развития лавины.

Автором обнаружен и исследован неизвестный ранее плазменный режим газового разряда, который предшествует стримерному разряду, и экспериментально показана возможность использования его для измерений энергии ливня и его распределения в пространстве в компактном электромагнитном калориметре; обоснованы рекомендации эффективного использования узкозазорных скоростных камер в экспериментах для формирования триггера нулевого и первого уровней, а также создания на их базе быстрого идентификатора заряженных частиц в области импульсов 5 Ч- 30 ГэВ/с.

На основе экспериментальных исследований электронной лавины в режиме большого газового усиления (> 107) и анализа экспериментальных результатов автором предложена модель развития ионизованного канала. Модель позволяет ответить на многие проблемные вопросы, касающиеся стримера, а также отражает. структуру и устойчивость стримера и ионизованного канала в целом.

Апробация работы

Работы, вошедшие в диссертацию, докладывались на научных семинарах в Объединенном Институте Ядерных Исследований (Дубна), Институте Физики Высоких Энергий (Протвино), Национальной Лаборатории "SATURN"(CaKne, Франция), Институте Пауля Шеррера (Швейцария), Институте Ядерной Физики (Турин, Италия), Институте Ядерной Физики (Юлих, Германия), на международном совещании "Физика на УНК"(Протвино).

Публикации

Результаты диссертации изложены в 20 публикациях.

Структура диссертации

Диссертация состоит из введения, семи глав и заключения. Объем диссертации 195 страниц текста, включая 116 рисунков, 3 таблицы и библиографический перечень использованных литературных источников из 113 наименований.

СОДЕРЖАНИЕ ДИССЕРТАЦИИ

Во введении представлен краткий обзор решений проблем, возникающих при создании высокоскоростных координатных детекторов на базе газовых проволочных и литографических камер. Рассматриваются кратко особенности развития

электронной лавины в узкозазорных камерах, приводящие к проявлению неизвестных ранее процессов. Сформулирована цель диссертационной работы, показана научная новизна и практическая значимость полученных результатов.

В первой главе обсуждаются проблемы, связанные с электромеханикой узкозазорных пропорциональных камер. Эта проблема очень подробно рассмотрена во многих работах применительно к обычно используемым широкозазорным проволочным камерам. Однако необходимость проведения подобных исследований для узкозазорных камер возникла вследствие их ряда особенностей [1]. Малый зазор приводит к возрастанию удельной емкости анодной проволоки, что вызывает необходимость работать с ними при более высоких напряжениях в расчете на единицу длины зазора по сравнению с широкозазорными камерами. Это приводит к увеличению смещений проволок от центрального положения и, значит, к большей вероятности развития искрового пробоя в промежутке анод-катод. Чтобы этого избежать, требуется увеличивать натяжение проволок, чтоРис. 1: Область лавинообразования вокруг анод-в свою очередь, накладывает огра- ной проволоки, ограниченная напряженностью

ничения на их допустимую дли- поля 20кВ/см «ля камеР с Раз,1ЫМИ геомстриче-

скими параметрами.

ну. Кроме того, необходимо было

выяснить степень влияния различных неточностей в положении электродов узкозазорной камеры на ее регистрационные характеристики. Все это потребовало более тщательного исследования электро-механических свойств узкозазорных камер.

В результате анализа получены уравнения для распределения электрического поля в ячейках камеры, из которых следует, что радиус области лавинообразования вокруг анодной проволоки в узкозазорных камерах более чем в три раза больше, чем в традиционных камерах (Рис.1).

Получена зависимость функционала потенциальной энергии проволоки от смещения гтах- Пределы области устойчивости анодных проволок для различных камер, вычисленные с помощью функционала потенциальной энергии проволоки, приведены на Рис.2. Видно, что в отличие от камер с большим зазором в узкозазорных камерах существенными являются ограничения на длину анодных проволок в области рабочих напряжений, связанные с их механической стабильностью. Смещения проволоки вдоль оси х оказывает влияние на плотность заряда как на

0.02 „ 0.04-

X, см

смещенной проволоке, так и на соседних с ней проволоках. Причем максимальное влияние сдвиг оказывает не на плотность заряда смещенной проволоки, а на плотность зарядов соседних проволок.

Высокая чувствительность к изменению положений проволок в узкозазорных камерах с малым шагом анодных проволок накладывает более жесткие ограничения не только на точность их положения, но также на длину анодных проволок. Например, если ограничиться требованием, чтобы разброс усиления в камере не превосходил 20%, то максимальная приемлемая длина проволоки, диаметром 20мкм из золоченного вольфрама, в камере с г0/2 = 1,5 мм, в = 1.0 мм составляет 25 — 30 см, а для камеры с г0/2 = 2.0 мм,

Рис. 2: Граница области устойчивости проволок для камеры с параметрами:

в = 2.0 мм длина проволоки 35 —

40 см, в то время как для камеры с ,„ , _ , _ , _

' г •го/2=1.5мм, 8=1.0 мм, го=10мкм;

го/2 = 5.0 мм, в = 2.5 мм ЭТО 90 - Иг0/2=2.0мм, 8=2.0 мм, Го=10 мкм; 100 см. Что касается соблюдения рав- лг0/2=З.Омм, б=2.5 мм, г0=12,5мкм. номерности шага проволок, то при разбросе усиления в камере не более 10% допустимая неточность составляет Ах ~ ± 10 мкм, Ау и ±85 мкм, Ах ~ ± 50 мкм, Ау яг ± 175 мкм, Ах ~ ± 100 мкм, Ау ~ ± 250 мкм для выше перечисленных камер соответственно.

Во второй главе дано описание конструкции двух типов скоростных проволочных камер. Камеры изготовлены по новой технологии, разработанной автором [2, 3, 4]. Все элементы камер выполнены из материалов, выпускаемых промышленностью и не требующих дополнительной обработки, что позволило уменьшить трудоемкость и себестоимость камер более чем в 10 раз. Кроме того, сборка камер производится без дорогостоящего технологического оборудования. Разработанная технология позволяет обеспечить постоянство шага анодных проволок с точностью (0.5 Ч-1 )мкм, а расстояние между катодными плоскостями и анодной плоскостью с точностью < 25 мкм.

Очень важной особенностью новой технологии является возможность корректи-

Рис. 3: а) Сечение узкозазорной камеры. В одном объеме расположены две плоскости с одноименными координатами, сдвинутыми относительно друг друга на половину шага анодных проволочек. 1-несущая рама, 2-винты для натяжения анодной и катодных плоскостей, 3-втулка для герметизации, 4-рамка для прижима входного окна, 5-анодный стержень, 6-фиксатор, 7-катодные стержни, 8-катоды, 9-анодные проволоки, 10-входное окно. б) Аксанометрия узкозазорной камеры. В одном объеме расположены две плоскости с одноименными координатами, сдвинутыми относительно друг друга на половину шага анодных проволочек.

ровки как натяжения электродов, так и установки межэлектродного зазора после закрытия камеры. Схематическая конструкция камеры показана на Рис.3 (а).

Установка электродов камеры и их крепление осуществляются с помощью стержней 5 и 7, выполненных из калиброванных прутков "серебрянки". Натяжение электродов регулируется винтами 2. На анодных стержнях 3 намотана спираль (виток к витку) из медной эмалированной проволоки диаметром 0.5 мм. Анодные проволочки укладываются между витками спирали с требуемым шагом и припаиваются к ламелям, закрепленным на анодных стержнях.Для установки ИСТРА -М изготовлены 10 пучковых камер, каждая с чувствительной площадью

Рис. 4: Схематическая конструкция камеры с диэлектрической пленкой. 1—дрейфовый электрод; 2—стальные стержни; 3—анодная проволока; 4— стриповый катод; 5—диэлектрическая пленка; 6— ламели; 7—спирали.

Т, не

12.0

(130 х 140 мм2), 2 камеры - (300 х 300 мм2) и 8 дрейфовых камер, 4 из них площадью (500 х 500 мм2) и 4 -(700 х 700 мм2). Шаг сигнальных проволок в пучковых камерах равен 1 мм, а расстояние анод-катод - 1.5 мм.

Для проведения запланированных экспериментов на установке ANKE на внутреннем пучке синхротрона COSY1 требовались скоростные камеры с большой чувствительной площадью. Изготовить их по симметричной геометрии

из-за приведенных выше причин было Рис. 5: Зависимость временного разброса от

напряжения па камере. невозможно. Поэтому для переднего

1. Для анодных сигналов. спектрометра установки ANKE разра-

2. Для катодных сигналов. ботаны и изготовлены высокоскоростные камеры на новом идейном решении (Рис.4). Для устранения накопления положительного заряда на диэлектрической пленке, который искажал бы электрическое поле и приводил к падению газового усиления, подложка изготавливалась с проводимостью 7 ~ Ю-9 Ом-1 см-1. Это позволило добиться достаточно быстрой

'S. Barsov et al., Nucl. Instr. and Meth. 462 (2001) 364.

SM SP.-1

цН

C1 C2

BEE3BEZII S1 52 /

S5

ИСТРА -M

-40 M-

Рис. 10: ЭКСПЕРИМЕНТАЛЬНАЯ УСТАНОВКА ИСТРА - М. 51 -т- 3,55 - сцинтилляционные счетчики; С1 -е- 4 - газовые черенковские счетчики; ВМ, SM - пучковый и спектрометрический магниты; ПК1-т- 6

- пучковые пропорциональные камеры; VT - распадный объем; GS -охранная система; SP1 - электромагнитный калориметр; SP 2 - электромагнитный калориметр с центральным окном 30 х 30 см2; DC 1 -f-16 -дрейфовые камеры; DT1 -т- 12 - дрейфовые трубки; МН - матричный годоскоп; НС - адронный калориметр; цН - мюонный годоскоп.

совместными усилиями ИЯИ РАН (Пахра), ЛЯП ОИЯИ (Дубна) и ЕрФИ (Ереван) в 1992 году создана и запущена автоматизированная многоцелевая установка ИСТРА- М для изучения редких распадов 7Г— и К— мезонов [11]. Схема экспериментальной установки ИСТРА-М представлена на Рис.10. Организация работ по созданию установки и проведению на ней исследований со стороны ЛЯП ОИЯИ была возложена на автора диссертации. Вклад ЛЯП ОИЯИ в установку ИСТРА -М отмечен на Рис.10.

Для исследования редких распадов К-мезонов, проводимых на ускорителе У

- 70, разработаны, изготовлены и запущены в работу 10 высокоскоростных пучковых камер, 16 дрейфовых камер [12], а также распадный объем с охранной системой, которые обеспечили экспериментальной установке совершенно новые качества. Включение в установку быстрых пучковых камер PCl-i-б позволило поднять интенсивность пучка (7Г+А')-мезонов с 2-105 с-1 до максимально возможной 107 с-1 и совместно с магнитом ВМ обеспечить измерения импульса и координат пучковых частиц.

Первичные частицы — пионы и каоны, с суммарной интенсивностью 107с-1, проходят через сцинтилляционные совпадательные счетчики 51 — 54 пучковой части установки и распадаются в распадном объеме VT. Нераспавшиеся частицы

эвакуации положительных ионов с поверхности подложки на стрипы и тем самым сохранить работоспособность камеры при высоких загрузках. Благодаря малому расстоянию между анодными проволоками и стрипами (100 мкм) при напряжении Ust = 1600 В возникает распределенная сила, равная ~ 1.0 Н/м, которая обеспечивает устойчивое положение проволок. Отметим, что сила притяжения проволок к стрипам почти на порядок превышает силу расталкивания между ними.

Для установки ANKE изготовлены 6 двухкоординатных камер с диэлектрической пленкой и 8 двухкоординатных камер с симметричным расположением электродов.

В третьей главе приведены результаты испытаний узкозазорных скоростных камер [3, 4, 5, 6, 7, 8, 9, 10]. Испытания камер проводились как с помощью радиоактивных источников, так и на пучках ускорителей при продуве газовой смесью 80 % CF4 + 20 % С\Н\0. Эффективность регистрации пучковых камер находится в интервале 99.6 % - 98% при изменении напряжения от 2200 В до 3800 В. В диапазоне напряжений, равном плато эффективности, пучковая камера проходит 4 режима работы - пропорциональный, ограниченно -пропорциональный, плазменный и стримерный. Для камер с диэлектрической пленкой (эффективность 97 % - 99 %) протяженность плато составляет 700 В; для камер с симметричной геометрией (эффективность 99.6%) протяженность плато - 600 В. Размер "кластера", т.е. количество одновременно сработавших расположенных рядом проволочек при прохождении через камеру одной частицы, не превышает 3 % во всех типах камер. Изучение поведения амплитуды сигналов и временного разброса на аноде и катоде камеры проводилось в широком диапазоне напряжений. Временной разброс для всех типов камер практически одинаков и изменяется с напряже-

200 400 600 800 1000

Номер канала

200 400 600 800 1000

Номер канала

Рис. 6: Амплитудные спектры на аноде камеры от Srgo (левые) и .Ре55 (правые). Диаметр анода 20 мкм.

200 400 600 800 1000

2,8 КВ 2,8 rB

»Sr 60 Müu »F.

40

20 f <41

J. . ^((Lu,».....

200 400 600 8001000

нием, как показано на Рис.5. Зависимости (а) отражают временной разброс для

камер с шагом анодных проволок в = 2 мм и расстоянием анод-катод 2о/2 = 2 мм, а зависимости (б) - для камер с 5 = 1мм и г0/2 = 1.5 мм. На Рис.6 приведены амплитудные спектры прошедших через камеру /3-частиц (левые) и 7-квантов, поглотившихся в газовом зазоре камеры (правые)

[8, 9]. При напряжении на каме-

200 400 600 800 1000

Номер канала

200 4оо боо 8001000 ре 2.2 кВ амплитудный спектр от Номер канала

Sr имеет форму распределения Рис. 7: Амплитудные спектры от Sr9° и Fe55 при Ландау1 а спектр от Fe55 опре_ разных напряжениях на камере. Диаметр анода

деляет энергетическое разрешение камеры, равное 21%. С ростом напряжения пропорциональность сигналов быстро нарушается. Непрерыв-

ное, но отличное по характеру из-

гою ■

. 15.0 -

10.0 -

50 -

0.0

1 ! I ! ! I !

_; Kf>

i--]- ! Sr?°

1 I 1 I 1 I 1 I 1 I 1 I

2.6 2.8 3.0 32 3.4 3.6 3

U, kB

- 200.0

■ 150.0 v

О LO

m

íoo.o'

менение формы амплитудных спектров, полученных от разных источников, тем не менее, начиная с напряжения 3.5 кВ, завершается практически полным их совпадением. Причем амплитудный разброс последних спектров равен 10%, а газовое усиление при этом превышает 2 • 107. Для камеры с анодными проволоками диаметром 50мкм амплитудные спектры, измеренные от источников 5г90 и .Ре55, приведены

Рис. 8: Изменение средней амплитуды сигнала на аноде камеры от источников Fe55 и Sr90 в зависимости от напряжения на камере. Измерение выполнено непосредственно с анодной проволо- на Рис.7. Наличие вокруг анод-ки на осциллографе с Ri„ = 50 Ом. НОЙ проволоки большой области

лавинообразования приводит к зависимости амплитуды сигналов от места образования первичной ионизации. Видно, что с увеличением напряжения наблюдается

N

7200 ЛВОО 2400

X

О

N

7200 4800 2400

уширение амплитудных спектров. Причем форма спектров от источника Fe55 приближается к форме, характерной для плоских лавинных детекторов. Камера имеет протяженное плато эффективности (1000В), высокую скорость счета (107с-1см-2)

и может работать в пропорциональном режиме, что иллюстрируется амплитудными спектрами при напряжении 2.8 кВ. Рис.8 отражает изменение средней амплитуды сигнала на аноде камеры от источников Fe55 и Яг90 в зависимости от напряжения на камере. Видно, что с изменением напряжения меняется характер газового усиления, который начиная с напряжения 3,3 кВ проявляется более резким ростом. Исследование загрузочных характеристик пучковых камер прово-

80 (мм)

Рис. 9: Профиль пучка по координатам X и У. Скорость счета 107 частиц/сек.

дилось на пучке ускорителя У - 70. На Рис.9 показано распределение частиц пучка по X и Y координатам для предельной интенсивности на канале 4 А [10]. Интенсивность пучка составляет 107 с-1, при которой эффективность регистрации равна 98 %. Впоследствии выяснено, что понижение эффективности связано с большим коэффициентом газового усиления 4 ■ 105) в камере и обусловлено влиянием пространственного заряда. Повышение чувствительности усилителей позволило уменьшить газовое усиление до значения & 2 ■ 105 и достигнуть эффективности, равной 99.6 %. Отсюда следует, что для пучковых камер установки ИСТРА - М предел по скорости счета не достигнут.

Показано, что новые координатные камеры способны работать при больших потоках частиц, иметь хорошие временные характеристики и при этом содержать малое количество вещества на пути регистрируемых частиц.

Что касается характеристик камер с диэлектрической пленкой, работающих на установке ANKE, то они подробно описаны в диссертации и в работах [3, 4, 5, 6, 7]. Регистрационные характеристики скоростных камер с диэлектрической пленкой с запасом удовлетворяют требованиям экспериментов.

Четвертая глава посвящена использованию проволочных детекторов ново-

го типа в экспериментах ИСТРА-М на ускорителе У-70 (Протвино) и ANKE на ускорителе COSY (НЦ Юлих, ФРГ).

На вторичном пучке 4А ускорителя У-70 с максимальной интенсивностью 107 с-1

Рис. 11: Распределение разности углов влета частицы в магнит и вылета из него: а)— магнитное поле выключено; б)- магнитное поле включено. оъеат = ^Оф, ~ аф1 = 0.17 тг<и2, <5р/р = 4.6%, р=25ГэВ/с.

попадают в антисовпадательный сцинтилляционный счетчик 55. Пороговые черен-ковские счетчики С1 — С4 служат для надежного определения сорта первичных частиц. Вакуумированный распадный объем УТ с майларовыми торцевыми окнами 100 мкм и боковыми стенками из 3-мм дюраля имеет длину 9 м и диаметр

33 см. Он окружен 8 кольцами охранной системы 65, которая совместно с охранным спектрометром ,5Р 2 регистрирует частицы, не попавшие в телесный угол, перекрытый электромагнитным калориметром ЗР1. Магнитный спектрометр, предназначенный для измерения импульсов вторичных частиц, состоит из магнита с апертурой (2 х 1)м2 и полем 1Т, 16 плоскостей дрейфовых камер, расположенных перед ним, и 16 плоскостей дрейфовых трубок, находящихся за магнитом. За последней плоскостью дрейфовых трубок установлен матричный сцинтилляционный годоскоп МН, предназначенный для триггерного отбора событий по числу вторичных заряженных частиц. Для определения координат и энергии 7 - квантов за магнитным спектрометром и годоскопом используется электромагнитный калориметр БР1. Он имеет размеры (1,2 х 1,2)м2 и состоит из 576 блоков свинцового стекла размерами 5,2 х 5,2 х 25 см3. За ним расположен годо-скопический адронный калориметр НС и матричный мюонный годоскоп (иден-

Рис. 12: Распределения (для распада К~ —> тг~ 7Г°): (а) - по импульсу ЛГ_-мсзона; (б) - по массе /¡""-мезона; (в) - по недостающей массе 7г°-мезона; (г) - по эффективной массе 2-х 7-квантов.

тификатор) МН. Калориметры и мюонный детектор имеют в своей центральной части отверстие для прохождения частиц пучка.

Использование в установке охранной системы VT с вакуумным распадным объемом, черенковского спектрометра полного поглощения SP2 и координатных детекторов РС( 1 -г- 6), DC( 1 ~ 16) обеспечило подавление фоновых процессов и надежное определение вершины распада исследуемых К-мезонов с точностью по X и Y координатам ах у = 450 мкм, по Z — координате аг = 10 мм. Точностные характеристики трековой системы продемонстрированы на примере восстановления К^ъ распадах (Рис.12) [12, 13, 14] . В диссертации приведены этапы выделения распада К~ —> ц~ и 7г° и результаты измерения его формфакторов [15]. Анализ ~ 3000 событий /^¿¡-распада дал следующие значения этим коэффициентам:

А+ = 0.029 ± 0.024; Л0 = 0.062 ± 0.024. (1)

Значения А+ согласуются с существующими экспериментальными данными, в то время как значение До = 0.004 ± 0.007, приводимое ParticleDataGroop, отличается от измеренного на установке ИСТРА-М. Данные по параметру До в разных экспериментах не согласуются друг с другом, а некоторые теоретические модели предсказывают отличное от нуля значение А0. Ситуация с параметром Ао требует дальнейшего экспериментального изучения.

Для эксперимента ANKE, проводимого на внутреннем пучке ускорителя COSY (НЦ Юлих, ФРГ) по изучению реакций рр —► рр и рр —> dn+, изготовлены и введены в работу на переднем магнитном спектрометре 6 принципиально новых высокоскоростных двухкоординатных детекторов с большой чувствительной площадью [4, 7]. Высокое разрешение по X и Y координатам, равное ах,у = 1мм, позволило обеспечить импульсное разрепенис для вторичных заряженных частиц на уровне

В = 0.6Т1 5° < е < б1 Стр/р = 1.4 %

и

0.8 1 1.2 Импульс (ГэВ/с)

Импульс (ГэВ/с)

(а) (Ь)

Рис. 14: а) Спектры импульсов для протонов: а) Тр = 0.5 ГэВ и б) Тр =2.65 ГэВ. б) Спектр недостающей массы в реакции рй —> ррХ при энергии протонов 0.7 ГэВ.

Стр/р = 0.85 % и (Тр/р = 0.95 % при энергиях Тр = 2.0 и 2.65 ГэВ соответственно. На Рис.14(а) приведены резкие пики в импульсном спектре, отвечающие упругому рассеянию протонов с энергиями 0.5 и 2.65 ГэВ.

Импульсное разрешение спектрометра определялось по рассеянному протону в узком угловом интервале, благодаря слабой зависимости его импульса от угла вылета. Для протонов из реакции рр —> рр, измеренной при энергии пучка Тр = 0.6 ГэВ и в магнитном поле 1,6 Т, экспериментальное разрешение а(М= 17.5±0.7 МэВ. Спектр недостающей массы в процессах р<1 —»ррХ при энергии пучка 0.7 ГэВ показан на Рис.14(Ь). Протонные пары выделялись по разности времен пролета. На спектре хорошо виден пик при значении, близком к массе нейтрона, что указывает на принадлежность данных событий к редкому процессу р<1 —» ррп, сопровождающемуся испусканием быстрой протонной пары.

В пятой главе рассматриваются физико-технические ограничения на предельную загрузку узкозазорных пропорциональных камер [16].

В широкозазорных пропорциональных камерах размеры эффективной области лавинообразования равны примерно диаметру анодной проволоки. Поэтому головка развивающейся лавины практически достигает поверхности анода. С ростом интенсивности регистрируемого потока частиц наблюдается уменьшение газового усиления из-за увеличения электрического поля ионов, ослабляющего поле вблизи анода.

В узкозазорных камерах, в силу некоторых отличительных особенностей распределения электрического поля и высокой плотности первичной ионизации в рабочем газе, а также высокой скорости дрейфа электронов, влияние пространственного заряда на газовое усиление при высоких скоростях счета имеет иной характер.

В первой части главы англизируются требования к геометрии скоростных камер для обеспечения минимального времени сбора зарядов на соответствующие электроды. Это достигается уменьшением шага анодных проволок и межэлектродного расстояния , т.е. уменьшением размера ячейки. При этом сокращается время дрейфа положительных ионов к катоду, ослабляется влияние пространственного заряда на поле анода.

Время сбора ионов на катод камеры может быть определено из выражения, полученного автором,

из которого следует, что время дрейфа ионов пропорционально площади сечения (s-Zo) ячейки камеры (s-шаг анода, ^o/2-расстояние анод-катод). Уменьшая ячейки, можно сократить время дрейфа ионов, но проблема влияние пространственного заряда останется. Влияние поля ионов на поле анода будет ничтожным, если за время, равное среднему интервалу между частицами пучка плотностью 107c-1cm-2, ионное облако продрейфует к катоду на расстояние 100 мкм. Но для этого ионы должны обладать очень высокой скоростью дрейфа v¡ > 10s см/с. Из данных, приведенных в диссертации, при Е/р ~ 190 В/см Тоор, где Е — 1.43 • 105 В/см, скорость дрейфа ионов ь\ ~ 3.75 • 104 см/с, а их подвижность щ ~ 0.26см2/сВ. Подставив значение подвижности в выражение (2), получим, что смещение ионов на 100 мкм происходит примерно за 300 нс. Это превышает средний интервал между частицами пучка, который, имея статистический характер, может изменяться как в большую, так и в меньшую стороны.

Следовательно, рост скорости дрейфа ионов при уменьшении размеров ячейки недостаточен для устранения эффекта пространственного заряда. Действительно, согласно исследованиям, проведенным группой Дж. Фишера2 на макетных камерах при газовом усилении и 6 • L04, было обнаружено, что в камере с шагом анода s — 1.27 мм, расстоянием анод-катод Z0¡2 = 1мм и га = 5 мкм амплитуда на аноде падает на 10% при интенсивности 107с-1см-2 и на 16% при 2 • 107с-1см-2. В то же время для камеры с s = 0.79 мм, Z0/2 = 0.635 мм и га — 4 мкм никакого влияния пространственного заряда не наблюдалось вплоть до загрузок 108 с~гсм~2. Согласно нашим измерениям:, при коэффициенте газового усиления & 4 • 105 в камерах с s = 1мм, Z0/2 = 1.5 мм и га — 10 мкм эффективность падала с 99.6% только до 98% при интенсивности ~ 107с-1см-2 [9]. Из этих данных следует, что за быструю эвакуацию ионов из области лавины к катоду ответственен какой-то иной механизм, за счет которого ионы удаляются на расстояние > 100 мкм

2J. Fischer et al.. Nucí. Instr. and Meth., A238, 1985, p.249

(2)

буквально за несколько наносекунд. Подробно этот процесс рассмотрен в седьмой главе диссертации.

С уменьшением размера ячейки реализуются еще два фактора, уменьшающие влияние пространственного заряда на скорость счета примерно в к2 раз. Первый фактор к возникает из-за сокращения толщины газа, что приводит к уменьшению ионизация на одну частицу потока пучка, и предельное значение пространственного заряда достигается при большей загрузке. Второй фактор к возникает из-за роста числа анодных проволок на единицу площади и понижения потока частиц на одну проволоку.

Создание узкозазорных камер с малым шагом сигнальных электродов ограничено как геометрическими размерами ячейки, так и статистическим характером

процесса ионизации. Невозможно беспредельно уменьшать шаг анодных проволок. Например, при шаге < 0.5 мм и диаметре проволок 20 мкм электрическое поле в камере начинает выравниваться и многопроволочная камера превращается в плоский счетчик.

Уменьшение зазора ограничено требованием эффективности счета порядка 99.6% для регистрации минимально ионизирующих частиц в газе при атмосферном давлении. Для этого необходимо иметь не менее N — 6 одиночных кластеров первичной ионизации (т? = 1 — е~м). Следовательно, минимальная толщина газового зазора зависит от средней плотности первичной ионизации в газовой смеси камеры.

Таким образом, верхний предел плотности потока частиц для заданного падения амплитуды сигнала, обусловленного зарядом ионов, сильно зависит от размеров ячейки камеры. Эта зависимость приблизительно обратно пропорциональна 4-й степени размера ячейки, т.е. уменьшение размеров ячейки в 2 раза позволит увеличить поток регистрируемых частиц почти в 16 раз.

В узкозазорных камерах с анодными проволоками диаметром 20 — 50 мкм из-за высокой плотности первичной ионизации в газе СР,« 40кл/см), большой области лавинообразования и высоких значений ионизационных коэффициентов

Рис. 15: Зависимость амплитуды сигналов от скорости счета в узкозазорной камере при различных значениях газового усиления.

развитие лавины прекращается, не достигая анода и 5 20 мкм во всем диапазоне рабочего напряжения на камере. Это подтверждается оценками величины газового

усиления и приведенными в диссертации экспериментальными результатами [17]. В данном случае из-за быстрого уменьшения потенциала пространственного заряда с расстоянием его влияние на потенциал анода будет существенно меньшим, чем на распределенный потенциал источника питания в области головки лавины. Если внешнее поле на длине ионизации перед головкой лавины будет компенсировано полем про-

2.0 2.-» 2.в 3.2 З.в Л.О и

' странственного заряда до поро-

Рис. 16: Зависимость коэффициента газового говой величины, то развитие ла-

усиления от напряжения в узкозазорной камере. вшы прекратится Мест0 оста_

новки лавины относительно анодной проволоки зависит от величины газового усиления в камере. Чем больше газовое усиление, тем дальше от анода образуется критический заряд ионов, и тем большая область вокруг анода будет экранирована. Частицы, попавшие в камеру в течение времени экранирования, не смогут создать лавины. Значит скорость счета камеры должна быть в сильной зависимости от газового усиления в ней, что подтверждается измерениями, приведенными на Рис.15. Поэтому определение зависимости скорости счета от величины пространственного заряда проводится с учетом особенностей развития лавины в узкозазорных камерах. Зависимость газового усиления М от напряжения на камере [/к (Рис.16) определена из амплитудных характеристик, приведенных на Рис.8. Условие прекращения развития лавины в узкозазорной камере при нарастании поля пространственного заряда можно записать в виде:

Е{г)-\Е<\ = ЕПОр., (3)

где Е(г) - внешнее поле вблизи головки лавины, которое для упрощения модели направлено по оси гг из центра анодной проволоки к катоду; Е^ - поле пространственного заряда, направленное вдоль оси г к аноду; ЕПОр. = 2 • 104 В/см - пороговое значение внешнего поля, выше которого в газе развивается электронная лавина.

Используя выражение для плотности ионного заряда в лавине3

epqN , ,

к' (4)

где q - заряд в лавине, N- скорость счета на анодной проволоке в единицу времени, запишем выражение для поля пространственного заряда Е{~.

щ Me Nil

Е, =

(5)

2щСик '

где = N/1 - скорость счета на единицу длины анодной проволоки длиною I, заряд ионов представлен в виде д = п0 М е, где по - число электронов ионизации, М - коэффициент газового усиления.

Подставив выражение (5) в (3) и используя установленную уравнением прямой на Рис.16 связь между коэффициентом усиления М и напряжением на камере {7к> получим окончательное выражение зависимости скорости счета на единицу длины анодной проволоки от величины газового усиления

2^С[1.77-102(В) ln(f) + U0]

[E{z) - Shop.],

п0М el

где I - длина анодной проволоки, a E(z) определяется выражением

E(z) =

С [1.77 • 102 Щ-щ) + Ц0] 2ens

^tanh —^ ,

(6)

(7)

где С - емкость на единицу длины анодной проволоки. Из соотношения (6) видно, что для повышения скорости счета необходимо использовать газ с высокой подвижностью ионов, уменьшать зазор между электродами камеры для снижения первичной ионизации, работать с минимально возможным газовым усилением и, наконец, использовать в камере более толстую проволоку, чтобы иметь большее значение ем-Рис. 17: Зависимость предельной скорости кости на единицу ее длины, или, что счета от величины газового усиления в уз- то же самое, обеспечить высокую плот-козазорной камере. ность зарядов на анодных проволоках

- (С • Ск)- Из этих условий следует, что многопроволочная камера в пределе переходит в лавинный плоский детектор, скорость счета которого равна4 2-109 с-1 см-2.

3G.C. Smith, Е. Mathieson, IEEE Trans. Nucl. Sci., Vol. NS-34, No.l, p.410.

4G. Gaukler et al. NIM, 141, 1977, p.115

Геометрические параметры ]самеры в неявном виде содержатся в удельной емкости и напряженности электрического поля камеры. На Рис.17 приведены две зависимости предельной скорости счета от величины газового усиления. Обе получены из выражения (6) для камеры с а = 1мм и 20/2 = 1.5 мм. Прямая 1 соответствует зависимости скорости счета на сантиметр анодной проволоки от величины газового усиления в камере. Зависимость 2 отражает скорость счета, приведенную на

1 см-2 камеры. Светлые точки на линии 2 соответствуют экспериментальным измерениям при постоянном потоке с плотностью 107с-1 см-2. Точка Р на прямой

2 соответствует предельному газовому усилению, при котором камера способна эффективно работать при зс.грузке 107с-1 см-2. Из сравнения экспериментальных и расчетных результатов следует, что выражение (6) хорошо отражает поведение предельной скорости счета узкозазорных камер в зависимости от газового усиления. Из выражения (б) вытекает очень важное следствие - суммарный заряд, образующийся в единицу времени на единицу площади камеры, равный произведению предельной скорости счета на коэффициент газового усиления и умноже-ный на единицу заряда, есть величина постоянная. В нашем случае заряд равен N1 • М • е ~ 6 • Ю-7 Кпс-1 см"2. Превышение этого значения увеличением загрузки или газового усиления, приведет к насыщению и ограничению скорости счета.

В шестой главе приведены экспериментальные результаты и анализ особенностей развития электронной лавины в узкозазорных камерах в режиме большого

В процессе изучения характеристик узкозазорных камер [17, 18] обнаружено, что в режиме большого газового усиления с ростом напряжения на камере происходят ярко выраженные изменения в характере развития электронной лавины. Наблюдаемые изменения амплитудных и временных характеристиках не соответствовали известным режимам газового разряда, хотя при дальнейшем увеличении усиления камера переходила в стример-ный режим. Это послужило основанием считать, что наблюдаемые изменения в поведении лавины вызваны процессами, развитие которых ответственно за

газового усиления.

Рис. 18: Амплитудное распределение сигналов. Газовая смесь 83% + 17% С4//10 . С/к = 3.8 кВ; 1 - спектр катодных сигналов, ослабленный на 40 дБ; 2 - спектр анодных сигналов, ослабленный на 40 дБ.

Т, НС

(а) 1 - Uch = 2400 В, 2 - Uch = 3700 В (b) Uch = 3100 В

Рис. 19: Временной спектр сигналов с анода камеры при разных напряжениях.

формирование стримера [19]. Поведение амплитудных спектров с изменением напряжения на камере показано на Рис.6. С напряжения 3.3 кВ на камере амплитуды сигналов начинают насыщаться. Амплитудный разброс анодных сигналов уменьшается и с напряжения 3.6 кВ разброс равен 10%. Сильное насыщение амплитуды указывает, что поле пространственного заряда сравнимо или даже превышает внешнее поле. С напряжения 3.6 кВ камера практически теряет чувствительность к первичной ионизации, а зарядовое усиление при этом превышает 2 • 107. Рост напряжения на камере до 3.8 кВ приводит к амплитудному скачку (Рис.18), который связывают с образованием стримера5. Следует заметить, что формы амплитудных распределений сигналов с анода и катода камеры различны.

На Рис.19(a),(Ь) приведены временные спектры, измеренные при разных напряжениях на камере. Обращает на себя внимание сильное изменение формы распределений. Спектр, полученный при 2400 В, описывается распределением Гаусса и свидетельствует, что распределение электронов по скоростям близко к максвел-ловскому. Распределение, полученное при напряжении 3.7кВ, показывает явное нарушение максвелловского распределения и появление в лавине быстрых и медленных электронов. Разделение электронов по скоростям начинается с напряжения 3.0 кВ и усиливается с его повышением. Описывая спектр 2 на Рис. 19(a) двумя распределениями Гаусса, получим число быстрых электронов, которое составляет ~ 30% от общего числа в лавине.

С ростом газового усиления в камерах с газовой смесью 80%СГ'\ + 20%С4Яю длительность анодных сигналов уменьшается с 25 — 30 не до 5 не. Аналогичная ситуация проявляется в работе камер, исследованных группой Г. Шарпака6.

Приведенные выше основные характеристики сильноточного режима вызыва-

5Г.Д. Алексеев и др. ЭЧАЯ. Том 13, вып.3,1982.

6S. Majewski et al.. Nucí. Instr. and Meth. 217 (1983) 265.

ют ряд вопросов, поэтому целесообразно было провести более детальное исследование работы таких камер в области, исходной для перехода лавины в стример. Измерения проводились с помощью радиоактивных источников 5Y00 и Fe55. Исследовались индуцированные сигналы с одной анодной проволоки , с двух соседних с ней анодных проволок, выполняющих роль контрольных проволок (КП) и расположенных слева и справа от рабочей анодной проволоки, и с объединенных катодных плоскостей. Сигналы с КП измерялись одновременно либо с катодными, либо с анодными сигналами. Измеряемые сигналы поступали на осциллограф TDS 380 через согласованные на обоих концах коаксиальные кабели с волновым

(а) (Ь)

Рис. 20: а) Осциллограммы сигналов с контрольных проволок (верхние) и с катода, б) Осциллограммы сигналов с контрольных проволок (верхние) и с анода. Газовая смесь 90% С7*4 + 9.88% С4Я10 + 0.12% Нд. Напряжение на камере указано на осциллограммах. Ослабление анодных и катодных сигналов 10 дБ.

сопротивлением 50 Ом. Время распространения сигналов с катода, анода и КП до входа в осциллограф выравнено и равно (50 ± 0.1) не.

Измерения проводились для 6 различных газовых наполнений камеры. В процессе изучения обнаружено, что начиная с газового усиления > 105 сигнал с катода камеры начинает появляться с задержкой относительно сигналов на аноде и контрольных проволоках (Рис.20(а)). Аналогичная зависимость в большей или меньшей степени имеет место для других газовых составов [10].

\

На Рис.21 приведены наложенные друг на друга осциллограммы, взятые из

Рис.20(а) и Рис.20(Ь), измеренные на аноде, катоде и контрольных проволоках в

газовой смеси 85%С^4 + 13%С4Яю + 2%СО(СН3)2 при напряжении на камере

3,2кВ, которые отражают вре- 75.0"

менную корреляцию сигналов от- ™

«г

носительно друг друга. На Рис.20(а)^ и Рис.21 хорошо видно, что ка- Ш тодный сигнал появляется после достижения анодным сигналом своего половинного значения. Кроме того, электронная лавина в целом находится в колебательном состоянии, причем частоты колебаний на анодном и катодном сиг- Рис. 21: Осциллограммы сигналов с анода, като-

налах совпадают. Направление дви^а (нижние) и с контрольных проволок (верхние)

в газовой смеси 85%СЬ\ -+ 13%С*Н,0 +2% СО(СН:1)2.

0.0

-75.0

Время, не

ЮО

жения поляризованного зарядо-

Ослабление анодных и катодных сигналов 10 дБ.

фАнод V,

и^тггт^

вого сгустка при его колебаниях определяется по полярности сигналов, индуцируемых электронным и ионным слоями на аноде и катоде соответственно. Совместные колебания противоположных зарядов во внешнем электрическом поле с одинаковой фазой означают, что они связаны собственным полем, превосходящим внешнее поле в области расположения лавины. Поэтому движение электронов и ионов взаимно экранируются [10]. Из Рис.21 видно, электроны экранируются от катода ионным сгустком, ионы - от анода электронным. Поэтому наведенный заряд на аноде создается только электронами, а на катоде - ионами. На этой стадии изменение сигналов на аноде и катоде обязано, в основном, протекающим в камере токам смещения, вызванным поляризацией электродов изменяющимся электрическим полем колеблющихся зарядов.

Сравнение моментов времени появления сиг- Рис. 22: Распределение заряда в налов на аноде и контрольных проволоках пока- -лавпне при образовании диполя, зывает, что во всем диапазоне изменения напряжения на камере они образуются

одновременно (см. Рис.20(Ь)).

Задержка индукции на катоде связана тем, что в плотной лавине основная часть электронов медленные. Ионы и электроны перекрываются и дрейфуют в противоположных направлениях. При достаточной плотности лавины, дрейф приведет к появлению поля, вызванного разделением зарядов (поля поляризации), что эквивалентно некоторому диполю с зарядами » Л^, расположенными на расстоянии ионизационной длины а-1 (Рис.22). Внешнее поле Е0 в центре диполя ослабится до нуля, когда поле, созданное в нем электронными и ионными зарядами по отдельности Е1 = еИе ■ 4а2/(47Гб0), достигнет значения Ео/2. Это произойдет, когда число электронов в лавине вырастет до Л^ = тгеоЕо/(2еа2). Исходя из равенства Ео = 2 Ей выразим напряженность внешнего поля через плотность лавины Е\ = 4тгпсеа~1:

Е0 = 2Е1 = 2

Аж пе е а'

2пее

(8)

4тг б0 е0 а

Подставив это выражение в Л^, получим "постоянную" для образования диполя, т.е. отношение плотности электронов в лавине к коэффициенту ионизации всегда равно критическому числу электронов:

Лгсг = 7Г пе/а3. (9)

Физический смысл полученного критерия состоит в следующем. Диполь образуется только в том случае, если в объеме лавины, равном а-3 см3 число электронов Ие > N0-, При выполнении данного критерия прекращается дрейфовый ток через камеру, электроны тормозятся и связываются ионами, создаются благоприятные условия для образования во фронте лавины "быстрых" электронов, т.е. создаются необходимые условия для формирования в электронной лавине двойного зарядового слоя и проявления процессов обеспечивающих лавинно-стримерный переход. Для узкозазорной камеры, с газовым наполнением 80 + 20 %С4Я10, Иа- «2,2-104.

Рис. 23: Схематическое очертание и распределение зарядов

Отсутствие индукции на гатоде приводит к в лавине к моме,1ТУ окончания

диффузионного тока.

прекращению тока через внешнюю цепь. Сигналы на аноде и КП образуются благодаря диффузионному току, который стремится устранить градиент плотности, характерный для лавин. Диффузионный ток,

вызываемый перераспределением электронов в направлении к аноду, приведет к разрушению диполя. Так как в центре электронных зарядов распределенный потенциал источника Уо ослаблен потенциалом электронов, то они диффундируют из объема лавины и центральной области к периферии головки лавины с потенциалом V-!, где более низкая плотность и сильнее электрическое поле (У\ > Усь Рис.22). В результате очертание лавины и распределение зарядов можно представить схематически, как показано на Рис.23. Таким образом к моменту окончания диффузионного тока головка лавины, содержащая основную плотность зарядов, под влиянием внешнего поля будет представлять собой поляризованный плазменный сгусток, в котором произошло локальное разделение зарядов.

Электрические характеристики поляризованного сгустка и его влияние на внешнее поле оценивались с помощью следующих уравнений.

Значение электрического поля в точках ячейки камеры определялось из выражений [1]:

_ 2жЩ дт/г[тг{у - 7гх/г0 .

01 г0С0 созк[2ж(у - кз)/го] — сов2пх/г0'

_ 27гЦ0 -уу созк[п(у - Л;а)/гго]агп жх/г0 . .

0у 2оСо соз/г[27г(у — /гв)/г0] — сое2пх/го'

где

Со = огйаггЛ

к=—т

сов 7Г г0/г0

созИжкв/го

(12)

ось х направлена от проволоки к катоду, ось у- перпендикулярно к проволокам. Величина 27ге0/Со представляет собой удельную емкость проволоки.

Значения коэффициента ионизации в газе С'Р,\ при разной напряженности поля взяты из работы7. Для аналитического представления экспериментально измеренных значений а использовалась апроксимация

где А = 2,702 • 1016 В"1 • см3, В = 15,3 • 10~16 В • см2, N = 2,6868 • 1019 см"3. Коэффициент газового усиления в лавине вдоль траектории электрона определялся выражением:

ГГ ег

М = ехр / а(Е(х,у)) йх, (14)

где гяш = 0,001 см - радиус анодной проволоки, х„ = 0,016 см - критический радиус, определяющий размеры области, в которой коэффициент ионизации а > 1 .

7Ь.С. СМзЮрЬогои, апс! Л.К. ОНЬоН, Л.РЬуз. СЬет. Бага, V. 28, N0. 4 (1999).

(а) (Ь)

Рис. 24: а) Искажение электрического поля пространственным зарядом, б) Поведение {ах) в электрическом поле, искаженном пространственным зарядом.

Число заряженных частиц в лавине определялось из ее токовых характеристик (Рис.8). При Иск = 3800 В амплитуда сигнала на нагрузке 50 Ом равна « 185 мВ и число электронов в лавине составит ЛГе = ТУ* = Н/е « 1,2 • 108.

Оценка влияния пространственного заряда на развитие лавины проведена для лавины, представленной в виде двойного слоя [19], зарядовые поверхности которого имеют форму дисков с радиусом, равным радиусу лавины /¿о, и толщиной < << До- Расстояние между дисками порядка а-1. Для точек на оси, нормальной к поверхностям двойного слоя и проходящей через их центры, напряженность поля определяется выражением:

2еп

1

(15)

Поверхностная плотность зарядов равна ст+ = ^ е/тггд, |<т_| = 0,7 Результат коррекции поля вдоль оси лавины показан на Рис.24(а). На Рис.24(Ь) приведена зависимость произведения (а ■ х) от расстояния х, пройденного лавиной. Видно, что эффективная длина лавины Ьт1 « 0,01 см. Считая форму лавины конической, получим, что ее плотность и 8 • 1014см-3, а дебаевский радиус экранирования в ней г о = (Те/Ажп^е2)1^"2 и Ю-5 см, где Те и 0.17 эВ8 - средняя энергия электронов в газе СР4. Следовательно, радиус лавины и ее длина (г0 = 1.2 • 10~2см и ЬтI = Ю-2 см) много больше гд = Ю-5 см. Выполнение данных критериев означает, что в электронной лавине установился режим амби-полярной диффузии. Это позволяет считать лавину плазменным образованием. В

Ь.С. СЬг^орЬогои е1 а!., Л.РЬуя. СЬет. ИеГ Ба1а, V. 25, N0. 5 (1996).

новом состоянии между частицами лавины должны более интенсивно протекать процессы теплообмена, выравниваться значения ускорений во внешнем поле, резче проявляться зависимость в движении частиц относительно друг от друга.

Значение а0, при котором прекращается рост лавины, определялось из требования равенства выражения (14) числу электронов в лавине Ne ~ 1,2-108 . Данное число зарядов возникает при ао ~ 4900 см-1. При числе кластеров ионизации, равном 15, значение (а-х) и 15,9 реализуется на расстоянии 0,00245 см от оси анода. Продвижение лавины к аноду еще на одну длину ионизации 0,00016 см) привело бы к росту числа электронов до 4-10®. Но соответствующие этому значению амплитуды на аноде камеры не наблюдаются. При развитии лавины от одного электрона число рис. 25: Распределение потенциала в области ла-Ne ~ 1,2 • 108 достигалось при вины.

(а • х) = 18,6 на расстоянии 0,0019 см от оси анода. Следовательно, в любом случае, перед переходом лавины в стример развитие электронной лавины завершается, не достигая анода камеры. Прекращение развития лавины вдали от анода может служить объяснением высокой радиационной стойкости узкозазорных камер с газовой смесью 80% СР4 + 20% С,¡Ню . Несмотря на работу камер в интенсивных потоках заряженных частиц > 107 с-1 см-2 и большой концентрации в газовой смеси изобутана их радиационная стойкость достигает rí 10Кл/см2 и в 50 раз9 [9] превышает радиационную стойкость стандартных камер. Скачок потенциала на положительной поверхности двойного слоя, величиною Aip = ip+ — = [(сг+ — сг_)ад 1)]/2е0 = 155 В, вызовет появление на кривой распределения потенциала "горба" и усилит поле в направлении катода, а поле в направлении к аноду ослабится. Графическая иллюстрация области расположения зарядовых слоев относительно анодной проволоки на кривой распределения потенциала (в пределах 0,004 см от оси анода) дана на Рис.25.

В седьмой главе рассматривается модель двойного зарядового слоя, предложенная автором для объяснения экспериментальных данных, полученных при ра-

9R. Henderson et al., IEEE "Drans on Nucl. Sei., v.NS-35, No.l (1988) 477.

боте узкозазорных камер в режиме большого газового усиления [19].

Учитывая направления полей, создаваемых зарядами относительно направления внешнего поля (Рис.26), запишем результирующие поля, находящиеся вовне непосредственно за ионным и электронным слоями, а также внутри двойного слоя:

== + Е--Е+ = 1,1-105 В/см, (16)

Ядв.сл. =; ¿в" — Е- — Е+ = —5,4 • 105 В/см, (17)

£+ =, Ео + — Е_ = 3,6 ■ 105 В/см. (18)

где Ед , Ед-значения внешнего поля вблизи ионной и электронной поверхностей,

Е+ = <т+/2бо, = |<т_| /2бо-поля, образуемые ионным и электронным слоями соответственно, 2?дв.сл.~внещ-

нее и результирующее поля внутри двойного слоя. Значения электрических полей в лавине и вблизи ее зарядовых поверхностей отражают сильную неоднородность поля.

Пусть напряженность поля в центре тяжести отрицательной поверхности (точка 4, Рис.26) равна Е(х4), а в центре тяжести положительной поверхности (точка 5) равна Е(х4) + ДЕ, где ДЕ - приращение поля, вызванное скачком потенциала. Тогда на поляризованный сгусток в направлении катода будет действовать сила, которую, согласно Рис.26, можно записать в виде:

?хк = (М - К) в Е(*4) + ^ е ао1 ^ = (^ - Ме) е Е(х4) + Л, е а«1 (19)

а0 аа

где дЕ(хб)/да - производная вектора Е по направлению а, совпадающему с направлением приращения вектора Е. Из выражения (19) следует, что поляризованный плазменный сгусток, связанный собственным полем и находящийся в неоднородном электрическом поле, испытывает со стороны поля силовое воздействие и втягивается в область более сильного поля (18), т.е. начинает движение в направлении к катоду.

Кроме вынуждающей силы РхК на поляризованный сгусток действует со стороны анода возвращающая сила Рха и связывающая сила между слоями ЕдВ.сл,-

Рис. 26: Схема к расчету вынуждающей силы, действующей на поляризованный сгусток зарядов в неоднородном поле.

(а)

(Ь)

Рис. 27: Двойной зарядовый слой: а) - качественное изображение силовых линий полей в области двойного слоя; Ь) - силовые линии после смещения ионов к катоду.

Из-за инерции и удерживающего поля со стороны анода и радиальной составляющей поля ионного слоя, замкнутой на электронный слой со стороны анода (см. Рис.27(а)), электронное облако придет в движение с задержкой 2нс (Рис.21). За 2 нс ионы сместятся к катоду примерно на 2 • 10~2см (см. ниже) и их вклад в величину поля, образуемого электронным слоем в области между ним и анодом, практически исчезнет (Рис.27(Ь)). В итоге поле за электронным слоем (с учетом слабого, но ослабляющего поля ионов) возрастет до Е= Ед +Е~ «3,2-105 В/см.

Движение ионного слоя к катоду вдоль убывающего внешнего поля ослабит действие вынуждающей силы (19). Возрастающая возвращающая сила РхА, действуя на поляризованный сгусток, придаст ему ускорение и вернет в начальное положение. Из-за инерции он проскочит исходное положение. Затем процесс повторится, и поляризованный сгусток перейдет в колебательное движение вдоль внешнего поля.

Колебания поляризованного сгустка, имеющего две степени свободы, характеризуются двумя модами колебаний10. В первой моде зарядовые поверхности колеблются с одинаковой частотой и совершаются так, как если бы вынуждающая и возвращающая силы (4, 5) были меньше силы притяжения (6) между слоями. В таких условиях связь между зарядовыми поверхностями максимальна и колебания совершаются в фазе. Примерно через 20 — 25 не в результате столкновений зарядов с нейтральными атомами и действия внешнего поля колебания затухают (Рис.21). Вторая мода колебаний реализуется, когда связь между зарядами начинает уступать вынуждающей силе.

10Стрелков С.П. Введение в теорию колебаний. М.: Наука, 1964.

Колебания системы, связанной силами, характеризуются коэффициентом связанности

а = Т2 П-2Ï- (20)

к2 -

Связанность двух систем заключается в том, что характер взаимодействия между системами определяет не только величина сил связи (72 ), но и близость парциальных частот (we;wj) друг к другу. Так как парциальные частоты зарядовых слоев должны быть близки к соответствующим плазменным частотам зарядов, то здесь имеется существенная расстройка на величину порядка y/me/Mi- Это означает, что каждый слой колеблется со своей собственной частотой. Следовательно, в нашем случае, связанность системы определяется только величиной силы связи 72, которая равна силе -Рдв.с! действующей между зарядовыми слоями .

При относительно низкой плотности поляризованного сгустка его влияние на величину распределенного потенциала в области его расположения незначительно. Результирующие поля вблизи электронного и ионного слоев будут примерно одного порядка, но меньше, чем поле внутри двойного слоя. В этом случае связанные заряды колеблются как единая система. Такая ситуация реализуется в широком диапазоне напряжений на камере и хорошо видна на оциллограммах (Рис.20(а),(б)). С ростом плотности зарядов, поле на анодной стороне двойного слоя будет уменьшаться медленее, чем нарастание поля на катодной, так как из-за малого расстояния между слоями примерно 30 % ионов, замыкаясь на электроны со стороны анода (Рис.27(а)), усилят поле в этой области. В результате возрастает сила, удерживающая электроны. Торможение электронов сопровождается диффузией. Уменьшение плотности электронного слоя уменьшит поле между слоями, что позволит ионному слою начать отрываться от электронного под воздействием вынуждающей силы. В результате в колеблющейся системе начнет проявляться вторая мода колебаний, связанная с относительным движением колеблющихся поверхностей двойного слоя, которая определит дальнейшз'ю судьбу развития разряда.

Во внешнем электрическом поле собственные колебания зарядов имеют электростатический характер. Действия на электронную поверхность противоположно направленных сил со стороны анода и положительной поверхности слоя создают условия для плазменных колебаний электронов, так как любое их смещение в продольном направлении приведет к появлению поля, стремящегося восстановить начальную структуру расположения зарядов. Частота колебаний при плотности электронов пе = 0,7щ = 5,74 • 1014 равна = (4irпее2/т)1/2 = 13,5 • 10йс-1. Колебательная скорость и амплитуда смещения электронов будут равны ие = е Ei/mue и 6,8-108 см/с, ае = еEi/muj « 5-10-4 см, где Ех = 5,4-105В/см-элек-

трическое поле разделения зарядов на длине ад Ускорение, приобретаемое электроном при данных колебательных параметрах, составит х = ш^а = 9 ■ Ю20 см/с2. Частота плазменных колебаний ионов = 2тг/< = 5,46 - 10® с-1 определяется из осциллограмм на Рис.21. Колебательная скорость и амплитуда смещения ионов, по аналогии с электронами, будут равны: щ ~ 107см/с, а; 2 • Ю-2 см.

Рис.21 позволяет проследить за фазой колебаний. Видно, что частота колебаний на анодном и катодном сигналах совпадают. Направление движения двойного слоя определяется по полярности сигналов, индуцируемых электронным и ионным слоями на аноде и катоде соответственно. При движении двойного слоя к катоду амплитуда катодного сигнала нарастает, а длительность анодного сигнала укорачивается, так как на его задний фронт накладывается сигнал, сформированный отходящими от анода электронами [17, 18]. Движение двойного слоя к аноду отражается спадом амплитуды сигналов на аноде и катоде в отрицательную область. С увеличением напряжения на камере укорочение анодного сигнала усиливается за счет увеличения амплитуды колебаний поляризованного сгустка.

Различие анодных и катодных амплитудных спектров (Рис.18) вызвано экранировкой электронным слоем ионов от анода, а ионным слоем электронов от катода. Кроме того, на начальной стадии развития лавины за время отсутствия дрейфового тока анодный сигнал формируется диффузионным током. Приращение поля, вызванное скачком потенциала в двойном слое (Рис.25), усилит внешнее поле в направлении катода, а поле в направлении к аноду за электронным слоем ослабится. Это позволит начать движение электронам от анода под действием силы связи /-дв.с со стороны ионного слоя. В результате величина индуцированного на аноде положительного заряда начнет уменьшаться и, в итоге, уменьшится суммарный анодный заряд. Приближение ионной поверхности к катоду индуцирует на нем на 30% больше отрицательного заряда по сравнению с зарядом, наведенным электронами на аноде (30% "быстрых" электронов ушли на анод). Более быстрый рост сигналов на катоде по сравнению с анодными сигналами подтверждается амплитудными спектрами, измеренными на аноде и катоде при напряжении 3,8 кВ (Рис.20). Отношение средних амплитуд анодных и катодных сигналов составляет 1.5. В пропорциональном режиме данное отношение больше 3.

Ионы, двигаясь с колебательной скоростью « 107см/с, сместятся к катоду на величину амплитуды Дх и 2 • Ю-2 см (Рис.27(Ь)). Смещение ионов понизит емкость поляризованного сгустка при неизменном заряде на его "пластинах". Разность потенциалов между слоями увеличится в Ах/а$1 ~ 100 раз. Работа, совершаемая источником против электрических сил при перемещении ионов на ве-

личину Ах, целиком пойдет на приращение энергии поля "конденсатора" и равна 4,2 • 10й эВ. Полученная величина запасенной в двойном слое электростатической энергии хорошо согласуется с результатом работы11.

За время задержки электронного слоя, в результате диффузии электронов, плотность его уменьшится до пе « 3.7 • 1014 см-3 и разность потенциалов между слоями упадет до А<р2 ~ 77.5 В. Поэтому с разделением зарядов, на величину Ах, поле между зарядовыми слоями после вытеснения из данной области внешнего поля станет равным Ei = 1.5-105 В/см. Поле Е\ практически совпадает с результирующим полем со стороны анода Еf и 1,57-105 В/см, но меньше результирующего поля со стороны катода Е* = 3 • 105 В/см.

Под действием связывающей силы между слоями электронный слой в момент, когда вектор колебательной скорости электронов будет направлен к катоду, начнет ускоренное движение к ионному слою. Приращение энергии, полученной от источника, будет тратиться полем на энергетическую подпитку электронов. Сопровождающееся ионизацией движение электронного слоя, радиусом Rq = 1,2 • Ю-2 см, приведет к резкому росту тока (ослабленного до этого момента сильным полем двойного слоя), который можно отнести к току прорастающего стримера и который приведет к скачку амплитуды (Рис.19(а)). В ходе развития лавины перед анодом образуется ионный слой с радиусом, равным Rq. В результате развивающийся разрядный канал на стартовой фазе будет состоять из трех зарядовых слоев - электронного слоя, расположенного между новым ионным слоем, и ионным слоем, смещающимся к катоду. Образовавшаяся структура станет исходной для прорастания ионизованного канала в направлении как катода, так и анода. Роль затравочных электронов, от которых начнется прорастание ионизованного канала к катоду, выполняют быстрые электроны, образовавшиеся при создании среднего электронного слоя. Примерно п/ < 4,5 • 107 электронов, т.е. 30%, двигаясь в направлении катода к слою ионов со скоростью 5 • 108 см/с (при ускорении 9 • Ю20см/с2 данная скорость достигается за время i ~ 5,6 • Ю-13с ), образуют новый двойной слой с числом электронов «1,5-108 на длине и 5 • Ю-4 см. Быстрые электроны нового слоя в количестве п/, в свою очередь, образуют следующий двойной слой и так далее.

Ионный слой, образовавшийся перед анодом, создаст в центре тяжести положительного заряда скачок потенциала ~ + 150 В, который перераспределит потенциал между слоем и анодом. В итоге появится сила Fxc (19), действующая на двойной зарядовый слой в направлении к аноду. Дальнейшее развитие ионизован-пРетер Г. Электронные лавины и пробой в газах. М.: Мир, 1968.

ного канала аналогично катодному направлению.

Прорастание ионизованного канала в виде двойных зарядовых слоев с постоянным диаметром будет продолжаться, пока он не достигнет движущегося ионного слоя. В образовавшейся конфигурации с чередующимися зарядовыми слоями возникает особенность, связанная с устойчивостью системы. Рассмотрим три чередующихся слоя, расположенных внутри ионизованного канала (Рис.28-1). Заряд ближайшего к аноду ионного слоя обозначим <7+, электронного слоя - , а второго слоя ионов - <73". Причем заряд электронного слоя, находящегося между ионными слоями, равен 0,7 • |<7^| и д* = <73 . Такая система обладает неустойчивым равновесием, которое реализуется при равенстве нулю суммы сил, действующих на каждый из зарядовых слоев:

= -^Ь; — ^ъ 1*2 = Лз,

(21)

где сила взаимодействия зарядов <7+ ид2; Р^- сила взаимодействия зарядов Ч2 и Яз~, Р13- сила взаимодействия зарядов д* и

Р2 = Л з =

1

9г

1

сР

й2'

(22)

4 7Г бо 4 7г ео

Так как \ = 0,7 • <7*, то х2 = 0,836 й, в. х\ = 0,164 (1, где ¿-расстояние между

ионными слоями. Расстояние Х\

между центрами тяжести зарядов д\ и д? устанавливается в процессе развития лавины равным «5-10~4 см (Рис.28-1). (Ширина электронного слоя равная и 3 • Ю-4 см и длина ионизации а-1 ~ 2 • Ю-4 см, см. ниже). Следовательно, й « 30 • Ю-4 см, а Х2 » 25 • Ю-4 см. Если заряд Рис. 28: Схематическая структура ионизованно- приблизится к заряду д+ , ТО СИ-

го канала: 1—к расчету равновесия зарядовой системы; 2-ионизованный канал после его завершения; 3—ионизованный канал после установления динамического равновесия. Расстояния приведены в микронах

ла притяжения между ними превысит силу отталкивания со сто-

роны заряда щ и равновесие нарушится. Заряды (¡1 и Ц2 сомкнутся, а заряд начнет двигаться к катоду. Так как слева от трехслойной системы имеются чередующиеся слои (Рис.28-1), то они будут препятствовать сближению зарядов и и усиливать

отталкивающее действие заряда д^. Но как только заряд д^ удалится от электронного слоя на расстояние х2, то выполнится условие (21) и он остановится. При

Рис. 29: Осциллограммы сигналов с контрольных проволок (верхние) и с анода (нижние) при наполнении камеры газовой смесью 80%С^4 + i9.88%C4.H10 + 0.12%Нд.

этом разность потенциалов между слоями и увеличится до А<р2{х~ 5Д|р2 ~ 360 В и поле между зарядами д^ и д£ станет равным полю между зарядами д^ и • Для выполнения условия равновесия в канале необходимо, чтобы установились расстояния, равные значениям х\ и х2 (Рис.28-1).

Если расстояние между одноименными зарядовыми слоями в прорастающем канале равное 2 Х\ и 10 • Ю-4 см, принять за шаг лавин, то на длине смещения ионного слоя, равной амплитуде ионных колебаний ^ « 2 • Ю-2 см , должно образоваться 20 двойных слоев (Рис.28-2).

Прорастание канала будет сопровождаться установлением расстояний и х2. В результате длина канала возрастет до ¿с/, = 20 • й яз 0,06 см. Если расстояние между одноименными слоями равно "динамической постоянной сГ' (Рис.28 -1 и 3), то электрическое поле внутри каждого двойного слоя равно сумме полей, созданных по отдельности электронными и ионными зарядами. В статическом состоянии поле в области расположения электронных слоев должно быть равно нулю (Рис.28-1). Однако из-за диффузии, столкновений с молекулами и ионизации внутри слоя электронный заряд подвержен постоянному изменению во времени. Смещение электронов в радиальном направлении сильно ограничено полем ионов (17), поэтому все возмущения будут протекать главным образом в направлении поля между слоями [19]. Так как возмущения возникают флуктуационным образом, то в канале появится изменяющееся во времени электрическое поле. Благодаря данному полю обеспечивается связь между слоями и возникающие в них любые

локальные изменения мгновенно передаются по длине канала. Это свойство зарядовой системы, а также неизменность расстояний между ионными слоями из-за их инерционности вынуждают электронные слои находиться в динамическом

Рис. 30: Иллюстрация характера поведения стотой, видно на осциллограммах

ход плазменного режима в стримерный, при котором формируется ионизованный канал, состоящий из двойных зарядовых слоев, сопровождается наложением на его токовый сигнал высокочастотных колебаний электронов. В то время как на части импульса, соответствующей плазменному режиму, наложения отсутствуют. На Рис.30 представлен фрагмент нижней осциллограммы Рис.29-1, который демонстрирует характер поведения электронных слоев в канале. Процесс становления динамического равновесия между тремя слоями (Рис.28-1) происходит за время U — 2:2/и, ~ 8 • Ю-10 с при скорости ионов г/, ~ 7, 2 • 106см/с (скорость устанавливается под действием импульса силы отталкивания [19]). Это время существенно превышает время прорастания канала на длину его радиуса, т.е. Ro/ve = 2,4 • 10"11 с при ve = 5 • 108см/с.

Отметим, что приведенный выше механизм прорастания ионизованного канала, несмотря на некоторые отличия, во многом аналогичен механизму, который рассматривается в монографии12 и основан на распространении волны ионизации с очень малым поперечным размером, сравнимым с шириной ее фронта. Переход ионизованного канала в состояние "равновесия" должен сопровождаться интенсивным периодическим излучением в видимой области, вызванным в плотных зарядовых слоях столкновениями электронов и ионов с молекулами газа. Подобный процесс экспериментально наблюдался в работе13. Примерную структуру установившегося ионизованного канала можно представить, как показано на Рис.28-3.

12Базелян Э.М., Райзер Ю.П. Искровой разряд. М.: МФТИ, 1997.

13Омаров O.A., Рухадее A.A. ЖТФ. 1980. Т. 50, вып. 3, с.536-539.

Mi

состоянии вблизи своего равновесия. Поэтому для сохранения устойчивости канала электронные слои под влиянием изменяющегося электрического поля будут находиться в квазиколебательном движении с переменными периодом и амплитудой. То, что электроны находятся в квазиколебательном движении с меняющейся амплитудой и ча-

электронных слоев в ионизованном канале.

Рис.29 (особенно на Рис.29-1). Пере-

В такой системе благодаря кулоновскому взаимодействию между разноименными зарядовыми слоями должна происходить перекачка энергии от "колеблющихся" электронов к ионам со скоростью de/dt и 104эВ/с. Этот процесс должен повысить температуру ионизованного канала и привести к раскачке ионных колебаний. Для перекачки ионам энергии порядка 0,5 эВ потребуется « 6 • Ю-6 с или 3 • 104 периодов, если принять Т « 2 • Ю-9 с.

Чередующиеся двойные слои можно представить как последовательно включенные конденсаторы, на каждом из которых поочередно устанавливается разность потенциалов, равная Ду>2 или 5-Дуг (Рис.28-3). Разность потенциалов на длине канала будет равна ДФг/i-i = кА(р^ + (к — 1)5 • Д^г, где к - число двойных слоев, А(р2 = 77.5 В. При к « 20, ДФ2о ~ 8900 В. Отсюда следует, что совместные действия ионного заряда авангардного слоя и распределенного потенциала вдоль ионизованного канала создают условия для ионизации при прорастании канала в область слабого внешнего поля. Экспериментальным подтверждением этому может служить работа14, в которой показано, что « 90 % ионизованного канала прорастает в поле < 8кВ/см.

Рост положительного потенциала в области нового авангардного ионного слоя, который уже можно назвать головкой стримера, обеспечит перед ним сильное электрическое поле. В монографии Э.М. Базеляна и Ю.П. Райзера (см. сноску 12) отмечается, что при удлинении ионизованного канала на отрезок, равный нескольким радиусам головки, поле, создаваемое у головки зарядами канала, а также радиус самой головки практически не меняются. Это можно объяснить тем, что авангардный ионный слой после развала [19] заменяется новым ионным слоем. На вновь образованную головку стримера снова действует сила (19), направленная к катоду, и все процессы, формирующие следующий участок канала, повторяются. Это хорошо видно на осциллограмме 3 Рис.29. После первого этапа прорастания канала следует второй, механизм которого полностью идентичен первому.

Быстрое формирование стримера со скоростью « 5 • 108 см/с завершается остановкой развития канала на 1,5 — 2нс, необходимых для отхода ионного слоя к катоду, чтобы обеспечить энергетические и полевые условия для создания следующего звена ионизованного канала.

Сила, удерживающая последний электронный слой со стороны канала, возрастает пропорционально числу двойных слоев, т.е. кА<р, что увеличивает задержку электронов. Это позволяет ионному слою под действием вынуждающей силы и импульса силы отталкивания от ионов канала сместиться на большее расстояние 14Atac М, et al.. Fermilab Report FN-348. 1981.

с большей скоростью и дает возможность прорасти каналу на большую длину, чем на первом этапе. В результате начнет увеличиваться скорость прорастания ионизованного канала. Например, скорость прорастания канала на первом этапе, с учетом удлинения канала и изменения скорости авангардного слоя ионов, равна Ьсь/и « 7,5 • 107см/с, (¡¡«8' Ю-10 с и определяется вынуждающей силой и импульсом отталкивания от ионов канала).

На основании изложенного, рассмотрим осциллограммы на Рис.29. Рис.29-1 иллюстрирует первый этап прорастания канала. Информация об этом содержится в анодном сигнале и проявляется в изменении его заднего фронта, вызванном наложением на него индуцированного сигнала от нарастающего числа двойных слоев в канале, который прорастает к катоду. Рис.29-2 иллюстрирует ситуацию, когда нарастание ионов в канале индуцирует заряды не только на аноде, но и на контрольных проволоках: четко виден профиль волны ионизации, проинтегрированный по всем слоям образованного участка канала. Временные характеристики анодного сигнала в точности повторяют профиль волны ионизации. На Рис.29-3 показано образование двух ионизованных каналов. Верхняя осциллограмма отражает разность потенциалов, возникшую на двух двойных слоях. То, что из образовавшихся двойных слоев формируются стримеры, видно на нижней осциллограмме.

Из рассмотреной выше структуры ионизованного канала и процессов, протекающих внутри него, вытекает, что, если по каким-то "внешним" причинам канал замкнется сам на себя, то образовавшийся нейтральный ионизованный канал перейдет в устойчивое состояние как во внешнем поле, так и без него. Эта особенность позволяет экспериментально проверить предложенную модель формирования стримера и ионизованного канала в целом.

Подводя итоги экспериментального исследования развития электронной лавины в проволочных камерах в режиме большого газового усиления, можно утверждать следующее: для формирования в электронной лавине двойного зарядового слоя и проявления физических процессов, обеспечивающих переход электронной лавины в стример, необходимо выполнение условия (9), т.е. в объеме лавины, равном а~3 см3, число электронов Лге должно быть > Л^; При выполнении условия (9) для перехода лавины в стример достаточно, чтобы электрическое поле, созданное зарядами внутри двойного слоя Вдв.сл., было сравнимо с результирующим полем

находящегося непосредственно за электронным слоем, и меньше результирующего поля Ех - за ионным слоем (см. (16-18)).

На Рис.20(а),(б) видно, колебания зарядовой системы в первой моде наблюдаются в широком диапазоне напряжений, что позволяет рассматривать данную об-

ласть как проявление плазменного режима, предшествующего стримерному [8, 17, 19]. Для реализации плазменного режима необходимо, чтобы поле, связывающее зарядовые поверхности двойного слоя (17), превосходило поле за его пределами, т.е. £/дв.сл. > £Г, -Едв.сл. > Е+ (см. (16) и (18)). Смещение поляризованного сгустка зарядов к катоду с колебательной скоростью щ ж 107см/с и быстрое затухание совместных колебаний в течение ка 10 — 80нс (Рис.20(а),(б) и Рис.21) позволяют достигать скорости счета от 108 с-1см-2 до 5 • 105 с-1см-2 при увеличении газового усиления от 3 • 104 до 3 • 107. При сравнимых токовых характеристиках эта величина более чем на два порядка превышает скорость счета в самогасящемся стримерном режиме. Для работы в плазменном режиме необходимо использовать газовую смесь с высокой плотностью ионизации (критерий (9)). Рабочий диапазон плазменного режима зависит от концентрации электроотрицательных примесей в рабочем газе. В качестве таких добавок могут быть использованы фреон 12 или 13, растворы галогенов йода или хлора и, наконец, насыщенные пары воды (полярные молекулы). Следует заметить, что количество примеси подбирается экспериментально и не должно превышать ~ 0.5 %.

Ниже приведены характеристики проволочных камер, работающих в пропорциональном, стримерном и плазменном режимах.

Проп. Стрим. Плазм.

1. Ток электронной лавины 1-4-5 мкА 0.2-=-4мА 0.2-г4мА

2. Амплитудный разброс 100 % 60 % (10 -15)%

3. Длительность сигнала на полувысоте 60 не 40 не (2.5 — 5) не

4. Длительность сигнала на уровне 10%

от максимума амплитуды 120 не 100 не (5 —

10) не

5. Скорость счета (сек-1 см-2) 5 • 105 103 5 • 105

6. Радиационная стойкость 0.2 Кл/см 0.2Кл/см 10Кл/см

Данные преимущества нового режима газового разряда позволяют изготовить компактный радиационно-стойкий электромагнитный калориметр [20], организовать триггер на наличие трека в камерах или на множественность регистрируемых частиц. Зависимость электростатических колебаний электронной лавины от первичной ионизации позволяет создать быстрый и компактный идентификатор заряженных частиц в области импульсов 5 Ч- 30 ГэВ/с. В заключение главы даны рекомендации по возможному практическому применению плазменного режима.

Основные научные и практические результаты

1. Впервые созданы высокоскоростные узкозазорные многопроволочные газонаполненные координатные детекторы нового поколения, в десятки раз превосходящие по своим регистрационным параметрам известные пропорциональные камеры. Новые камеры эффективно и стабильно работают в интенсивных потоках заряженных частиц с плотностью до 5 • 107 с-1см-2 и более чем в 10 раз имеют лучшее временное разрешение, и в 50 раз большую радиационную стойкость. ■

2. В процессе создания камер проведены их подробные исследования. Получены следующие результаты:

а) обнаружены и исследованы неизвестные ранее процессы, протекающие в электронной лавине в режиме большого газового усиления (> 107). Из детального изучения новых процессов следует, что они возникают в результате проявления свойств двойного зарядового слоя, образующегося в предстримерной области газового разряда, и являются ответственными за переход электронной лавины в стример.

б) информация о новых быстротечных физических процессах, сопровождающих переход лавины в стример, получена в узкозазорных многопроволочных камерах, которые, как показали исследования, являются удобным инструментом не только для изучения области перехода лавины в стример, но и для проведения экспериментов в интенсивных пучках, связанных с исследованием и поиском редких процессов.

в) экспериментальное и теоретическое изучение работы узкозазорных камер позволило впервые получить аналитическое выражение, которое определяет требования к параметрам электронной лавины, при которых проявляются физические процессы, ответственные за лавинно-стримерный переход, а также полуэмпирическое выражение, отражающее основные физико-технические требования к электромеханике камер для достижения ими предельной скорости счета.

Таким образом, разработано новое направление в исследовании процессов протекающих в сильноточной электронной лавине, которое открывает широкие возможности для изучения механизма газового разряда в многопроволочных газонаполненных камерах, и позволяет решить многие проблемные вопросы относительно структуры и устойчивости стримера и ионизованного канала.

3. Новые высокоскоростные камеры использовались при исследовании редких распадов К-мезонов на установке ИСТРА-М (ускоритель У-70 ИФВЭ, Протвино) (где автор был руководителем эксперимента со стороны ЛЯП ОИЯИ) и на установке

ANKE для изучения реакций рр —» рр и рр —» ¿7Г+ на внутреннем пучке ускорителя COSY (НЦ Юлих, ФРГ). Включение в установку ИСТРА-М камер нового поколения повысило ее качество, расширило область исследуемых распадов К и 7г-мезонов за счет повышения чувствительности и избирательности установки и позволило измерить параметры формфакторов А+ = 0.029 ±0.024 и А0 = 0.062 ±0.024 в Куз-распаде.

На установке ANKE новые камеры обеспечили высокое разрешение по определению импульсов протонов, равное сг(р)/р = 0.85% при энергии протонов 2.0 ГэВ и <т(р)/р = 1.0% при 2.65 ГэВ, и позволили выделить события, принадлежащие редкому процессу pd —> ррп с испусканием быстрой протонной пары.

Список литературы

[1] A.Yu. Petrus, B.Zh. Zalikhanov. Electro-mechanical properties of narrow-gap multiwire proportional chambers. Nucl. Instr. and Meth., 2002, vol.A485, p.399.

[2] H. Kalmar,..., B.Zh. Zalikhanov et al.. New method for constructing multiwire chambers, Nucl. Inst, and Meth., A307, 1991. p.279.

[3] V.l. Komarov, ..., B.Zh. Zalikhanov et al.. Development of the Forvard Detector for the 0°-Facility. IKP Annual Report 1993, KFA Jülich, p.57.

[4] V. Komarov,..., B. Zalikhanov et al.. First Module of the Forward Detector Proportional Chambers of the ANKE Spectrometer. IKP Annual Report 1995, KFA Jülich, p.67.

[5] H. Langenhagen,..., B.Zh. Zalikhanov et al.. Readout of the ANKE forvard MWPC's with a highly integrated system. IKP Annual Report 1996, KFA Jülich, p.71.

[6] G. Borchert,..., B.Zh. Zalikhanov et al.. Test of the readout electronics with the ANKE forward MWPC. IKP Annual Report 1997, KFA Jülich, p.61.

[7] G. Borchert,..., B. Zalikhanov et al.. Fast Multiwire Proportional Chamber with Dielectric Foil of the ANKE Forward Detector. IKP Annual Report 1998, KFA Jülich, p.68.

[8] Б.Ж. Залиханов. Плазменный механизм разряда в проволочных камерах в режиме большого газового усиления. ЭЧАЯ, Т.29, вып.5, 1998.

[9] Н. Kalmar,..., B.Zh. Zalikhanov et al.. Development of the Method of Multiwire Detectors Working in High Rate Environment, Proc. of the Third Workshop "Phisics at UNK p.31, Protvino, September, 1990.

[10] E.M. Gushein,..., B.Zh. Zalikhanov et al.. Fast beam chambers of the set-up ISTRA - M, Nucl. Inst, and Meth., A351, 1994, p.345.

[11] B.H. Болотов,..., Б.Ж. Залиханов и др.. Установка ИСТРА-М для исследования редких распадов заряженных легких мезонов. ИФВЭ 95 - 111, Протвино, 1995.

[12] А.Д. Волков,..., Б.Ж. Залиханов и др.. Дрейфовые камеры вершинного детектора, Материалы 8-го Рабочего Совещания по Нейтринному Детектору ИФВЭ-ОИЯИ, Д1,2,13-88-90, Дубна, 1990, стр.101.

[13] В.М. Артемов,..., Б.Ж. Залиханов и др.. K,e,ß - идентификация частиц на установке ИСТРА-М, Препринт ОИЯИ Р1-95-346, Дубна, 1995.

[14] В.М. Артемов,..., Б.Ж. Залиханов и др.. Калибровка спектрометрического магнита установки ИСТРА-М на физическом процессе, Препринт ОИЯИ Р10-94-521, Дубна, 1994.

[15] В.М. Артемов,..., Б.Ж. Залиханов и др.. Определение параметров формфак-торов А+,А0 в распаде К^-распаде, Ядерная физика, 1997, том 60, е 2, с. 277-282.

[16] Б.Ж. Залиханов. Ограничения на предельную загрузку высокоскоростных пропорциональных камер. Препринт ОИЯИ Р13-2006-118, Дубна, 2006. Принято для публикации в журнале Приборы и техника эксперимента.

[17] Б.Ж. Залиханов. Особенности электронной лавины в режиме большого газового усиления, Письма в ЭЧАЯ, 2006, е 2(131), стр.81-100.

[18] Б.Ж. Залиханов. Динамика формирования стримера и механизм его прорастания. Препринт ОИЯИ Р13-2004-30, Дубна, 2004.

[19] Б.Ж. Залиханов. Двойной зарядовый слой в сильноточной электронной лавине, Письма в ЭЧАЯ, 2006, е 3(132), стр.118-135.

[20] В.Н. Болотов,..., Б.Ж. Залиханов и др.. Исследование пропорциональной камеры в плазменном режиме для электромагнитного калориметра. Приборы и техника эксперимента, 2001, е 2, стр.19-22.

Получено 14 ноября 2006 г.

Отпечатано методом прямого репродуцирования с оригинала, предоставленного автором.

Подписано в печать 15.11.2006. Формат 60 х 90/16. Бумага офсетная. Печать офсетная. Усл. печ. л. 2,69. Уч.-изд. л. 2,94. Тираж 100 экз. Заказ № 55546.

Издательский отдел Объединенного института ядерных исследований 141980, г. Дубна, Московская обл., ул. Жолио-Кюри, 6. E-mail: publish@jinr.ru www.jinr.ru/publish/

Введение

ГЛАВА 1. Электромеханика узкозазорных скоростных камер

§ 1. Распределение электрического поля и область лавинообразования

§ 2. Равновесная конфигурация анодных проволок в камере

§ 3. Влияние пространственного смещения проволок на величину газового усиления в камере

ГЛАВА 2. Новая технология изготовления скоростных узкозазорных камер

§ 1. Конструкция и изготовление скоростных узкозазорних камер с симметричной геометрией

1.1. Структура камеры

1.2. Приготовление анодных стержней

1.3. Подготовка и намотка анодных электродов

1.4. Сборка камеры

§ 2. Конструкция и изготовление скоростных узкозазорних камер с диэлектрической плёнкой

2.1. Структура камеры

2.2. Сборка камеры с диэлектрической плёнкой

§ 3. Изготовление диэлектрической плёнки с низкой электронной проводимостью

ГЛАВА 3. Характеристики узкозазорных скоростных камер

§ 1. Стендовые испытания камер симметричной геометрии

1.1. Временные характеристики

1.2. Амплитудные характеристики

1.3. Эффективность регистрации

§ 2. Стендовые испытания скоростных многопроволочных камер с диэлектрической плёнкой

1.1. Амплитудные характеристики

1.2. Временные характеристики

1.3. Эффективность регистрации. Сравнительные характеристики стандартных и узкозазорных камер

§ 3. Работа камер на пучке ускорителя У

§ 4. Мёртвое время и влияние пространственного заряда на эффективность регистрации

ГЛАВА 4. Работа новых трековых детекторов в экспериментах ИСТРА-М и ANKE

§ 1. Экспериментальная установка ИСТРА-М на ускорителе У

1.1. Распадный объём и охранная система

1.1. Дрейфовые камеры импульсного магнитного спектрометра

§ 2. Восстановление распадов К-мезонов и точностные параметры трековой системы установки ИСТРА-М

§ 3. Определение параметров формфакторов

А+ и Ао в К~:J-распаде

§ 4. Экспериментальная установка ANKE на ускорителе COSY

ГЛАВА 5. Ограничения на предельную загрузку узкозазорных камер

§ 1. Камерная электроника и обработка сигнала

§ 2. Влияние размера ячейки камеры на скорость счёта

§ 3. Зависимость коэффициента газового усиления от скорости счёта камер

§ 4. Зависимость скорости счёта камер от коэффициента газового усиления

§ 5. Ограничения на размеры чувствительной площади узкозазорных камер

ГЛАВА 6. Особенности развития электронной лавины в узкозазорных камерах в режиме большого газового усиления

§ 1. Характеристики камер

1.1. Экспериментальная аппаратура

1.2. Временные характеристики

1.3. Амплитудные характеристики

1.4. Счётные характеристики

§ 2. Измерение характеристик электронной лавины осциллографическим методом

§ 3. Временная корреляция сигналов с электродов камеры

§ 4. Параметры поляризованного зарядового сгустка

ГЛАВА 7. Двойной зарядовый слой в сильноточной электронной лавине

§ 1. Колебания поляризованного зарядового сгуска

§ 2. Плазменный режим газового разряда

§ 3. Прорастание ионизованного канала

§ 4. Практическое использование плазменного режима.

4.1. Исследование узкозазорной камеры в плазменном режиме для электромагнитного калориметра

§ 5. Возможные практические применения плазменного режима

5.1. Скоростные камеры в триггерной системе

5.2. Быстрый идентификатор заряженных частиц

§ 6. Ряд узкозазорных камер.

Основные научные и практические результаты

В настоящее время проволочные координатные детекторы стали неотъемлемой частью экспериментальных установок, на которых проводятся исследования по физике элементарных частиц. Широкое применение газонаполненных координатных детекторов связано, в первую очередь, с их исключительно высокими регистрационными свойствами, такими как временное и пространственное разрешение, быстродействие, а также возможностью реализации на их основе специализированных микропроцессорных систем, позволяющих повысить эффективность отбора исследуемых процессов. Несмотря на перечисленные выше достоинства проволочных детекторов, проблема регистрации ядерного излучения продолжает играть важную роль в экспериментальной ядерной физике. Запланированным экспериментам на ускорителе LHC, связанным с изучением взаимодействия W и Z - бозонов, а также экспериментам, направленным на поиск процессов, выходящих за рамки стандартной модели, не удовлетворяли существовавшие методики проволочных детекторов. Они предъявляли к ним требования, которые на один-два порядка превосходили свойственные данным детекторам характеристики.

Новые задачи, направленные на изучение строения и закономерностей микромира, стимулируют создание новых методик. Это очень трудный путь, который не всегда может привести к желаемому результату. Но он позволяет, иногда, сделать существенный качественный скачок и порождает серию принципиально новых идей [1]. Так случилось с пионерской работой, выполненной Д. Оед [2], призванной устранить недостатки микростриповых полупроводниковых детекторов, связанные с их низкой радиационной стойкостью, путём создания литографических газонаполненных камер. Новая идея привлекла большое внимание в институтах Италии и в Европейском научном центре CERN [3, 4, 5, б, 7, 8, 9].

Новая технология позволяла изготавливать камеры не только плоской геометрии, но и цилиндрические. Такая возможность существенным образом расширяла область их применения и, особеннно, в экспериментах на встречных пучках в качестве вершинного детектора. Но более тщательные исследования таких камер выявили в них ряд недостатков [10, 11, 12, 13], которые явились серьёзным ограничением области их применения. Стабильная работа литографических газовых камер возмож-| на только при газовом усилении до 5 • 103, что требует чувствительной электроники, которая, как известно, резко понизит надёжность детектора в эксперименте. В условиях больших загрузок (10б сек-1см-2) на подложке камеры, обладающей низкой проводимостью (удельное сопротивление используемых плёнок находится в интервале (1013 -f Ю15)Ом см), происходит накопление положительного заряда в течение нескольких секунд облучения. Этот процесс приводит к искажению электрического поля вблизи анода и проявляется в сильном ослаблении газового усиления. Попытки устранения эффекта накопления зарядов путём ионной имплантации подложки [14] привели бы к усложнению технологии изготовления детекторов и к повышению их стоимости, что не могло стимулировать их развитие. С другой стороны, на существующие диэлектрические плёнки (лавсан, тедлар, каптон и др.) можно наносить стрипы шириной 20 -г 100 мкм литографическим методом не более 100 мм длиною, т.к. неровности, имеющиеся на их поверхности, приводят к разрыву стрипов [14].

Работы, выполненные в указанных центрах, не решили поставленной задачи, но, тем не менее, послужили стимулом для развития новых технологий, на основе которых были разработаны новые детекторы с приемлемыми характеристиками для современных экспериментов.

Параллельно в Брукхейвенской Национальной Лаборатории начались работы по созданию высокоскоростных многопроволочных камер, способных работать в пучках с плотностью до 108 сек-1 см2 [15]. Были разработаны и исследованы высокоскоростные проволочные камеры различной геометрии с чувствительной площадью 5x5 см2 и сформулированы основные требования, предъявляемые к ним. Вместе с тем, попытки создания подобных камер с большей чувствительной площадью для реальных экспериментов на ускорителе оканчивались безрезультатно.

Следующая попытка была предпринята на ускорителе "TRIUMF" [16, 17]. Однако эти работы также завершились созданием высокоскоростных камер площадью 5x5 см2.

Главная причина неудач всех разработок по созданию скоростных камер для реальных экспериментов была связана с проблемой обеспечения высокой точности в расположении всех электродов на уровне меньшем 10 микрон.

Обнадёживающие результаты по созданию быстрых координатных детекторов были получены в Протвино на основе цилиндрических пропорциональных счётчиков диаметром 2 мм [66]. Однако большое количество вещества в годоскопической сборке таких счётчиков делало невозможным их использование для исследования редких процессов, проводимых в интенсивных пучках.

В 1990 году в Лаборатории ядерных проблем Объединённого Института Ядерных Исследований были разработаны принципиально новые методы изготовления проволочных детекторов [19]. Новая технология позволяет изготавливать высокоскоростные узкозазорные пропорциональные камеры практически с любой чувствительной площадью, а также шагом анодных проволок. В камерах после сборки возможна коррекция натяжения электродов и точная установка межэлектродного расстояния. Следует отметить, что трудоёмкость и стоимость таких камер более чем в 10 раз ниже затрат, связанных с изготовлением традиционных камер, и, при этом, не требует дополнительного дорогостоящего технологического оборудования.

В диссертации подробно рассмотрены вопросы, связанные с техникой изготовления высокоскоростных проволочных камер нового типа и исследованием их характеристик с помощью радиоактивных источников, а также на пучке ускорителя. Обсуждаются протекающие в электронной лавине физические процессы, определяющие амплитуду и длительность электрических сигналов.

При изучении характеристик узкозазорных камер выяснилось, что в режиме большого газового усиления с ростом напряжения на камере происходят ярко выраженные изменения в характере развития лавины . Наблюдаемые изменения амплитудных и временных характеристиках не соответствовали известным режимам газового разряда, хотя при дальнейшем увеличении газового усиления камера переходила в стримерный режим.

Благодаря особенностям в распределении электрического поля в узкозазорных камерах и рабочему газу на основе CF4 обнаружены неизвестные ранее процессы, которые протекают в лавине и более наглядно отражают динамику развития лавины, - разделение электронов по скоростям, электростатические колебания лавины в целом, укорочение длительности анодного сигнала, рост времени задержки индукции заряда на катоде в теченте времени развития лавины, высокая скорость счёта в режиме большого газового усиления и, наконец, наличие разной формы амплитудных распределений сигналов на аноде и катоде.

При изучении развития лавины в резко неоднородном поле при атмосферном давлении обнаружено, что в результате диффузии электронов в головке лавины происходит разделение зарядов. Причем с ростом плотности лавины поле между зарядами нарастает и при остановке лавины почти в три раза превышает внешнее поле в области разделения зарядов. В результате лавина представляет собой поляризованный зарядовый сгусток, подобный двойному слою. В дальнейшем, благодаря свойствам двойного заряженного слоя, создаются условия для образования и прорастания стримера в направлении к аноду и катоду. Модель на основе двойного зарядового слоя позволяет ответить на многие проблемные вопросы, касающиеся условий образования стримера и механизма его прорастания к электродам, отражает структуру и устойчивость стримера, а также ионизованного канала в целом.

Актуальность темы

Поиск и изучение распадов легких заряженных мезонов уже на протяжении десятков лет привлекают внимание исследователей. Основное направление исследований сосредоточено в области изучения редких и тонких явлений в распадах К-мезонов. Для реализации этого направления производится модернизация ускорителя AGS в Брукхейвенской Национальной Лаборатории с целью увеличения его интенсивности, а также проектируются новые ускорители средних энергий с большой интенсивностью и разнообразными современными каналами вторичных пучков (Fermilab - США, КЕК - Япония).

Ускоритель У-70 (ИФВЭ, Протвино) в принципе отвечает требованиям данного направления физики частиц. Использование пучков сравнительно высоких энергий для подобных исследований позволяет достигнуть высокой эффективности регистрации продуктов распада К-мезонов в широком диапазоне энергетических и угловых распределений, так как они летят в узком угловом конусе и регистрируются детекторами небольшой площади.

Из-за отсутствия на У-70 обогащенных каонных пучков исследования ведутся на пучке пионов, содержащем около 3 % каонов. Поэтому для увеличения статистической обеспеченности исследуемых редких распадов имеет большое значение увеличение числа каонов, которое на У-70 возможно только за счёт повышения интенсивности пионного пучка. Например, на канале 4 А, где находится установка "ИСТРА-М", и на которой проводятся исследования распадов К~-мезонов, интенсивность пучка может быть увеличена до максимального значения, равного 107 с-1, при апертуре 1x1 см2. Естественно, в данном случае требования к детекторам существенно возрастают, особенно к пучковым детекторам, которые, мониторируя пучок, должны давать информацию о направлении и импульсе каонов, при этом обладать эффективным временным разрешением в несколько наносекунд и содержать минимально возможное количество вещества на пути частиц пучка.

Решением проблемы создания высокоскоростных газовых многопроволочных камер с шагом сигнальных электродов (< 1мм) и расстоянием анод-катод (< 1,5 мм) занимались практически во всех ведущих центрах мира, но наиболее интенсивно в Брукхейвенской Национальной Лаборатории (США), на ускорителе ТРИУМФ (Канада), на ускорителе САТУРН (Франция), на ускорителе Института Пауля Шерре-ра (Швейцария), в Институте Физики Высоких Энергий (Протвино) и в Институте Ядерных Исследований (Пахра).

На макетах быстрых камер размерами 5x5 см2 было показано, что их скорость счёта более чем 108с-1см-2, а временное разрешение 4 нс (ПШПВ). Но все попытки создания высокоскоростных проволочных детекторов для реальных экспериментов оканчивались безрезультатно. Существующая технология изготовления стандартных камер не способна обеспечить высокие требования к точности расположения электродов камеры. Например, точность шага проволок длиною > 100 мм в анодной плоскости и её плоскостность должны быть < Юмкм. При больших погрешностях рост электростатических сил расталкивания между проволоками не позволяет обеспечить их устойчивое состояние даже при максимальном натяжении проволок.

По поводу работы узкозазорных камер существуют самые противоречивые мнения. Одни полагают, что при газовом усилении > 107 камера работает в ограниченном стримерном режиме, другие же выражают сомнение в принципиальной возможности работы узкозазорных камер с малым шагом анодных проволок диаметром > 10 мкм.

В 1990 году в Лаборатории ядерных проблем ОИЯИ разработаны принципиально новые методы изготовления координатных проволочных детекторов, которые способствовали дальнейшему развитию методики наиболее перспективного класса детекторов ионизирующего излучения - газонаполненных проволочных камер.

Узкозазорные камеры с малым шагом сигнальных проволок обладают рядом существенных особенностей по сравнению с обычными стандартными камерами с зазором 5—10 мм. Малый зазор приводит к возрастанию удельной ёмкости проволоки, что вызывает необходимость работать при более высоких напряжениях. Это приводит к прорастанию сильного неоднородного поля к катоду, и вокруг анодных проволок создаётся большая область лавинообразования. Данные факторы должны влиять как на развитие электронной лавины, так и на характеристики узкозазорных камер.

Поэтому для изучения работы новых высокоскоростных узкозазорных камер целесообразно было провести более детальные исследования их работы в широком диапазоне газового усиления, включая область, в которой происходит лавинно-стримерный переход.

Цель работы

На канале 4 А ускорителя У-70 на установке "ИСТРА-М" (Протвино) ведутся исследования редких распадов К-мезонов. Для повышения чувствительности установки к различным модам редких распадов К-мезонов было необходимо:

• повысить число Я"~-мезонов, количество которых в пучке 7Г~-мезонов равно

3 %, путем повышения интенсивности пучка от 2 • 105 с-1 до максимально возможного значения, равного 107 с 1;

• иметь возможность проведения магнитного импульсного анализа частиц пучка при точности определения траектории частиц < 1 мм;

• проводить мониторирование пучка детекторами, обеспечивающими минимально возможное число взаимодействий частиц пучка с веществом детектора.

Решение этих задач требовало создания координатного детектора нового типа, способного эффективно работать при больших загрузках, обладающего эффективным временным разрешением в несколько наносекунд и содержащего минимально возможное количество вещества на пути частиц пучка.

• Для переднего спектрометра установки ANKE (ФРГ, Юлих), на которой ведутся исследования на внутреннем пучке ускорителя COSY, требовались быстрые камеры с чувствительной площадью (500 х 450) мм2 и с координатным разрешением 1 мм. Требуемые камеры с классическим расположением электродов невозможно изготовить из-за существующих физических ограничений на длину анодных проволок, которые вызваны их конечной упругостью.

Эта задача также решалась путем разработки нового типа проволочных камер, в которых обеспечивалось устойчивое положение длинных анодных проволок при их низком натяжении.

• Новые детекторы - высокоскоростные узкозазорные проволочные камеры, из-за присущих им отличий в распределении электрического поля в области анодных электродов, потребовали тщательного изучения своих регистрационных характеристик, в том числе более пристального исследования физических процессов, протекающих в электронной лавине и определяющих амплитуду и длительность электрических сигналов.

Научная новизна

1. Разработаны принципиально новые методы изготовления пропорциональных и дрейфовых камер практически с любой чувствительной площадью, обеспечивающих высокую точность в расположении электродов и позволяющих также изготавливать высокоскоростные узкозазорные камеры с малым шагом сигнальных электродов с площадью до 500 х 500 мм2.

2. Впервые разработаны и изготовлены высокоскоростные узкозазорные камеры с малым шагом сигнальных электродов для экспериментов, проводимых на ускорителе У - 70 (Протвино) и ускорителе COSY (ФРГ, Юлих).

3. Впервые получены данные о влиянии длительной интенсивной загрузки на старение узкозазорных камер в течение многолетних экспериментов на пучке ускорителя.

4. Впервые получены выражения, учитывающие основные физико-технические требования к электро-механике и условиям работы высокоскоростных координатных камер для достижения предельного быстродействия.

5. Впервые установлена взаимосвязь между скоростью счёта камеры и коэффициентом газового усиления, из которого следует: суммарный заряд, образующийся в единицу времени на единицу площади камеры равен произведению предельной скорости счёта на коэффициент газового усиления и есть величина постоянная.

6. Исследование работы узкозазорных камер в предстримерной области позволило впервые:

• обнаружить в области, предшествующей стримерному разряду, неизвестные ранее процессы, протекающие в лавине при больших значениях газового усиления > 107, - разделение электронов по скоростям, электростатические колебания завершившейся лавины, укорочение длительности анодного сигнала, отсутствие индукции заряда на катоде в течение времени развития электронной лавины в резко неоднородном электрическом поле, высокая скорость счёта и, наконец, разная форма амплитудных распределений сигналов на аноде и катоде. Наблюдаемые процессы не соответствовали известным режимам газового разряда, поэтому область их проявления, из-за их характерных свойств, была названа областью плазменного режима газового разряда;

• получить экспериментальные данные о прорастании стримера без участия фотонов в "тяжёлой"газовой смеси.

7. Изучение и анализ новых процессов позволили заключить, что они являются, по сути, сопутствующими процессами, обеспечивающими переход электронной лавины в стример, и могут быть интерпретированы как результат проявления свойств двойного зарядового слоя, находящегося во внешнем электрическом поле.

8. На основе экспериментальных данных предложена модель, которая позволяет объяснить образование ионизованного канала, отражает его структуру и устойчивость, определить причины как для прорастания ионизованного канала в слабом электрическом поле, так и для нарастания скорости продвижения стримера;

9. Впервые полученные экспериментальные данные, касающиеся области перехода электронной лавины в стример, более наглядно и конкретно отражают динамику развития лавины и могут быть использованы в физике газового разряда.

Практическая ценность работы

Новые методы позволяют создать для экспериментов, проводимых на пучках ускорителей, высокоскоростные координатные камеры двух типов, способные эффективно работать в интенсивных потоках регистрируемых частиц с плотностью до 108с-1см~2 при временном разрешении < 5 не (ПШПВ).

Регистрационные характеристики нового поколения камер почти на два порядка превосходят характеристики стандартных камер. Благодаря этому повышается информативность и избирательность экспериментальных установок и открываются широкие возможности для исследования редких процессов.

Полученный плазменный режим по сравнению со стримерным более предпочтителен как для практического использования, так и для дальнейшего развития методики физического эксперимента, так как при равных токовых характеристиках обладает в

5 • 102 раз большей скоростью счета, примерно в 50 раз превосходит по радиационной стойкости и более чем в 10 раз имеет лучшие временные характеристи. Данные преимущества нового режима газового разряда позволяют успешно использовать его, например, для создания компактного электромагнитного калориметра, реализации на базе быстрых узкозазорных камер триггера на наличие трека в камерах, либо триггера на множественность регистрируемых частиц, и повысить, тем самым, избирательность экспериментальной установки. Продолжительность .электростатических колебаний электронной лавины зависит от степени первичной ионизации рабочего газа, что позволяет на их основе нового метода создать быстрый и компактный идентификатор заряженных частиц в области импульсов 5 -f 30 ГэВ/с. Новый режим газового разряда может быть с успехом использован в детекторах(например,

RICH-детекторы), требующих газового усиления > 107 и, при этом обладающих скоростью счёта 5 • 105 с-1 см-2.

Практически, весь материал диссертации основан на методических и физических исследованиях автора. Полученные результаты опубликованы в научных журналах и препринтах и приведены в списке использованной литературы под номерами [19-7-22], [Зб-т-40], [454-50], [53-г55], [57-f61], [71,72,97,104]. Работы, вошедшие в диссертацию, доложены на научных семинарах в Объединённом Институте Ядерных Исследований, Институте Физики Высоких Энергий (Протвино), Национальной Лаборатории "SATURN"(Сакле, Франция), Институте Пауля Шеррера (Швейцария), Институте Ядерной Физики (Турин, Италия), Институте Ядерной Физики (Юлих, Германия), на международном совещании "Физика на УНК11 (Протвино) [20].

Разработанные и изготовленные автором высокоскоростные проволочные камеры не имеют аналогов и являются до настоящего времени единственными камерами, работающими в экспериментах на установке "ИСТРА-М11 (Протвино, ускоритель У-70) [22] и на установке ANKE на внутреннем пучке синхротрона COSY (Юлих, Германия) [23]. В настоящее время для экспериментальной установки ОКА, расположенной на обогащенном каонном пучке ускорителя У-70 (Протвино), изготовлено и введено в работу 10 высокоскоростных пучковых камер с чувствительной площадью 20 х 20 см2. В данный момент изготавливаются пучковые камеры для эксперимента по исследованию редких распадов К-мезонов на ускорителе КЕК (Япония).

Личный вклад соискателя

Автором разработаны принципиально новые методы изготовления проволочных детекторов.

На основе новых методов автором изготовлены и запущены в работу высокоскоростные узкозазорные камеры на экспериментальных установках "ИСТРА - М" на ускорителе У-70 (Протвино) и ANKE насинхрофазатроне COSY (ФРГ, Юлих), на которых уже длительное время ведутся эксперименты.

Анализ, выполненный автором, позволил определить основные физические требования к электромеханике и условиям работы высокоскоростных камер для достижения предельной скорости счёта.

В области, предшествующей стримерному разряду, автором обнаружены и исследованы неизвестные ранее процессы, протекающие в лавине при газовом усилении в камере > 107 и более наглядно отражающие динамику развития лавины.

Автором обнаружен и исследован неизвестный ранее плазменный режим газового разряда, который предшествует стримерному разряду, и экспериментально показана возможность использования его для измерений энергии ливня и его распределения в пространстве в компактном электромагнитном калориметре. Обоснованы рекомендации эффективного использования узкозазорных скоростных камер в экспериментах для формирования триггера нулевого и первого уровней, а также создания на их базе быстрого идентификатора заряженных частиц в области импульсов 5 -г 30 ГэВ/с.

На основе экспериментальных исследований электронной лавины в режиме большого газового усиления (> 107) и анализа экспериментальных результатов автором предложена модель развития ионизованного канала. Модель позволяет ответить на многие проблемные вопросы, касающиеся стримера, а также отражает структуру и устойчивость стримера и ионизованного канала в целом.

1. В.Н. Лавренчик. —Постановка физического эксперимента и статистическая обработка его результатов, М. Энергоиздат, 1986.

2. A. Oed. —Nucl. Instr. and Meth., 1988, v. A263, p.351.

3. F. Angelini, R. Bellayyini, A. Brez, M.M. Massai, G. Spandre, M.R. Torquati, R. Brouclier, J. Gaudaen, F. Sauli. -Preprint INFN PI/AE90/6, Como, Itali, 1990.

4. M.H.J. Geijsberst, F.G. Hartjes, J.G. Pannekoek, J. Schmitz and F. Udo. —Preprint NIKHEF H/91 - 21, Amsterdam, 1991.

5. M. Geijsberst, F.G. Hartjes, J.G. Pannekoek, J. Schmitz and F. Udo. —Preprint NIKHEF H/91 - 25, Amsterdam, 1991.

6. M. Geijsberst et al. Preprint NIKHEF - H/91 - 12, Amsterdam, 1991.

7. R. Bouclier, J.J. Florent, J. Gaudaen, F. Sauli and L. Shekhman. —Preprint CERN PPE/91-108, 1991.

8. R. Bouclier et al. -Preprint CERN PPE/92-53, 1992.

9. R. Bouclier et al. -IEEE Trans on Nucl. Science, V.39, No.4, 1992.

10. R. Bouclier et al. -Nucl. Inst, and Meth., A332, 1993, p.100.

11. B. Schmidt. -Nucl. Inst, and Meth., A419, 1998, p.230.

12. A. Bressan et al. -Nucl. Inst, and Meth., A424, 1999, p.321.

13. F. Sauli. -Preprint CERN EP/99-147, 1999.

14. F. Sauli. Gas detectors: Recent developments and future perspectives. —Nucl. Inst, and Meth., A419,1998, p.189.

15. J. Fischer et al.Proportional chambers for very high counting rates based on gas mixtures of CF4 with hydrocarbons. —Nucl. Instr. and Meth., A238,1985, p.249.

16. R. Henderson, W. Faszer, R. Openshaw, G. Sheffer, M. Salomon, S.Dew, J. Marans, P.Wilson.—A High rate Proportional Chamber. IEEE Trans, on Nucl. Sci., NS 34, Nol, 1987, p.528.

17. R. Henderson et al. -IEEE Trans, on Nucl. Sci., NS 35, Nol, 1988, p.477.

18. E.H. Гущин и др. Пропорциональные трубки на смеси фреон-14 + изобутан. -Препринт ИФВЭ 89 232, Серпухов, 1989.

19. Н. Kalmar, A.G. Ketikjan, E.V. Komissarov, V.S. Kurbatov, V.Z. Serdiuk, V.V. Sidorkin, A.V. Voskanjan, and B.Zh. Zalikhanov—New method for constructing multiwire chambers, Nucl. Inst, and Meth., A307, 1991. p.279.

20. E.M. Gushcin, E.V. Komissarov, Yu.V. Musienko, A.A. Poblaguev, V.Z. Serdyuk,B.Zh. Zalikhanov.—"Fast beam chambers of the set-up ISTRA MNIM, A351, 1994, p.345.

21. B.H, Болотов, A.B. Веселовский, А.Д. Волков, Б.Ж. Залиханов и др.,— Установка ИСТРА-М для исследования редких распадов заряженных лёгких мезонов. ИФВЭ 95 111, Протвино, 1995.

22. O.W.B. Schult et al.-Nucl. Phys. A538, 1995, p.629.

23. P.M. Morse and H. Feshbach. —"Methods of thepretical physics Part 2, New York, 1953, p.1241.

24. G.A. Erskine. —"Electrostatic problems in multiwire proportional chambers NIM, 105, 1972, p.565.

25. Г.В. Алексеев и др. "О точности пространственного расположения и натяжении проволочных электродов в пропорциональных камерах Р13 10606, 1977, ОИЯИ.

26. А.П. Прудников, Ю.А. Брычков, О.И. Марычев, —"Интегралы и ряды Москва,1981.

27. Г.Д. Алексеев, Д.М. Хазинс. —Влияние толщины анодной проволоки и давления рабочего газа на характеристики самогасящегося стримерного режима работы проволочной камеры. Р13 80 - 653, 1980, ОИЯИ.

28. М, Atac et al., Fermilab Report FN-348 (1981).

29. Г.Д. Алексеев, B.B. Круглов, Д.М. Хазинс. Физика элементарных частиц и атомного ядра. Том 13, вып.З. Москва, Энергоиздат, 1982.

30. Д. Мик, Д. Крэгс. — Электрический пробой в газах. Пер. с англ. М.: ИЛ, 1960.

31. R.H. Milburn. "Electro-mechanics of drift tube wires". NIM A394 (1997), p.415.

32. L.G. Christophorou and J.K. Olthoff. — "Electron interation with plasma processing gasses: An update for CFA, CHF3, C2F6 and C3F8". J.Phys.Chem.Ref.Data, 28 (1999), p.967.

33. G. Charpac. — "Evalution of the Automatic Spark Chambers". Ann. Rev. Nucl. Sci., V.20, 1970, p.195

34. В.И. Андреев.—Справочник машиностроителя. Машиностроение, Москва, 1980.

35. A.Yu. Petrus and B.Zh. Zalikhanov. Electro-mechanical properties of narrow-gap multiwire proportional chambers. — Nucl. Instr. and Meth., 2002, vol.A485, p.399.

36. V.I. Komarov, F.V. Kulikov, H. Miiller, B.Zh. Zalikhanov et al„ Development of the Forvard Detector for the 0°-Facility. IKP Annual Report 1993, KFA Julich, p.57.

37. V. Komarov, A. Kulikov, A. Puzynin, A. Rudenko, H. Seyfarth, B. Zalikhanov. First Module of the Forward Detector Proportional Chambers of the ANKE Spectrometer. IKP Annual Report 1995, KFA Julich, p.67.

38. G. Borchert, W. Ervtn, R. Koch, S. Mikirtichyants, H. Ohm, S. Yaschenko, B. Zalikhanov. Fast Multiwire Proportional Chamber with Dielectric Foil of the ANKE Forward Detector. IKP Annual Report 1998, KFA Julich, p.68.

39. А.П. Бабичев, Н.А.Бабушкина, А.М.Братковский и др.—Физические величины: Справочник. Энергоатомиздат, М., 1991.

40. JI.A. Бессонов. Теоретические основы электротехники. Электромагнитное поле. М., Высшая школа, 1986.

41. Ю.П. Райзер.—Физика газового разряда. М.: Наука, 1992.

42. А. Энгель. Ионизованные газы. Перевод с английского. Госиздат физико-математической литературы, М., 1959.

43. Б.Ж. Залиханов. Плазменный механизм разряда в проволочных камерах в режиме большого газового усиления. ЭЧАЯ, Т.29, ВЫП.5,1998.

44. П.А. Тишкин. —Экспериментальные методы ядерной физики. Издательство Ленинградского университета, 1970.

45. Industrial Electronics. GMBH, em Mini-Circuits Catalog.

46. H. Langenhagen, A.Yu. Petrus, B.Zh. Zalikhanov, N.I. Zhuravlev, H.R. Koch. Readout of the ANKE forvard MWPC's with a highly integrated system. IKP Annual Report 1996, KFA Jiilich, p.71.

47. G. Borchert, W. Erven, V. Komarov, A. Kulikov, R. Koch, A. Petrus, B.Zh. Zalikhanov, N.I. Zhuravlev, K. Zwoll.—Test of the readout elektronics with ANKE forward MWPC. IKP/COSY Annual Report, 1997, FZ Jiilich, p.61.

48. E.M. Gushcin, E.V. Komissarov, Yu.V. Musienko, A.A. Poblaguev, V.Z. Serdyuk, B.Zh. Zalikhanov.—"Fast beam chambers of the set-up ISTRA MNIM, A351, 1991, p.345.

49. Ю.В. Заневский. —Проволочные детекторы элементарных частиц. М.: Атомиз-дат, 1978.

50. В.З. Сердюк, Трековая система установки ИСТРА-М для изучения редких распадов К-мезонов.Диссертация на соискание учёной степени кандидата физико-математических наук. Дубна, 1996.

51. А.Д. Волков, Б.Ж. Залиханов, Г. Калмар и др., Дрефовые камеры вершинного детектора, Материалы 8-го Рабочего Совещания по Нейтринному Детектору ИФВЭ-ОИЯИ, Д1,2,13-88-90, Дубна, 1990, стр.101.

52. A.D. Volkov, A.V. Voskanian, O.G. Voskerchian, B.Zh. Zalikhanov et al., Metod for the calculation of charged particle momentum in magnetic spectrometers, NIM, vol. A 306, 1991, p.278.

53. B.M. Артёмов, B.H. Болотов, А.Д. Волков, E.H. Гущин, Г.А. Емельяненко, Б.Ж. Залиханов и др., Калибровка спектрометрического магнита установки ИСТРА-М на физическом процессе, Препринт ОИЯИ Р10-94-521, Дубна, 1994.

54. A.j. Ketikian, E.V. Komissarov, V.S. Kurbatov, I.N. Silin, Generalised kinematical fit in event reconstruction, NIM, A 314, 1992, p.572/

55. B.M. Артёмов, B.H. Болотов, А.Д. Волков, Г.А. Емельяненко, Б.Ж. Зали-ханов и др., Определение параметров формфакторов А+,Ао в распаде Кцз-распаде, Ядерная физика, 1997, том 60, № 2, с. 277-282.

56. В.М. Артёмов, В.Н. Болотов, А.Д. Волков, А.В. Восканян, Г.А. Емельяненко, Б.Ж. Залиханов и др., 7Г, е, /х идентификация частиц на установке ИСТРА-М, Препринт ОИЯИ Р1-95-346, Дубна, 1995.

57. Б.Ж. Залиханов, Ограничения на предельную загрузку высокоскоростных пропорциональных камер. Препринт ОИЯИ Р13-2006-118, Дубна, 2006. Принято для публикации в журнале Приборы и техника эксперимента.

58. A. Breskin, G. Charpak, F. Sauli, M. Atkinson, G. Schultz, Resent observations and measurements with high-accuracy drift chambers, NIM 124 (1975) 189-214.

59. G.C. Smith, E. Mathieson, IEEE Trans. Nucl. Sci., Vol. NS-34, No.l, p.410.

60. В. Мейлинг, Ф. Стари. Наносекундная импульсная техника. М.: Атомиздат, 1973.

61. А.П. Цитович. Ядерная радиоэлектроника. М.: Наука, 1967.

62. Е.Н. Гущин и др. Пропорциональные трубки на смеси фреон-14 + изобутан. -Препринт ИФВЭ 89 232, Серпухов, 1989.

63. F. Sauli, Principles of operation of multiwire proportional and drift chambers, CERN 77-09,1977/

64. Ю.Д. Королёв, Г.А. Месяц. —"Физика импульсного пробоя газов", М.: Наука, 1991.

65. R.W. Hendricks, Rev. Sci. Instr. 40 (1969) 1216.

66. A.P. Heinson and D.Rove, A comparisonof CFA + hydrocarbon fast gases for drift Chambers and straw tubes, NIM A321 (1992) 165-171/

67. Б.Ж. Залиханов, Особенности электронной лавины в режиме большого газового усиления, Письма в ЭЧАЯ, 2006, № 2(131), стр.81-100.

68. Б.Ж. Залиханов, Двойной зарядовый слой в сильноточной электронной лавине, Письма в ЭЧАЯ, 2006, № 3(132), стр.118-135.

69. Н. Sipila and V. Vanha-Honko, NIM 153 (1978) 461.

70. E. Mathieson, NIM A 249 (1986) 413.

71. А.И. Абрамов, Ю.А. Казанский, E.C. Матусевич. —Основы экспериментальной ядерной физики. М.: Атомиздат, 1970.

72. G. Gaukler et al., NIM (1977) 155 p.115.

73. Y.Y. Lachin, L.V. Miassoedov, I.V. Morozov et al.—Nucl. Instr. and Meth., A361, 1995, p.77.

74. S. Majewski et al.,Nucl. Instr. and Meth. 217 (1983) 265.

75. K. Genser and R. Walczak, Nucl. Instr. and Meth. A253 (1984) 264.

76. JI.JI. Курчанинов и др. Препринт ИФВЭ 89-131, Серпухов, 1989.

77. Г. Ретер, Электронные лавины и пробой в газах, пер. с англ. Мир, Москва (1968). '

78. Е.Е. Kunhard and W.W. Byszewski, Physical Review A, Vol.21, No 6 (1980).

79. Э.М. Базелян, Ю.П. Райзер, Искровой разряд, МФТИ, Москва (1997).

80. L.G. Christophorou et al., J.Phys. Chem. Ref. Data, V. 25, No. 5 (1996).

81. JI. Лёб, Основные процессы электрических разрядов в газах, пер. с англ. Госте-хиздат, Москва, Ленинград (1950).

82. С. Браун, Элементарные процессы в плазме газового разряда, пер. с англ. Атом-издат, Москва (1978).

83. Г. Френсис, Ионизационные явления в газах, пер.с англ. Атомиздат, М. (1964).

84. И.Е.Тамм, Основы теории электричества, Наука, Москва (1966).

85. С.П. Стрелков, Введение в теорию колебаний. М.: Наука, 1964. 437 с.

86. Ф. Крауфорд, Волны. Пер. с англ. М.: Наука, 1976. 527 с.

87. Д.А. Франк-Каменский: Плазма четвертое состояние вещества. Атомиздат, М., 1963.

88. Б.Н. Швылкин: Газовая электроника и физика плазмы в задачах. Наука М., 1978.

89. А.Ф. Александров, JI.C. Богданкевич, А.А. Рухадзе, Основы электродинамики плазмы, Высшая школа, М. 1988.

90. Н.С. Руденко, В.И. Сметанин. Механизм распространения стримеров на основе плазменных колебаний. Изв. вузов. Физика. 1977. №7, с.34-39.

91. О.А. Омаров, А.А. Рухадзе. О проявлении плазменной стадии развития лавины при искровом пробое газов. ЖТФ. 1980. Т. 50, вып. 3, с.536-539.

92. О.А. Омаров, А.А. Рухадзе, Г.А. Шнеерсон. ЖТФ. 1979. Т.49, вып.9, стр.1997.

93. Б.Ж. Залиханов Динамика формирования стримера и механизм его прорастания: Препринт ОИЯИ, Р13-2004-30, Дубна, 2004. 27 с.

94. Ландау Л.Д., Лифшиц Е.М. Механика. М.: Наука, 1965. 203 с.

95. Ландау Л.Д., Лифшиц Е.М. Теория поля. М.: Наука, 1967. 460 с.

96. Яковленко С.И. Механизм распространения стримера к аноду и катоду, обусловленный размножением электронов фонаЖТФ. 2004. Т.34, вып.9, с.47-54.

97. Лозанский Э.Д., Фирсов О.Б. Теория искры. М.: Атомиздат, 1975. 271 с.

98. М. Atac, S. Kim, М. Mishina et al., NIM. 1983. V.205. p.113.

99. D. Buskulic, D. Casper, I. Debonis et al., NIM. 1995. V.A360. p.481.

100. В.Н. Болотов, Г.И. Бритвич, Б.Ж. Залиханов и др. Исследование пропорциональной камеры в плазменном режиме для электромагнитного калориметра. ПТЭ, 2001, № 2, с. 19-22.

101. U. Amaldi. Physica Scripta. 1981. V.23. р.409.

102. С.З. Беленький, Б.И. Максимов. ЖЭТФ. 1952ю Т.22. стр.102.

103. Yu.V. Zanevsky et al. A system of proportional wire chambers on-line computer. NIM, vol.97, 1971, p.68.

104. C. Bemporad et al. Performance of a system of proportional wire chambers. NIM, vol.80,1970, p.205.

105. D. Aebisher et al. A fast process and coding system for a set of multiwire proportional chambers. NIM, vol.99, 1972, p.405.

106. A.H. Walenta: Physica Scripta, v.23, 1981, 354.

107. Ю.А. Будагов, В. Глинка, Ф.П. Нагайцев, А.А. Омельяненко, М.Н. Омельянен-ко, А.А. Семенов, Б. Ситар, Й. Шпалек: Препринт ОИЯИ, 13-84-337, Дубна, 1984.

108. W.W.M. Allison, С.В. Brooks, L. Lyons, A.M. Romaya, P.D. Shield and A. McPherson: Nucl. Instr. and Meth., 163 (1979) 331.

109. V. Baruzzi, R. Carosio, F. Crijns, L. Gerdyukov, Y. Goldschmidtclermont et al: Nucl. Instr. and Meth., 207 (1983) 339.