Среди сцинтилляторов наиболее широко применяется для регистрации частиц высоких энергий  NaI(Tl)  (примесь Tl~0,1%), обладающим малым временем высвечивания и высокой конверсионной эффективностью. Основным преимуществом сцинтилляционных счетчиков являются: высокая разрешающая способность по времени (до 10-10 сек) и линейная зависимость амплитуды выходного импульса от энергии, потерянной регистрируемой частицей в сцинтилляторе. Однако эти счетчики обладают высокой эффективностью регистрации ионизирующих излучений, в частности γ-квантов, что создает дополнительные трудности при идентификации мюонов. Но благодаря высокой плотности сцинтиллятора пробег γ-квантов значительно меньше размеров кристалла.  Следовательно, амплитуды импульсов, обусловленных этими двумя группами частиц, существенно различаются, что позволяет успешно осуществлять дискриминацию γ-фона. К недостаткам сцинтилляционных счетчиков следует отнести так же заметное изменение эффективности регистрации в зависимости от колебаний температуры. Так увеличение температуры на 1° приводит к уменьшению светового выхода на 0,06-0,1%. Сцинтилляционные счетчики были успешно использованы при регистрации космических мюонов в скважинах, где вследствие ограниченного объема невозможно  разместить телескопы на газоразрядных счетчиках.

Прибор представляет собой многоканальный азимутальный супертелескоп, состоящий из 20 сцинтилляционных счетчиков общей площадью 20м² и регистратора. С помощью прибора регистрируются быстрые мюоны приходящие с севера, юга, востока и запада под различными зенитными углами, а так же вертикальная составляющая. Эффективная энергия регистрируемых мюонов E_эф~5*10¹⁰эв. Регистратор представляет собой мини – ЭВМ с узкоспециализированной программой. Каждый детектор представляет собой конструкцию состоящую из светосборника, в котором размещены сцинтиллятор и ФЭУ – 49. В кожух ФЭУ вмонтирован предусилитель. Сцинтиллятор изготовлен из полистерола с добавками паратетрафенила. Мюоны попадая в сцинтиллятор вызывают в нем вспышку света (излучение кванта света). Расчеты показывают что средняя энергия фотона сцинтилляции у нас hх=2.5 эв. Колличество фотонов от одного падающего мюона эффективной энергии  n ~ 7*10⁴ фотонов. Время высвечивания τ ~ 2,4*10^-9сек. ФЭУ – 49 имеет сурьмяно – натриевый – калиевый – цезиевый фотокатод и конверсионная эффективность фотокатода порядка 30 фотонов на один фотоэлектрон. Но ФЭУ обладает, так же, большим уровнем собственных «шумов»,  то есть выдают импульсы даже без освещения фотокатода. Собственные шумы вместе с импульсами от мягкой компоненты, радиоактивных загрязнений и постороннего света, попавшего на фотокатод образуют фон счетчика.

Рис.1. Схема расположения детекторов мюонного супертелескопа; детектор.

Рис.2. Дифференциальный спектр распределения импульсов от сцинтилляционного счетчика

          Поэтому порог дискриминации U_д1, соответствующий плато интегрального спектра, соответствует так же минимуму дифференциального спектра, чтобы отделить полезный сигнал от фона счетчика. Однако, не все ФЭУ имеют амплитудный дифференциальный спектр вида рис.2 с характерным минимум и максимумом. Минимума может и не быть. В нашей установке для отбора ФЭУ с нужными параметрами, а так же определения индивидуальных характеристик каждого ФЭУ была разработана и использована специальная программа.

Электрические сигналы от детекторов поступают по коаксиальным кабелям в стойку регистратора. Стойка регистратора состоит из трех крейтов. Один из крейтов содержит 20 высоковольтных источников питания ФЭУ, которые выдают напряжение до 2200В и управляются процессором. Нестабильность выхода источника не более 0,01%. Погрешность, связанная с нестабильностью питания ФЭУ, на порядок меньше статистической. Два других крейта содержат процессорный комплект (плата процессора, плата ОЗУ, ПЗУ, параллельный интерфейс, последовательный интерфейс), плату управления высоковольтными источниками питания, 7 плат сдвоенных дискриминаторов (по три на каждой плате), платы накопителей. Схемы совпадений осуществляют отбор импульсов от частиц пришедших с разных направлений. Накопители служат для запоминания информации и выдачи ее по запросу процессора. Светосборник сцинтилляционного счетчика представляет собой разъемный металлический контейнер, имеющий форму шатра с квадратным основанием площадью 100 * 100 сми стороной 35 см; полная высота светосборника равна 60 см(рис.3). В вершине шатра установлен ФЭУ. На внутреннюю поверхность светосборника нанесено методом напыления покрытие с высокой отражательной способностью, в данном случае MgO₂. Выполненный таким образом светосборник исключает эффект зависимости импульса на выходе ФЭУ от места прохождения частицы относительно центра детектора. Геометрия шатра подобрана таким образом, чтобы свет собирался в одну определенную точку на фотокатоде ФЭУ. В качестве детектора в счетчике телескопа используется сцинтиллятор, изготовленный на основе полистирола, а также фотоэлектронный умножитель ФЭУ-49. Сцинтиллятор представляет собой блок размерами 500 * 500 *50 мм , в каждом светосборнике уложено по четыре блока [3].

Оценки амплитуды импульса на нагрузке ФЭУ в результате прохождения через сцинтиллятор нормально падающего релятивистского мюона дает величину – 3  В.

Источник питания ФЭУ имеет нестабильность выходного напряжения не более 0,01%. Погрешность связанная с нестабильностью напряжения питания ФЭУ, существенно меньше статистической.

В основу автоматизации данной установки положен принцип гибкой перестраиваемой микропроцессорной системы, связанной по модемному каналу с обрабатывающей ЭВМ.

Микропроцессорный комплект обеспечивает автоматизацию процессов регистрации космического излучения и поддерживает работоспособность установки в заданном режиме. Программное обеспечение управления детекторным модулем (ДМ) предназначено для поддержания нормальной работоспособности ДМ путем регулировки порогов дискриминации сигналов и уровней высокого напряжения питания ДМ. Регулировка необходима для компенсации изменений физических параметров ДМ, таких как «старение» сцинтилляторов, изменение конверсионной эффективности ФЭУ («усталость» ФЭУ), изменение параметров блоков аналоговой обработки сигналов во времени с целью сохранения неизменности амплитуды сигнала от наиболее вероятных энергопотерь частицей в детекторе. На рис.3 представлена блок-схема многоканального азимутального супертелескопа. На аналогичном принципе основано функционирование мюонных годоскопов и других мюонных телескопов и супертелескопов.

Для изучения характеристик счетчиков был создан специализированный стенд. На рис.3 приведена его блок-схема и геометрия эксперимента. Сигналы-отклики ФЭУ счетчиков анализировались с помощью 16-канального 12-разрядного зарядо-цифрового преобразователя П-267. Релятивистские частицы, пересекающие поверхность сцинтиллятора в определенной локализованной зоне, выделялись с помощью телескопа с размерами пластин 10×10 см2, при этом вырабатывался сигнал запуска АЦП. Кроме телескопного триггера, был реализован режим измерений при «самозапуске». В качестве фотоприемника использовался фотоумножитель ФЭУ-115 (диаметр фотокатода 2.5 см), при напряжении питания 1753 В, коэффициент усиления составил величину 6.8·. 

          «Тонкий» счётчик был разработан в ГНЦ ИФВЭ (г. Протвино) в сотрудничестве со специалистами ФИАН РАН имени П.Н. Лебедева для изучения ШАЛ на Тянь-Шанской высокогорной станции  и представляет собой двухслойную сборку сцинтилляционных пластин с общей площадью 1 м². Каждый слой собран из пластин 20×20×0.5 см³. Светосбор осуществляется с помощью спектросмещающих волокон-файберов. В каждой пластине имеются 4 канавки с шагом 3.6 см глубиной 2.2 мм на расстоянии 4.6 см от краев. В эти канавки вклеены файберы диаметром 1 мм. Концы файберов собраны в жгут, проклеены и отполированы. Торец жгута закреплен вплотную к фотокатоду ФЭУ. Счетчик является компактным, легким и удобным для эксплуатации. Такие счетчики серийно производятся в ГНЦ ИФВЭ и поставляются в различные российские и зарубежные научные организации. В ходе проведённого тестирования счетчика на стенде были измерены спектрометрические и временные характеристики, неоднородность светосбора. Неоднородность световыхода изучалась с помощью релятивистских заряженных частиц (в основном мюонов), выделяемых сцинтилляционным телескопом (см. рис. 3). Эффективная площадь поверхности счётчика (1 м²) была разделена на 100 ячеек, площадью 10×10 см² каждая. Телескоп устанавливался в первую ячейку и, после набора спектра (1000 запусков), последовательно перемещался через одну, ячейку (1, 3, 5, и т.д). Для каждого измеренного на АЦП П-267 спектра сигналов-откликов определялись среднее значение и среднеквадратичное отклонение. Под коэффициентом неоднородности подразумевается отношение среднеквадратичного отклонения распределения амплитуд для всех точек, к усредненной амплитуде, выраженное в процентах. Полученное значение коэффициента неоднородности отклика детектора по площади составило величину около 12%.

Было проведено изучение временных характеристик данного счётчика. Мюонный телескоп устанавливался на поверхности детектора в определённых точках (4 – по углам, 1 – в центре и 1 – возле ФЭУ), набирались распределения времён прихода сигналов со счётчика относительно сигналов-запусков с телескопа. По данным распределениям были получены значения следующих величин: средняя относительная задержка срабатывания счётчика <Ti>; среднеквадратичное отклонение времени отклика σTi; временной джиттер _Ti1/2; средние значение величины <T> для всего счётчика. Максимальная разность средних времён прихода сигналов-откликов счётчика с ставила примерно 5.6 нс. Анализ показывает, что 97 % событий дают отклики во временных воротах около 16 нс. Важной характеристикой счетчика установки ШАЛ является возможность калибровки по мюонному пику. Однако в спектре сигналов-откликов для «тонкого» сцинтилляционного детектора, измеренных на стенде в режиме самозапуска, мюонный пик отсутствует. Отсутствие мюонного пика объясняется тем, что световыход сцинтилляционной вспышки, генерированной мюонами в пластине толщиной 1 см, сопоставим по величине с мощностью фоновых вспышек.

ПКЛ служат предметом физических исследований в двух аспектах: астрофизическом и ядернофизическом. В первом ПКЛ рассматриваются как важный астрофизический объект, роль которого в космологических процессах очень велика и стала предметом исследований новой отрасли науки-астрофизики космических лучей [1]. Действительно, такие характеристики ПКЛ, как состав частиц, их энергетические спектры, пространственная анизотропия их прихода и т.д., рассматриваемые в широком интервале энергий от 10¹⁰ эВ до ~ 10²⁰ эВ, несут информацию о процессах их ускорения, распространения и взаимодействия в галактическом и межгалактическом пространстве.

    Для второго направления ПКЛ являются источником частиц высоких энергий для изучения их взаимодействий. В последнее время этот интерес в значительной степени возродился в связи с тем, что при энергиях (10¹⁵-10¹⁶) эВ, недоступных пока современным ускорителям, наблюдается целый ряд новых явлений, не получивших объяснения с точки зрения современных теоретических моделей. Заметим, что строгого деления экспериментальных исследований на астрофизические и ядерно-физические нет, т.к. для интерпретации взаимодействий необходимо знать астрофизические характеристики потока ПКЛ (массовый состав, энергию), а для астрофизических исследований необходимо знать характеристики взаимодействий в указанной области энергий. Прогресс в развитии ускорительной техники существенно сместил акцент в исследовании космических лучей в сторону астрофизики ПКЛ.

Существуют несколько методов регистрации космических лучей, а именно гамма излучение. Наиболее распространенными являются рентген-эмульсионная камера и ионизационный калориметр.

Эксперименты, нацеленные на изучение адронных взаимодействий в космических лучах, должны учитывать две особенности космического излучения: низкую интенсивность и широкий энергетический спектр адронов.

Низкая интенсивность ограничивает выбор детекторов излучений и служит причиной популярности рентгеноэмульсионных камер: рентгеновская пленка специального изготовления допускает годичные экспозиции и относительно экономична для использования на больших (до 1000 м²) площадях.

Широкий энергетический спектр падающих адронов заставляет предусматривать измерения энергии взаимодействующей частицы. Наилучший метод определения энергии первичных частиц, вызвавших взаимодействие в мишени или атмосфере,— калориметрический с помощью ионизационных и сцинтилляционных калориметров и по черенковскому излучению широких атмосферных ливней в воздухе над уровнем измерения. Другие методы отбора взаимодействий по энергии первичных частиц содержат больше априорных предположений и менее точны.

    Первые исследования взаимодействия частиц космического излучения высокой энергии с использованием методик ионизационного калориметра и рентгеноэмульсионных камер в Казахстане проводились на Тянь-Шанской Высокогорной научной станции (ТШВНС, Космостанция), которая располагается в горах Заилийского Алатау на перевале Джусалы-Кезень на высоте 3340 метров над уровнем моря.

    Основной упор в этих исследованиях сосредоточен на изучении взаимодействий космических лучей с атомными ядрами плотной мишени, которая расположена на строго фиксированной высоте над РЭК. Наличие плотной мишени дает возможность избавиться от многих неоднозначностей в экспериментах, изучающих атмосферные взаимодействия: неизвестная природа ядра-мишени, высота взаимодействия, и соответственно неопределенность в измерении угловых характеристик и т.д.

Ионизационный калориметр собран из железного и свинцового поглотителя, прослоенного шестью рядами ионизационных камер. Площадь калориметра равна 44 м², высота составляет 1.75 м. В тело калориметра уложено 425 т железа и 30 т свинца. Общая толщина поглотителя с учетом стенок ионизационных камер составляет 1033 г/см² или 7.33 пробега для взаимодействия нуклонов. Ионизационные камеры наполнялись аргоном до давления 4 атм. Общее число камер в калориметре 672. Ряды ионизационных камер располагались во взаимно-перпендикулярных направлениях. На центральные электроды всех камер подавалось постоянное напряжение 600 В. Схема установки приведена на рисунке 1.

а- РЭК, б- ионизационные камеры, в- Pb толщиной 1,5 см, г- Pb толщиной 0,5 см, д- Fe толщиной 24 см, е- Fe толщиной по 32 см.

Рисунок 1. Схема установки «Адрон-44»

Используемая в данной экспериментальной установке рентгеноэмульсионная камера (РЭК) состоит из 2-х слоев свинцового поглотителя толщиной 2 см каждый слой, проложенных фоточувствительными слоями. В качестве фотоматериала использовались листы ядерной фотоэмульсии Р-2Т, сверху и снизу которых размещались листы двусторонней рентгеновской пленки РТ-6.

    РЭК укладывалась по всей площади калориметра. Срок экспозиции на разных стадиях эксперимента составляет от 6-месяцев до 1 года. Общая толщина свинца в РЭК составляет 4 см или около 8t-единиц.

Основные назначение рентгеноэмульсионной камеры – измерение энергии гамма-квантов, их координат и пространственного направления. Известно, что при прохождении электронно-фотонного каскада (ЭФК) через слои свинца и рентгеновских пленок в пленке после её проявки образуются пятна потемнения, видимые невооруженным глазом, если плотность заряженных частиц превосходит некоторое пороговое значение (в нашем случае – 300 частиц в круге R=100 мкм). Степень почернения пятен определяется плотностью электронов в ЭФК, т. е., энергией гамма-квантов или электронов, вызвавших данный каскад.

    Результаты показывают, что масса p⁰ –мезона не домеряется в 1,3±0,2 раза, по-видимому, из-за наличия зазора – 700 мкм между слоями пленки и поглотителя. При определение энергии гамма-квантов данный фактор учитывался. Ошибки в измерении Е_γ, составляют по рентгеновской пленке – 30%, по ядерной эмульсии – 27 %, прослеживание ЭФК на нескольких уровнях снижает ошибку до 20%. Энергетический порог регистрации гамма-квантов в ядерной эмульсии равен- 0,5 ТэВ.

Было уже сказано, что РЭК регистрирует тоько те взаимодействия космических лучей, в которых рождаются гамма-кванты с энергией выше пороговой – Е_пор. Энергетический порог регистрации гамма квантов зависит от многих факторов: условии и длительности экспозиции РЭК, качества и сорта применяемых фотоматериалов, условии и качества проявки и даже от такой субъективной причины, как квалификация операторов.

    В различных экспериментах величина Е_пор в рентгеновской пленке меняется от Е_пор=1,5 ТэВ до 4 ТэВ.

    Ионизационный калориметр регистрирует практически все неупругие взаимодействия адронов космического излучения. Порог срабатывания калориметра задается экспериментатором, он может быть равен и 100 ГэВ и 1 ТэВ. В то же время , для регистрации того же взаимодействия в РЭК, необходимо, чтобы в акте столкновения образовался хотя бы один гамма-квант с Е_γ= 1,5 ТэВ.

    При изучении взаимодействий космических лучей на высоте 3340 метров над уровнем моря с ядрами углерода использовался калориметр «АДРОН-44», при этом пороговая энергия срабатывания ионизационных калориметров составляла от 3 ТэВ до 10 ТэВ. В процессе накопления статистического материала было зарегистрировано 1348 взаимодействии с Е₀≥ 3ТэВ, произошедших в мишени.

    Здесь важно отметить, что общее количество срабатываний калориметра с порогом Е ≥ 3ТэВ значительно выше и составляет порядка 6000, но большая часть из них является продуктом взаимодействия в атмосфере на большой высоте, поэтому электронно-ядерные лавины в калориметре от этих событий занимают большую площадь и в т о же время энергия сопровождающих частиц составляет от 10 % до 70 %. Поэтому, для отбора взаимодействий, произошедших в районе мишени отбирались события, в которых в верхных рядах калориметра срабатывало не более одной ионизационной камеры и вся электронно-ядерная лавина, занимая три камеры, свидетельствовала о прохождении одиночного адрона. При этом вклад сопровождающей компоненты не должен был превышать 10 % от Е₀.

Отобранные таким образом 1348 электронно-ядерных лавин сопоставлялись с гамма-квантами, зафиксированными в рентгеноэмульсионной камере. Выяснилось, что только 23 % от всех взаимодействий адронов космических лучей, имеющих энергии в диапозоне Е=3-50 ТэВ образуются гамма-кванты с энергией Еγ ≥ 1,5 ТэВ. Следовательно, большая часть взаимодействий пионов и нуклонов с атомными ядрами мишени не регистрируется в РЭК, особенно в области малых энергий Е₀~ 3-10 ТэВ. Наглядно данный факт демонстрирует рисунок 2, на котором приведен интегральный энергетический спектр адронов, зарегистрированных в калориметре и интегральный спектр сопоставленных в РЭК.

1. События, зарегистрированные в калориметре.
   
2. События, зарегистрированные РЭК.
   

Рисунок 2- Интегральные энергетические спектры

В заключение можно сказать, что в данной работе был рассмотрен вопрос об особенностях регистрации событий высокой энергии методом рентгеноэмульсионных камер (РЭК) и ионизационных камер. Использование ионизационных камер оказалось более эффективнее, чем РЭК, так как при использовании РЭК мы теряем некоторые информации. В данный момент на ТШВНС полностью перешли на ионизационные камеры.

Огромное благодарность хотелось бы выразит сотрудникам ТШВНС и Физико-техническому институту, а именно Садыкову Т.Х. за предоставленные возможности написать эту статью. А также коллегам и руководителям в физико-техническом факультете КазНУ им. Аль-Фараби: Оскомову В.В. и Юшкову А.В.

Вероятность взаимодействия мюона с ядром независимо от механизма ядерного взаимодействия должна увеличиваться с возрастанием Z. Это очевидно, если во внимание принять, что вероятность пропорционально числу протонов  в ядре, т.е. Z. Кроме того, вероятность должна расти по мере увеличении степени перекрытия объемов мюона и ядра. Поэтому вероятность взаимодействия должна расти обратно пропорционально объему боровской орбиты:

Следовательно, если имеют место два конкурирующих процесс- распад и поглощение мюона, то при некотором соотношении вероятностей захват будет проявляться только в тяжелых ядрах, так как вероятность захвата Z⁴, а вероятность распада не зависит от Z. Этим и объясняется различие поведения мюонов в легких и тяжелқх ядрах.

Мюоны не могут бқть квантами ядерного поля, а взаимодействуют на 10-12 порядков слабее, чем этого требовало теория. Мюоны – слабо взаимодействующие частицы, и их исследование положило начало изучению слабых взаимодействий в космических лучах.

Основные характеристики взаимодействия высокоэнергетических излучений с веществом- дифференциальные и полные сечения, плотность и химический состав мишени. Мю-мезоны являются неядерно-активными частицами и при прохождении через вещество теряют свою энергию в основом на ионизацию, возбуждение атомов и излучение.

Рассмотрим прохождение мюонов через атмосферу Земли. Предположим, что мю-мезон генерировался на глубине h^’под углом θ, с энергией _µ . Найдем вероятность достижения µ+-мезоном глубины h.

                                                      (1)

где  -время прохождения мюоном слоя dh,

                                                    (2)

 При решении ряда космофизических задач возникает необходимость перехода от изменений интенсивности на уровне регистрации к соответствующим величинам на границе атмосферы. Этот переход в принципе можно осуществить с помощью коэффициентов связи между вариациями интенсивности на глубине наблюдения и потока первичных частиц на границе атмосферы. В общем случае вычислить интегральную кратность весьма затруднительно, поскольку в принципе образуется огромное число поколений вторичных частиц, обладающим определенными угловыми и энергетическими распределениями, зависящими от типа и энергии лидирующей частицы. Так как плотность атмосферы, особенно в верхних слоях, мала, основная часть рождающихся -мезонов будет распадаться на мю-мезоны. Тогда ядерными взаимодействиями пионов в первом приближении можно пренебречь.

Особенно важной характеристикой при расчете является минимальная энергия  мю-мезонов, начиная с которой происходит регистрация частиц.

Для определения , составим уравнение, учитывающее полные потери мю-мезонов в зависимости от глубины   х   и энергии мюонов . Это уравнение можно записать в виде:

                                         (3)

где     полные потери энергии мю-мезонов на участке dx; a-коэффициент   ионизационных   потерь   мю-мезонов   на   участке dx, коэффициент b характеризует потери энергии на образование пар, ядерные взаимодействия и генерацию проникающих частиц, третий член в уравнении (3) учитывает потери энергии мю-мезонов на черенковское излучение.

Интегрирование можно представлять себе как определение площади под кривой в декартовых координатах. Интегратор на операционной усилителе производит действия над напряжениями в течение некоторого периода времени, результат его работы можно интерпретировать как сумму напряжений за некоторое время (рис.1).

Рис.1. Интеграл от напряжение по времени.

     Схема интегратора на опереционном усилителе приведен на рис.2.

Рис.2. Интегратор на операционном усилителе.

     Одно из применений схем дифференцаторов и интеграторов заключается в их использовании для решения уравнении, в которые входят скорости изменения переменных величин. Рассмотрим следующее дифференциальное уравнение

     Решением является

     Это формула синусоидального гармонического колебание.

Теперь решим и получим график этого уравнение в среде MultiSim.

Берем , и получим следующую систему уравнении

     Решением является

     Отсюда видно, что для первого случая  y входной сигнал, а х выходной. Входной сигнал проходит через интегратор. Для второго случая наоборот, x входной сигнал, а y выходной. Теперь составим схему.

Рис.3. Схема для получение гармонического колебание

     Чтобы получать график, когда включаем, сначала соединяем ключи J3C и J2A, чтобы заряжать конденсатор. Потом отключив их, включаем соединяем J1A. В итоге на осциллографе получим синусоидалный сигнал, что и есть решение нашего уравнение (Рис.4). 

Рис.4. Синусоидальный сигнал

     Таким образом, мы можем решать множество легких и сложных дифференциальных уравнении. И самое главное, мы можем представлять протекающие физические процессы, иметь общее представление и т.д.