Изучение и разработка методов регистрации вакуумного ультрафиолета для сцинтилляционного нейтринного детектора на жидком аргоне тема диссертации и автореферата по ВАК РФ 01.04.01, кандидат наук Рудик Дмитрий Геннадьевич

• Рудик Дмитрий Геннадьевич
• кандидат наук
• 2020

Оглавление диссертации кандидат наук Рудик Дмитрий Геннадьевич

Введение

Глава 1. Свойства конденсированного аргона и его применение

1.1 Конденсированные благородные газы

1.2 Упругое когерентное рассеяние нейтрино на атомном ядре

1.3 Сцинтилляция в жидком аргоне

1.4 Обзор предыдущих исследований

1.4.1 Органические переизлучатели

1.4.2 Исследования переизлучения сцинтилляции ЬЛг с примесями Хе

1.5 Выводы главы, мотивация исследования

Глава 2. Постановка эксперимента

2.1 Тестовая камера

2.1.1 Рабочий объем

2.1.2 Газовая система

2.1.3 Подготовка газовой смеси

2.1.4 Система сбора данных

2.1.5 Работа в режиме совпадений

2.2 Проведенные исследования

2.3 Методы обработки данных

2.3.1 Форма сигнала, нулевая линия

2.3.2 Определение импульсов и их параметров на записанной форме сигнала

2.3.3 Усредненная форма сигнала

Глава 3. Анализ данных

3.1 Ожидаемый отклик тестовой камеры на события от источников

241 Ат и 2^а

3.2 БРЕ калибровка

3.3 Отбор событий

3.3.1 По времени начала сигнала

3.3.2 По количеству импульсов в сигнале

3.3.3 По суммарной площади сигнала

3.3.4 По форме сигнала

3.4 Параметры оценки эффективности РБЬ-анализа

3.5 Анализ усредненной формы сигналов

3.6 Анализ эффективности регистрации света

Глава 4. Результаты анализа данных

4.1 Результаты исследований пленочных переизлучателей

4.1.1 Проверка работоспособности переизлучателей нового типа

4.1.2 Эффективность различных переизлучателей на основе ТФБ

4.2 Хе в качестве переизлучателя в ЬЛг

4.2.1 Экспериментальная демонстрация отсутствия переизлучения быстрой компоненты при малой концентрации Хе в ЬЛг

4.2.2 Переизлучение быстрой компоненты ЬЛг при большой концентрации Хе

4.2.3 Усредненная форма сигнала при большой концентрации Хе

4.2.4 Параметры сцинтилляционного сигнала

4.2.5 Качество разделения событий по параметру Ь40

4.2.6 Стабильность параметров смеси в длительных сеансах измерений

4.3 Обсуждение полученных результатов измерений с примесью Хе

в качестве переизлучателя

Заключение

Список сокращений и условных обозначений

Словарь терминов

Список литературы

Список рисунков

Список таблиц

Приложение А. Процедуры работы с газами

А.1 Конденсация газа в рабочем объеме

А.2 Эвакуация газа из рабочего объема

А.3 Подготовка смеси аргона с примесью ксенона

Введение диссертации (часть автореферата) на тему «Изучение и разработка методов регистрации вакуумного ультрафиолета для сцинтилляционного нейтринного детектора на жидком аргоне»

Введение

Данная работа задумывалась, как комплексное исследование различных способов смещения спектра сцинтилляции жидкого аргона (LAr) из области вакуумного ультрафиолета (ВУФ), где затруднена регистрация фотонов, в область спектра, для которой существует большой выбор фотоприемников для регистрации света. Данная задача была вызвана необходимостью повысить эффективность регистрации фотонов в сцинтилляционном нейтринном детекторе на жидком аргоне, CENNS-10 [1; 2]. Работа велась по различным направлениям: изучались различные пленочные переизлучатели, в том числе нового типа, а также распределенный по объему переизлучатель — примесь ксенона в LAr.

Актуальность темы. В настоящее время для поиска и исследования редких взаимодействий, таких как поиск частиц Темной Материи (WIMP) или исследования свойств нейтрино, широко используются детекторы на сжиженных благородных газах [1; 3—6] и др. В частности, обнаруженный экспериментально коллаборацией COHERENT процесс упругого когерентного рассеяния нейтрино на атомном ядре (УКРН) при помощи детектора, основанного на кристалле CsI[Na] [7], требует дальнейшего экспериментального изучения зависимости величины сечения взаимодействия от массы ядер атомов, на которых происходит данное взаимодействие. Для решения данной задачи в рамках эксперимента COHERENT идет набор данных при помощи сцинтилляционного детектора на жидком аргоне CENNS-10 [1].

Жидкий аргон, как рабочее вещество детектора, обладает рядом преимуществ: это благородный газ, его сравнительно легко чистить от примесей, он достаточно дешевый по сравнению с, например, ксеноном, обладает высокой прозрачностью для собственной сцинтилляции, имеет достаточно высокую останавливающую способность для ионизирующего излучения и имеет ярко выраженную структуру высвечивания, различающуюся для разных типов ионизирующих частиц, взаимодействующих с LAr, что позволяет проводить их идентификацию [8]. Однако длина волны сцинтилляционного света LAr (128 нм) лежит в области жесткого ультрафиолета. В настоящее время не существует коммерчески доступных низкофоновых фотодетекторов, способных регистрировать свет

такой длины волны без применения специальных технологий смещения спектра излучения в длинноволновую область.

В течение последних десятилетий основной подобной технологией для детекторов на основе ЬЛг является использование спектросместителей (WLS) на основе тетрафенил бутадиена (ТФБ) [9]. ТФБ поглощает сцинтилляционные фотоны в ВУФ области, в том числе с длиной волны 128 нм и переизлучает их в видимом диапазоне спектра. Таким образом, регистрация сцинтилляционного света становится возможной при помощи низкофоновых фотоприемников, ФЭУ или Б1РМ, имеющих максимум квантовой эффективности в видимом диапазоне спектра.

Однако ТФБ имеет ряд недостатков. Во-первых, из-за его поликристаллической структуры, необходимо наносить толстый слой переизлучателя для достижения максимальной эффективности поглощения сцинтилляционного света ЬЛг [10]. Во-вторых, нанесенный слой обычно имеет неодинаковую толщину, что затрудняет процесс моделирования детектора. В-третьих, ТФБ является достаточно летучим веществом, что приводит к необходимости либо вводить в систему растворители, связывающие кристаллы ТФБ, либо пользоваться сложными техниками осаждения молекул ТФБ. В-четвертых, ТФБ деградирует под действием внешних факторов, таких как УФ излучение или повышенная влажность, что приводит к усложнению работы с данным веществом.

Одним из элегантных методов решения описанных проблем может быть использование переизлучателя, распределенного в чувствительном объеме детектора. Несколько экспериментальных групп по всему миру ведут работу по изучению возможности использовать добавку ксенона (Хе) в ЬЛг [11; 12] и др. Также идет исследование различных перспективных пленочных переизлучателей для повышения эффективности переизлучения ЬЛг света по сравнению с ТФБ, например [13; 14].

Таким образом, повышение эффективности регистрации сцинтилляционного света в ЬЛг-детекторах, в частности, разработка новых методов переизлучения и регистрации сцинтилляции ЬЛг является на сегодняшний день актуальной задачей.

Цель работы. В данной работе проводилось изучение возможности использования различных пленочных переизлучателей и Хе в качестве распреде-

ленного по объему переизлучателя для детекторов на жидком аргоне с целью увеличения эффективности регистрации сигналов. Для достижения поставленной цели решались следующие задачи:

1. Определялась эффективность работы различных пленочных переизлучателей в ЬЛг.

2. Определялось, сохраняется ли возможность разделения типов частиц по форме сигнала для различных концентраций Хе в ЬЛг.

3. Определялись параметры сигналов для различных концентраций Хе.

4. Определялись преимущества и недостатки данного метода по сравнению с использованием других переизлучателей.

5. Оценивалась возможность использования данного подхода в длительном эксперименте.

6. Изучались возможности использования комбинированных методов переизлучения сцинтилляции ЬЛг с использованием распределенного переизлучателя одновременно с пленочным переизлучателем.

Научная новизна и достоверность. Идея использования Хе в качестве объемного переизлучателя в детекторах на жидком аргоне является крайне привлекательной. Существует большое количество работ, посвященных изучению свойств смеси аргона с ксеноном в различных концентрациях, например см. [11; 12; 15—18] и др. Однако до сих пор не существует полного описания процессов, происходящих при передаче энергии от возбужденных ядер аргона ядрам ксенона. Например, в работе [11] авторы расширяют модель передачи возбуждения от ядер аргона ядрам ксенона, предложенную в работе [16], однако отмечают, что данная модель не описывает наблюдаемый эффект улучшения возможности разделения типов частиц по форме сигнала. В данной работе впервые:

1. Экспериментально показано, что передача возбуждения синглетных состояний аргона атомам ксенона растет с увеличением концентрации ксенона.

2. Продемонстрирована связь между увеличением количества синглетных состояний атомов аргона, передавших возбуждения атомам ксенона, и повышением качества идентификации частиц по форме сигнала.

3. Показана стабильность параметров смеси в длительном сеансе измерений.

Также были обобщены результаты предыдущих исследований, которые в дополнение к полученным в данной работе экспериментальным данным позволили сделать вывод о причине улучшения разделения частиц с ростом концентрации ксенона в аргоне. Достоверность полученных результатов и выводов подтверждается полученными экспериментальными данными, а также работами других групп.

Практическая ценность результатов. Повышение эффективности регистрации фотонов в детекторах на жидком аргоне позволит регистрировать события с более низким порогом по энергии, а также повысит энергетическое разрешение детектора. Данный факт крайне важен для экспериментов по регистрации УКРН при помощи ЬЛг-детекторов.

Улучшение качества разделения частиц по форме сигнала при добавлении ксенона в аргон позволит эффективнее удалять фоновые события при регистрации УКРН, в частности от бета излучения, вызванного изотопом 39 Аг.

Стабильность параметров газовой смеси демонстрирует возможность использования метода добавления Хе в аргоне в качестве объемного переизлучателя в длительных экспериментах.

Результаты выносимые на защиту.

1. Продемонстрировано, что ксенон при концентрации ^1500 ррт по массе эффективно переизлучает как медленную, так и быструю компоненту сцинтилляции аргона;

2. Экспериментально измерены характеристики смесей ЬЛг с различными концентрациями Хе и константы процессов переноса возбужденного состояния от молекул Лг атомам Хе;

3. В результате измерений стабильности смеси при длительной работе детектора установлено, что параметры сцинтилляционных сигналов стабильны на протяжении измерений;

4. Показано, что повышение эффективности разделения типов частиц по форме сигнала при росте концентрации Хе в ЬЛг связано с ростом вероятности передачи возбуждения от молекул Лг атомам Хе.

Личный вклад соискателя. Для постановки экспериментов автором был получен грант РФФИ «Мой первый грант» в 2016 году с возможностью продления на второй год. Автором была сформирована исследовательская группа,

которая занималась постановкой экспериментов и обработкой результатов. Помимо руководства исследовательской группой, автор лично принимал участие во всех этапах проведения экспериментов. Анализ экспериментальных данных был проведен в основном диссертантом.

Апробация работы. Основные результаты по теме работы изложены в 2 печатных работах, изданных в журналах, рекомендованных ВАК и проиндексированных в базах данных Web of Science и Scopus:

1. Akimov D, Belov V, Burenkov A, Konovalov A, Kumpan A, Rudik D and Simakov G «Study of Xe-doping to LAr scintillator». Journal of Physics: Conference Series 2017 Vol 798 No 1 [19]

2. D. Akimov, A. Konovalov, A. Kumpan, O. Nepochatay, D. Rudik and G.Simakov «Fast component re-emission in Xe-doped LAr» JINST 14 (2019) no.09, P09022 [20]

Результаты работы доложены на международных конференциях ICPPA-2016, ICPPA-2017, ICPPA-2018, LIDINE-2019, на молодежных конференциях ИТЭФ 2017 и 2018, на нескольких рабочих совещаниях коллаборации COHERENT.

Получена премия И.В. Курчатова в 2017 году. Работа [19] вошла в список статей, представленных на конкурс.

Автор выступал в роли научного руководителя студентки НИЯУ МИФИ, защитившей диплом бакалавра по полученным данным в ходе экспериментов с малыми концентрациями ксенона в аргоне.

После публикации основных результатов [20], дальнейшие исследования использования примеси Хе в качестве переизлучателя в LAr были включены в план работ в рамках экспериментов COHERENT и DUNE.

Структура и объем диссертации. Диссертация состоит из введения, четырёх глав, заключения и приложения. Полный объём диссертации составляет 105 страниц с 28 рисунками и 1 таблицей. Список литературы содержит 66 наименований.

Глава 1. Свойства конденсированного аргона и его применение

1.1 Конденсированные благородные газы

Конденсированные благородные газы, в частности, жидкий аргон, обладают уникальным сочетанием характеристик, благодаря которым они находят широкое применение в современной экспериментальной физике: они обладают достаточно хорошей тормозящей способность для гамма-квантов, они относительно дешевы, легко поддаются очистке от электроотрицательных примесей. Кроме того, детекторы, использующие жидкие благородные газы в качестве регистрирующей среды, легко масштабируются, что позволяет применять в крупных детекторах методы, опробованные в небольших тестовых камерах [8; 21].

Детекторы на основе конденсированных благородных газов широко применяются для поиска и изучения редких процессов, таких как поиск темной материи [4; 6; 22], исследования нейтрино [3; 5], в частности, при помощи детектора CENNS-10 на жидком аргоне планируется зарегистрировать УКРН на ядрах аргона в рамках эксперимента COHERENT [23].

1.2 Упругое когерентное рассеяние нейтрино на атомном ядре

Существование процесса упругого когерентного рассеяния нейтрино на атомном ядре было предсказано более 40 лет назад в рамках стандартной модели элементарных частиц (СМ) [24]. Уровень развития детекторных технологий долгое время не позволял экспериментально обнаружить данный эффект из-за крайне низкой энергии отдачи атомов, которая может быть приближенно выражена как [25]:

Е2

<ЕГ> < 716 • эВ, (1.1)

г ~ А

где А — атомный номер ядра мишени, — энергия нейтрино, выраженная в МэВ.

О 2 4 6 8 10

Энергия нейтрино, МэВ

Рисунок 1.1 — Сечение взаимодействия УКРН с ядрами Лг по сравнению с сечением обратного бета-распада.

Дифференциальное сечение процесса УКРН может быть выражено формулой [26]:

Й = ^ (■ - Ц) ««

где Ср — константа Ферми, Р(О2) — форм фактор ядра, О — переданный 4-импульса, О'ш = N — (1 — 4ят2(вы))Z слабый заряд для ядер с N нейтронами и ^ протонами, вы - слабый угол смешивания. Полное сечение может быть приближенно выражено формулой [26]:

а ^ 0.4 • 10—44^Е2 см2, (1.3)

где Еу выражено в МэВ. Сечение данного процесса на несколько порядков превышает сечение обратного бета-распада (см. рисунок 1.1). Квадратичная зави-

симость от количества нейтронов в ядре, N, дает преимущество детекторам, использующим тяжелые ядра в качестве мишени. Относительно компактные нейтринные детекторы могут быть использованы для исследования УКРН, а также для мониторинга ядерных реакторов, с целью нераспространения ядерного вооружения, что является важнейшей прикладной задачей [25; 27].

Совсем недавно, в августе 2017 года, коллаборацией COHERENT, в состав которой входит диссертант, было объявлено об обнаружении УКРН [7]. Процесс УКРН был зарегистрирован при помощи детектора CsI[Na] на импульсном источнике нейтронов SNS, расположенном в национальной лаборатории Oak Ridge, США, и являющемся одновременно интенсивным источником нейтрино с энергией до 50 МэВ. Благодаря тому, что SNS — импульсный источник, удалось подавить внешний радиационный фон, не связанный с пучком, в 1000 раз и зарегистрировать данный процесс с достоверностью > 6а.

Обнаружение УКРН и дальнейшее изучение данного процесса чрезвычайно важно для современной физики. УКРН вносит значительный вклад в процесс взрыва сверхновых звезд [28], является неустранимым фоном в экспериментах по прямой регистрации частиц темной материи [29], позволяет уточнить значение угла слабого смешивания [7]. Кроме того, возможные отклонения значений полного сечения взаимодействия нейтрино с ядрами атомов от предсказанных СМ может свидетельствовать о наличие «новой» физики за пределами СМ [30].

Детектор, при помощи которого был зарегистрирован процесс УКРН, был выполнен на основе сцинтиллятора CsI[Na]. Молекулы Cs и I имеют практически равное количество нейтронов в ядрах атомов: 78 и 74 соответственно, что не позволяет достоверно определить характер зависимости сечения данного процесса от атомного номера по полученным данным. Для решения данной задачи планируется использовать детекторы на основе других веществ. Расчетные значения сечения для используемых в эксперименте COHERENT детекторов, полученные в предположении квадратичной зависимости величины сечения от количества нейтронов в ядре (1.3), представлены на рисунке 1.2.

Одним из перспективных направлений дальнейшего изучения УКРН является использование детектора на жидком аргоне. В настоящий момент идет набор и обработка данных LAr-детектора CENNS-10 [1]. CENNS-10 в текущей

Количество нейтронов

Рисунок 1.2 — Расчетные значения величины сечения УКРН для усредненной по потоку от SNS энергии нейтрино для различных атомных ядер веществ, используемых для регистрации данного процесса в рамках эксперимента COHERENT [23].

конфигурации представляет собой однофазный сцинтилляционный детектор, в котором используется около 40 кг жидкого аргона. Цилиндрический рабочий объем окружен тефлоновыми стенками с нанесенным ТФБ на внутреннюю поверхность и просматривается двумя ФЭУ И,-5912, расположенными сверху и снизу, входные окна которых также покрыты ТФБ для смещения спектра излучения аргона в видимый диапазон длин волн.

Необходимость использования ТФБ обусловлена отсутствием на сегодняшний день низкофоновых фотодетекторов с большим фотокатодом, чувствительных к длине волны сцинтилляции аргона (128 нм). Кроме того, тефлон обладает практически нулевой отражающей способностью для данной длины волны. Поэтому для увеличения эффективности светосбора в детекторе было решено покрыть тефлоновые стенки и входные окна ФЭУ слоем ТФБ. ТФБ эффективно поглощает свет на длине волны сцинтилляции аргона и переизлучает его на длине волны ~ 420 нм. Переизлученный свет отражается от тефлоновых стенок, а также регистрируется ФЭУ, имеющими максимум квантовой эффективности на длине волны ~ 400 нм [31].

Недостатки ТФБ как переизлучателя, описанные во введении и подобного подхода в целом, стимулируют поиски новых способов переизлучения сцинтилляции аргона.

1.3 Сцинтилляция в жидком аргоне

Регистрацию ионизирующих частиц в жидком аргоне, как и в других конденсированных благородных газах, можно разделить на следующие этапы:

— частица ионизирует и возбуждает атомы рабочей среды;

— в отсутствие электрического поля электроны ионизации термализуются и могут рекомбинировать с ионами с испусканием фотонов ультрафиолетового излучения, возбуждение атомов (молекул) также снимается посредством излучения этих фотонов;

— фотоны ультрафиолетового излучения регистрируются различными фотоприемниками.

При прохождении ионизирующих частиц через конденсированный благородный газ образуются электрон-ионные пары и возбужденные молекулы Аг*. За времена порядка 10-11 - 10-12 с электроны ионизации термализуются, часть их рекомбинирует с автолокализованными ионами в состояния типа Аг*. Таким образом, энергия ионизирующей частицы, поглощенная жидким аргоном, накапливается в состояниях Аг*, которые могут быть синглетными или

триплетными (3£+). Упрощенно, схему сцинтилляции в жидком аргоне можно представить следующим образом [8]:

Аг* + 2Аг ^ Аг2 + Аг

2 (1.4)

Аг* ^ 2Аг + Ъи(128 нм)

Времена жизни возбужденных синглетных и триплетных молекулярных состояний в жидком аргоне существенно различаются: и ^1600 нс соответственно. Таким образом, интенсивность и форму сцинтилляционного сигнала в

жидком аргоне можно выразить в виде суммы двух экспонент [21]:

гЦ) = Ье^) + (1.5)

где и Т8 — времена жизни синглетных (быстрая компонента) и триплетных (медленная компонента) возбужденных состояний ЬЛг; 1\ и 12 — их относительные интенсивности соответственно.

Еще в 1978 году Б. КиЬо1а е1 а1. [32] показали, что соотношение количества возбужденных синглетных и триплетных состояний оказывается различным для различных типов частиц в зависимости от плотности ионизации. Поэтому, благодаря существенно различным временным характеристикам данных компонент сцинтилляции, становится возможным проведение анализа и отбора частиц по форме сигнала. Данное свойство является существенным преимуществом аргона перед другими благородными газами (например ксеноном), для которых временное разрешение не позволяет отделить быструю и медленную компоненты друг от друга [33]. С другой стороны, длинная медленная компонента приводит к увеличению вероятности наложения сигналов друг на друга, и требует записывать более длинные временные интервалы для анализа сигналов.

Возбуждение обоих молекулярных состояний снимается посредством излучения фотона с длиной волны ~ 128 нм. В настоящее время технологии изготовления фотоприемников не позволяют создать фотодетектор, позволяющий эффективно регистрировать сцинтилляционный свет с длиной волны 125 нм.

Поэтому, для регистрации сцинтилляции жидкого аргона применяют различные спектросмещающие вещества, такие как, например, ТФБ [9]. Недостатки данного метода (подробнее см. раздел 1.4.1) провоцируют различные экспериментальные группы искать новые пути для решения проблемы регистрации сцинтилляционного света жидкого аргона, а также повышения эффективности светосбора. В частности, одной из наиболее интересных и привлекательных идей является использование небольшой примеси ксенона в качестве объемного переизлучателя сцинтилляционного света. В разделе 1.4 приведен обзор существующих на данный момент исследований возможности использования Хе в качестве такого переизлучателя в ЬЛг.

1.4 Обзор предыдущих исследований

1.4.1 Органические переизлучатели

Одним из важнейших условий, которому должен соответствовать переизлучатель в жидком аргоне является его достаточно малое время жизни возбужденных состояний молекул. Это необходимо для того, чтобы сохранить возможность применения анализа по форме сигнала в системе жидкий аргон + переизлучатель. Большинство органических переизлучателей соответствуют этому требованию, благодаря большой скорости рекомбинации электрон-дырочной пары в бензольных кольцах их структуры [34]. Типичными органическими переизлучателями, которые используются на сегодняшний день в ЬЛг-детекторах являются: п-Терфинил , дифенилоксазолил-бензол (ПОПОП), дифенилоксазол и тетрафенил бутадиен (ТФБ).

Основным способом переизлучения света в детекторах на жидком аргоне на сегодняшний день является использование ТФБ. Данный способ известен довольно давно [9], однако исследования ТФБ продолжаются до сих пор: [10; 31; 35—37] и др. ТФБ демонстрирует достаточно высокую эффективность переизлучения сцинтилляции жидкого аргона [36], что и является основной причиной его широкого применения в ЬЛг-детекторах. В то же время ТФБ имеет ряд недостатков. Во-первых, ТФБ деградирует со временем под действием УФ излучения [35]. Во-вторых, ТФБ имеет поликристаллическую структуру поэтому требует нанесения достаточно толстого слоя для достижения высокой эффективности переизлучения света [31], при этом ТФБ может поглощать собственный свет [10], что ставит ограничение на максимально возможную толщину слоя. В-третьих, ТФБ является достаточно летучим материалом, что затрудняет работу с ним, а также требует сложных способов нанесения ТФБ на оптические поверхности [31], кроме того, существуют работы, которые показывают, что ТФБ может растворяться жидким аргоном [37]. Поэтому, изготовление переизлучателя со сходной эффективностью при отсутствии указанных недостатков,

является одной из важных задач для улучшения характеристик ЬЛг-детекто-ров.

В настоящее время также разрабатываются новые типы органических переизлучателей. В частности, российскими учеными был создан новый тип переизлучателя: наноорганический люминофор (КОЬ) [13], — который показал высокую эффективность переизлучения в жидком Хе [38]. Исследований данного типа переизлучателя в жидком аргоне до сих пор не проводилось. В данной работе будут приведены первые результаты подобного исследования.

Общим недостатком всех органических пленочных переизлучателей является необходимость внесения дополнительных структур в рабочий объем детектора, что может отрицательно сказаться на чистоте газа, а также потери эффективности, вызванные переизлучением света в телесный угол 4к.

1.4.2 Исследования переизлучения сцинтилляции ЬЛг с примесями

Хе

Идея использования примеси благородных газов в качестве переизлучателя в жидком аргоне появилась довольно давно. Например, в 1972 году Ори Чесновский с соавт. провели спектроскопический анализ излучения твердого и жидкого аргона с примесью ксенона в концентрации до 200 ррт и показали, что часть излучения регистрируется на длине волны 175 нм, что соответствует сцинтилляции возбужденных молекул Хе [39]. Также они предложили механизм диполь-дипольного взаимодействия, предположительно описывающий наблюдаемый эффект в твердом и жидком аргоне.

В 1978 году Б. КиЬо!а е! а1. [32] продемонстрировали влияние примесей Хе на форму регистрируемых сигналов при взаимодействиях электронов с жидким аргоном. Дальнейшие исследования данной экспериментальной группы [16] показали, что механизм диполь-дипольного взаимодействия не подходит для описания переноса энергии от возбужденных состояний аргона атомам ксенона

в жидком аргоне и предложили собственную модель:

Ar2(3£+) + Xe + (migration) ^ (ArXe)* + Ar

(1.6)

(ArXe)* + Xe + (migration) ^ Xe*(1>3E+) + Ar

Стоит отметить, что предложенная S. Kubota модель предполагает перенос энергии только от триплетных состояний аргона, т.е. медленной компоненты. S. Kubota полагал, что из-за слишком малого времени жизни синглетных состояний аргона они распадаются, испуская фотоны быстрее, чем могли бы создать гетероядерные молекулы (ArXe)*. Использование органического спектросмести-теля POPOP в экспериментальной установке не позволило ему обнаружить влияние примеси Хе на быструю компоненту сцинтилляции аргона.

В своей работе S. Kubota также показал уменьшение времени высвечивания медленной компоненты, а также рассчитал параметр скорости миграции т^ возбужденных состояний в зависимости от концентрации ксенона в аргоне.

Помимо исследований смесей аргона с ксеноном, интерес представляют также работы, посвященные другим бинарным смесям, в частности, Kr+Хе [40; 41], где Хе также может выступать в роли объемного переизлучателя, а также Ar+N2 [42; 43], где в качестве переизлучателя в жидком аргоне применялась примесь азота.

Интерес к происходящим процессам в бинарных смесях благородных газов инициировал целую серию работ, посвященных спектроскопии излучения подобных смесей. Особенно хочется отметить вклад российских ученых Г.Н. Герасимова [15] и группы М.И. Ломаева [17], изучавших спектры излучения гетероядерных димеров, образующихся при переходе возбуждения от молекул аргона молекулам ксенона согласно (1.6) и, в частности, объяснивших появление спектральной линии на длине волны 148 нм.

Дальнейшие спектроскопические исследования излучения смеси аргона с ксеноном, выполненные другой экспериментальной группой [12] показали, что спектр излучения смеси лежит не только в области вакуумного ультрафиолета (ВУФ), но и имеет достаточно интенсивную линию в области инфракрасного (ИК) диапазона. В этой работе также приводятся результаты спектроскопического анализа смесей аргона с ксеноном в ВУФ диапазоне с концентрацией Хе от 0.1 до 1000 ppm (см. рисунок 1.3). Также в данной работе отмечается, что

Список литературы диссертационного исследования кандидат наук Рудик Дмитрий Геннадьевич, 2020 год

источников 241 Лш и

Источник а-частиц представлял собой небольшой (размером около 1 мм) кусочек металлизированного Майлара с внедренным в него изотопом 241Лш, приклеенный в центре нижнего фланца детектора, как показано на рисунке 2.1 цифрой (4). Данный источник распадается с испусканием а-частиц энергии 5.6 МэВ. Расчеты в программе ЯШМ [59] показывают, что пробег а-частиц с энергией 5.5 - 6 МэВ в жидком аргоне составляет не более 50 мкм. Таким образом, можно рассматривать данный источник как квази-точечный. В этом случае, телесный угол, под которым видна сцинтилляция, практически не зависит от направления вылета а-частицы. Вследствие много меньших потерь энергии а-частицей внутри слоя Майлара по сравнению с её полной энергией, последняя практически полностью должна идти на возбуждение и ионизацию атомов и молекул жидкого аргона. Также, телесный угол для света, собираемого на фотокатод ФЭУ, практически одинаков для всех событий от а-частиц. В результате распределение площадей сигналов, которые пропорциональны выделившейся в жидком аргоне энергии, должно представлять собой распределение Гаусса. При этом, с некоторой вероятностью наблюдаются события с меньшей выделившейся в рабочем объеме энергии от а-частиц, испущенных под большими углами к нормали, имеющих относительно большие потери энергии в слое Майлара.

Ввиду небольших размеров рабочего объема и достаточно большой радиационной длины жидкого аргона (19.55 г/см-2 [60]), 7-кванты от источника 22Ха, могут взаимодействовать с жидким Аг с близкой вероятностью в различных частях рабочего объема. Это приведет к тому, что телесный угол собираемого света будет сильно различаться для различных точек взаимодействия, следовательно, будет отличаться и количество регистрируемого света. Взаимодействие 7-квантов с энергией 511 кэВ происходит в основном за счет эффекта Комптона,

причем не только в жидком аргоне, но и на структурах тестовой камеры. Рассеянные 7-кванты при этом могут попадать в рабочий объем, передавая атомам рабочей среды уже меньшую энергию. Ввиду вышеперечисленного, спектр зарегистрированных 7-квантов представляет собой практически экспоненциальное распределение без фотопиков для 7-квантов с энергиями 1.3 МэВ и 511 кэВ.

3.2 8РЕ калибровка

Количество фотоэлектронов, зарегистрированных при помощи ФЭУ, пропорционально выделившейся в рабочем объеме энергии в результате взаимодействия ионизирующих частиц с жидким аргоном. Таким образом, площадь однофотоэлектронного (БРВ) сигнала является важной характеристикой ФЭУ и может служить калибровкой полученных данных.

Для того чтобы определить величину БРВ сигнала, отбирались импульсы, начало которых на 1 мкс удалено от начала сигнала. В этом случае можно ожидать, что большая часть зарегистрированных импульсов являются однофо-тоэлектронными (см. примеры событий на рисунке 2.4). Площади всех отобранных импульсов гистограммировались см. рис. 3.1. Полученная гистограмма аппроксимировалась функцией, состоящей из экспоненты и двумя распределениями Гаусса, соответствующими одно- и двухфотоэлектронным сигналам, соответственно. Отметим, что середина распределения Гаусса (3.0 ± 0.8) • 10-15 В • с, описывающего вклад двухфотоэлектронных импульсов, соответствует удвоенному значению середины распределения Гаусса, описывающего вклад БРВ импульсов (1.52 ± 0.09) • 10-15 В • с. Данный факт подтверждает правильность полученной калибровки. Распределения Гаусса, соответствующие импульсам с наложениями фотоэлектронов высоких порядков (больше двух) вносят незначительный вклад в положение пика, соответствующего БРВ распределению, и поэтому не включались в суммарную аппроксимацию.

Заметим, что БРВ калибровку было возможно проводить лишь для некоторых наборов данных. В данных с добавлением Хе существенно сокращается время жизни медленной компоненты, поэтому на хвостах сигналов остается

о

i

Entries Mean RMS X2 / ndf

pO P1 p2 P3 p4 p5 p6 P7

47.42 / 30 1604 ±863.8 1.517 ±0.090 0.6888 ±0.2959 847 ±390.5 2.999 ±0.821 0.9502 ±0.4276 14.03 ±3.27 -6.575 ±3.573

h

'_L

71598 2.415 1.557

0

2

4

6

8

10

a, 1015b*C

Рисунок 3.1 — ЯРЕ калибровка ФЭУ. Красной линией показана суммарная функция аппроксимации. Приведены ее составляющие: малиновым цветом — экспоненциальный вклад шумовых сигналов, синим цветом — распределение Гаусса, соответствующее однофотоэлектронным импульсам, зеленым цветом — двухфотоэлектронным импульсам.

крайне мало одиночных импульсов, что приводит к отсутствию необходимой статистики для построения ЯРЕ калибровки. Тем не менее, на тех данных, где было набрано достаточное количество одиночных фотоэлектронов для проведения ЯРЕ калибровки, было показано, что значение ЯРЕ практически не меняется от сеанса к сеансу. Поэтому было принято решение использовать одно и то же значение величины ЯРЕ для всех сеансов набора данных с дополнительной систематической ошибкой, полученной в ходе сравнения значений ЯРЕ для различных наборов данных (1.5 ± 0.2) • 10-15 В • с.

3.3 Отбор событий

3.3.1 По времени начала сигнала

Для исключения из статистики событий с наложениями нескольких событий друг на друга, анализировалось время начала сигналов. На Рисунок 3.2 представлено распределение начал сигналов для одного из сеансов набора данных в логарифмическом масштабе. В данном сеансе триггер был выставлен на 250 шаге оцифровки, что соответствует 400 нс от начала окна записи. Видно, что в данном сеансе распределение начал сигналов группируется в положении на временной оси, соответствующем триггеру, равномерное распределение до области триггера соответствует событиям, в которых наблюдалось наложение нескольких сигналов. Подобные события не учитывались при дальнейшем анализе.

О 50 100 150 200 250

Временной шаг оцифровки = 1.6 нс

Рисунок 3.2 — Распределение событий по времени обнаружения первого импульса на форме сигнала.

Заметим, что уровень триггера всегда превышал уровень средних значений амплитуд однофотоэлектронных сигналов, поэтому сигналы с небольшим энерговыделением, в начале которых могло быть всего несколько фотоэлектронов, могли регистрироваться не по первым импульсам (как правило, одноэлек-тронным), а импульсам большей величины, отстоящим от первых однофотоэлектронных импульсов сигнала. Этим обуславливается форма распределения в области триггера. Более того, в сеансах, в которых отсутствовала быстрая компонента сигнала (например в сеансах с малыми концентрациями Хе и РБ между рабочим объемом и ФЭУ), доля сигналов, начинающихся с нескольких однофотоэлектронных импульсов, была существенно больше, чем в сеансах, где присутствовала быстрая компонента. Поэтому эффективность отбора событий по положению начала сигнала различалась для разных сеансов.

3.3.2 По количеству импульсов в сигнале

Используемый ФЭУ имеет достаточно высокий уровень шумов, которые необходимо отбрасывать при анализе данных. В большинстве случаев события, записанные от срабатывания триггера на шумовые сигналы представляли собой один - два импульса на форме сигнала. Поэтому для каждого сеанса набора данных строилось распределение количества импульсов в зарегистрированных событиях. Пример такого распределения представлен на Рисунок 3.3. События, количество импульсов в которых было меньше 5 не учитывались при дальнейшей обработке.

Суммарная эффективность отбора событий по времени начала сигналов и по количеству импульсов в сигнале составляла в различных сеансах от — 25 до - 50%.

Рисунок 3.3 — Пример распределения количества импульсов в событии после применения отбора по началу сигнала.

3.3.3 По суммарной площади сигнала

На рисунке 3.4 представлен пример спектра площадей сигналов Бюъа! в фотоэлектронах. Красной линией показан пример аппроксимации спектра функцией, являющейся суммой экспоненциального распределения и распределения Гаусса (в соответствии с предположением о характере регистрируемого отклика от событий 7- и а-источника). Как видно из приведенного примера, отклик тестовой камеры на оба типа ионизирующего излучения соответствует ожиданиям, сформулированным в разделе 3.1.

Для исследований влияния примесей Хе на возможность анализа данных по форме сигнала, а также для анализа усредненных форм сигналов, отбирались события лежащие в области а-пика, в диапазоне ±3 а от середины соответствующего распределения Гаусса, где а — стандартное отклонение, полученное при аппроксимации спектра от альфа-источника распределением Гаусса.

Рисунок 3.4 — Пример спектра площадей зарегистрированных событий от 7- и а-источника; красной линией показана аппроксимация данного распределения функцией, являющейся суммой экспоненциального распределения (характеризующего отклик детектора на 7-кванты) и распределения Гаусса (описывающего отклик детектора на а-частицы).

3.3.4 По форме сигнала

Быстрая и медленная компоненты сцинтилляции аргона формируются за счет распадов синглетных и триплетных возбужденных состояний, соответственно. Для разных типов ионизирующих частиц соотношение количества образующихся синглетных и триплетных состояний различно (более подробно см. раздел 1.3), что ведет к различному временному распределению фотоэлектронов, регистрируемых на форме сигнала. Другими словами, отношение площади импульсов, определенных в начале сигнала, к суммарной площади всех импульсов сигнала будет различаться для взаимодействий а и 7 частиц с одной и той же суммарной площадью сигнала. Данный эффект широко используется и изучается в различных экспериментах [44; 47; 61].

Существует неопределенность выбора диапазона, который принимается за участок, соответствующий быстрой компоненте. Например Р. Ре1йег et а1 [47] используют диапазон в = 40 нс, утверждая, что наилучшее разделение в их

эксперименте достигается при значении ót от 35 до 45 нс. С другой стороны, W.H. Lippincott et al [44], проводя аналогичные исследования отмечают, что наилучшее разделение различных типов частиц наблюдается при ót = 90 нс. Параметр разделения частиц по форме сигнала определим, как Fót = , где Sf — площадь сигнала определенная в диапазоне ót нс сигнала, а Stotai — полная площадь сигнала. На рисунке 3.5 представлен пример зависимости параметра F40 (ót = 40 нс) от полной площади сигнала, выраженной в фотоэлектронах (PE). Такое распределение будем называть PSD-распределениями (также будем называть анализ и разделение событий по форме сигнала PSD-анализом, от англ. «Pulse Shape Discrimination»).

Рисунок 3.5 — Пример PSD распределения для параметра F40 в зависимости от полной площади сигнала, выраженной в фотоэлектронах (для теста с ТФБ образцом и ^2300 ppm Хе). Проекция на ось РЕ приведена сверху, положение пика, соответствующего а-событиям отмечено черными вертикальными линиями. Проекция на ось параметра F40 приведена справа; приведена аппроксимация данного распределения функцией состоящей из двух распределений Гаусса для а- (синяя линия) и 7-событий (зеленая линия); суммарная аппроксимация показана красной линией. Пурпурные точки соответствуют 7-событиям 511 кэВ, отобранным при помощи совпадений.

Заметим, что при значении St = 40 нс количество синглетных возбужденных состояний за это время должно уменьшиться по экспоненциальному закону и составить: exp (—у) = 1.2 • 10-2 от начального количества, где т ~ 9 нс — их время жизни. Кроме того, использовать большие значения St невозможно для данных, полученных при использовании примеси Хе из-за уменьшения эффективной постоянной спада медленной компоненты [16] и ее слияния с быстрой компонентой.

Автором было проведено независимое исследование влияния вариации параметра St на эффективность отбора различных типов частиц (см. рисунок 3.6). Эффективность PSD анализа определялась при помощи параметра d = 2,

где и соответствуют средним значениям распределения параметра FSt для а- и 7-семейств в зафиксированном диапазоне энергий, соответствующем а пику; аа и а"7 их стандартные отклонения [47] (см. рисунок 3.5). Т.к. распределение значений FSt является двухпараметрическим непрерывным случайным распределением для величины, ограниченной конечным интервалом (FSt может принимать значения только из отрезка от 0 до 1), то его необходимо аппроксимировать бета-распределением [62]. В своем анализе данных автор использовал распределения Гаусса, т.к. значения FSt для обоих семейств а и 7 в выбранном диапазоне Stotai лежат сравнительно далеко от границ области допустимых значений. В этом случае отличие распределений от распределения Гаусса мало, однако вносит дополнительную систематическую ошибку в конечный результат. Кроме того, в предыдущих работах многие исследователи также используют распределения Гаусса для описания данных распределений [44; 47]. Пример аппроксимации параметра F40 функцией, состоящей из двух распределений Гаусса, приведен на рисунке 3.5 справа. Отчетливо видны распределения, соответствующие 7- и а-частицам: синяя и зеленая линия соответственно.

При изменении параметра St от 40 до 90 нс, не наблюдалось значительного изменения эффективности отбора событий в экспериментах с чистым аргоном или с добавлением небольших концентраций Хе. При больших концентрациях Хе наилучшая эффективность отбора событий по форме сигнала достигалась при значении St = 40 нс.

Принимая во внимание изложенные факты и опираясь на проведенное экспериментальное исследование, было принято решение использовать значе-

тз

1,2 1 0,8 0,6 0,4 0,2 0

i к Í L i ¡

i \ б 1 1 1 * i ■ 1 » i i t i

k т [i J T i h 1 H t

Í ' i i H

X Без образцов, 200 ррт Хе

II 1-Н ■ FS фильтр, 590 ррт Хе • FS фильтр, 1800 ррт Хе а ТФБ, без Хе -ТФБ, 270 ррт Хе + ТФБ, 2300 ррт Хе

1 1

О

20

40

60

80

100

6t, нс

Рисунок 3.6 — Зависимость эффективности отбора событий по форме сигнала, определенной как отношение полученного значения величины ё, к максимальному значению йтах для данной конфигурации тестовой камеры, от величины параметра 51 для наиболее важных конфигураций тестовой камеры и концентраций Хе.

ние ^^ = 40 нс для диапазона, определяющего область быстрой компоненты. Данный диапазон использовался для всех типов данных, что облегчало сравнение полученных результатов. На рисунке 3.7 показан пример области быстрой компоненты усредненного сигнала, полученного при отборе «-частиц. Зеленой стрелкой отмечен диапазон, соответствующий 40 нс от начала сигнала. Видно, что данный диапазон практически полностью перекрывает область быстрой компоненты. На усредненном сигнале видно также присутствие "зво-на"электроники, коррелированного с началом сигнала. Данный звон практически не влиял на параметры индивидуальных сигналов, однако из-за корре-лированности проявляет себя на усредненных сигналах, что вносит дополнительную погрешность в определяемые временные параметры сигналов. Пример аппроксимации сигнала функцией, состоящей из двух экспонент, представляющих быструю и медленную компоненты, показан на данном примере красной линией.

-

IIIIII

оцифровки

Рисунок 3.7 — Усредненная форма сигнала для а-частиц. Зеленой стрелкой показан диапазон 51 = 40 нс. Красная линия — образец аппроксимации сигнала функцией, состоящей из двух экспонент.

3.4 Параметры оценки эффективности PSD-анализа

В статье [47] авторы приводят коэффициент качества разделения событий по параметру Б40, который выражается формулой (1.7), описанной в разделе 1.4.

Л. =

f!a fj„y

+ ^7

Данная формула представляет собой довольно универсальный метод определения качества возможности разделения двух распределений Гаусса. Коэффициент d может быть использован для относительной оценки качества применяемого PSD анализа.

В данной работе, помимо коэффициента d, автор использует также другой метод оценки эффективности PSD-анализа. Основной задачей физических экспериментов является разделение по форме сигнала событий из области интереса (в основном при взаимодействии ядер отдачи Ar с рабочим веществом детектора) от гамма-фона. Отклик от взаимодействия а-частиц с аргоном бли-

зок по своим характеристикам к отклику от взаимодействия ядер отдачи с рабочим веществом [61]. Поэтому в представленном анализе исследуется влияние концентрации ксенона на форму сигнала от а-частиц.

В процессе анализа строилось распределение параметра F40 и определялись параметры аппроксимирующей функции (см. проекцию параметра F40 на рисунке 3.5 справа). Определялось такое значение f параметра F40, при котором доля фоновых 7-событий была бы подавлена по отношению к количеству событий интереса а в 1000 раз на отрезке [f; 1]. Расчеты значения f были произведены в программе Wolfram Mathematica [63]. Чтобы определить искомое значение параметра, рассчитывались площади распределений Гаусса, соответствующие 7

г j-.II г J-.II

и а взаимодействиям на отрезке [f; 1] — S^ и Sa , соответственно. Параметр

—[/ ;1]

f определялся таким образом, чтобы значение функции F(f) = —^ было бы

Sa;

равно 10-3. Доля а-частиц, которая будет равна отношению Sa'1 к полной площади распределения Гаусса, описывающего семейство а—частиц и которая будет отобрана при применении отбора по параметру F40 с полученным значением f, выраженная в процентах, является показателем качества разделения частиц при применении PSD-анализа и будет обозначаться далее, как Qpsd.

3.5 Анализ усредненной формы сигналов

Для построения усредненной формы сигналов необходимо отбирать сигналы с достаточно большой сцинтилляцией, от частиц одного сорта (т.к. формы сигналов для а и 7 различны). Также следует ограничивать диапазон энергий, с которыми отбираются сигналы, для уменьшения зависимости формы сигнала от энергии взаимодействующей частицы [61].

Как видно из спектра, приведенного на рисунке 3.4, взаимодействия 7-квантов с аргоном дают в основном сравнительно небольшие отклики в тестовой камере. В области энергий, соответствующей «-взаимодействиям, как видно из рисунка 3.5, количество взаимодействий для 7-частиц мало. Кроме того, неоднородность отклика тестовой камеры на 7-взаимодействия, может влиять на усредненную форму сигнала. Поэтому для анализа изменения пара-

метров усредненных сигналов в зависимости от конфигурации тестовой камеры и используемой концентрации Хе в аргоне отбирались события, соответствующие а-пику. Для этого использовался отбор событий по суммарной площади сигнала и, если это было возможно, по форме сигнала (см., например, рисунок 3.5).

Для получения количественных характеристик усредненных форм сигналов использовалась аппроксимация полученных форм функциями, определяющими интенсивность эмиссии света в чистом жидком аргоне или в смеси жидкого аргона с ксеноном.

Для чистого аргона, функция аппроксимации усредненного сигнала представляет собой сумму двух экспонент, определяемых распадами синглетных и триплетных возбужденных состояний, что соответствует быстрой и медленной компонентам (формула 1.5):

r(t) = he(-t/Tf ) + I2e(-t

где Tf и Т — времена спада быстрой и медленной компоненты (что для чистого аргона соответствует временам жизни синглетных и триплетных возбужденных состояний, соответственно), а 1\ и 12 — относительные интенсивности данных компонент, соответственно.

Принимая в расчет модель переноса возбуждения, предложенную S. Kubota (1.6), а также согласно ранее опубликованным результатам [11; 12], форма усредненного сигнала при наличие примеси ксенона в жидком аргоне должна выражаться формулой:

r(t) = he-t/Tf + I2e-/T - he~t/Td, (3.1)

где ii, I2, — константы, определяющие соотношение трех компонент, Tf и Ts — времена спада быстрой и медленной компоненты, Tg — характерное время переноса возбуждения от аргона к ксенону.

Вообще говоря, соотношение (3.1) справедливо лишь в том случае, если процесс переноса возбуждения идет только для триплетных состояний [16] (например при малых концентрациях Хе в LAr), или константа скорости переноса для триплетных и сингетных состояний одинакова [11]. В случае, если констан-

та переноса возбужденных состояний для синглетных состояний отличается от константы для триплетных состояний, как было предсказано в работе [52], уравнение (3.1) должно быть преобразовано в уравнение вида:

г(г) = Ье-^ + 12е-г/Та - Тзе-№ - (3.2)

Где Т^ц и — характерные времена переноса возбуждения для быстрой и медленной компонент соответственно.

3.6 Анализ эффективности регистрации света

Т.к. во всех сеансах набора данных в качестве одного из источников ионизирующего излучения использовался квазиточечный моноэнергетический «-источник, 241 Ат, расположенный в одном и том же месте, то для оценки эффективности регистрации света использовалось положение среднего значения распределения Гаусса, описывающего отклик тестовой камеры на данный источник.

Глава 4. Результаты анализа данных

4.1 Результаты исследований пленочных переизлучателей 4.1.1 Проверка работоспособности переизлучателей нового типа

Одним из направлений работ автора по поиску эффективных способов переизлучения сцинтилляционного света в жидком аргоне было исследование переизлучателя нового типа. В ходе совместных работ с Лабораторией структуры полимерных материалов института синтетических полимерных материалов им. Н.С. Ениколопова РАН автор исследовал эффективность работы переизлучателей на основе нано-структурированного органического люминофора (NOL) в жидком аргоне. Этот переизлучатель показал высокую эффективность переизлучения света в жидком ксеноне [38], у которого длина волны сцинтилляции жидкого ксенона составляет ^175 нм, однако для меньших длин волн данный материал до сих пор не тестировался.

Также исследовались возможность повысить адгезионные свойства переизлучателей на основе ТФБ, встроив молекулы ТФБ в силикон. Данный метод помог бы решить проблему нанесения ТФБ на различные поверхности, а также устранил бы возможность растворения ТФБ в жидком аргоне.

Образцы с новыми типами переизлучателей исследовались в среде жидкого аргона в тестовой камере в ИТЭФ, а также при помощи вакуумного моно-хроматора, расположенного в лаборатории Oak Ridge (США).

Ни один из образцов не показал существенной эффективности переизлучения света на длине волны ^128 нм. Таким образом, ни NOL, ни ТФБ встроенный в силикон не могут быть использованы для переизлучения света в детекторах на основе жидкого аргона. В настоящий момент исследования по данному направлению продолжаются.

4.1.2 Эффективность различных переизлучателей на основе ТФБ

В ходе работы с нейтринным детектором на основе LAr, CENNS-10, в рамках эксперимента COHERENT [1; 2] возникла необходимость повысить эффективность регистрации света. В первоначальной конфигурации детектора переизлучение сцинтилляции LAr происходило на внутренних стенках акрилового цилиндра, ограничивающего рабочий объем, покрытого ТФБ, растворенного в дихлорметане при помощи аэрозольного напыления (далее данный метод будем называть «метод покраски») [2]. Эффективности регистрации света (0.6 фотоэлектронов на кэВ) оказалось недостаточно для наблюдения процесса УКРН.

Для повышения эффективности регистрации света в детекторе CENNS-10 был проведен комплекс исследований, включающий изучение образцов в тестовой камере ИТЭФ. Было изготовлено несколько образцов пленочных переизлучателей на основе ТФБ: один образец был изготовлен методом вакуумного осаждения ТФБ на акриловый диск и имел толщину слоя 0.2 мг/см2, также 4 образца с различной толщиной слоя ТФБ были изготовлены при помощи метода покраски.

На рисунке 4.1 показан результат измерений относительной эффективности регистрации света для различных конфигураций тестовой камеры: синие точки соответствуют образцам ТФБ, изготовленным методом покраски, оранжевая точка — методом вакуумного осаждения. В нашем случае, в качестве такой эффективности принималось отношение положения а-пика, полученного при исследуемой конфигурации тестовой камеры к положению а-пика, полученного при отсутствие каких либо переизлучателей в тестовой камере (ФЭУ-181 способен регистрировать прямой свет от сцинтилляции аргона). Было показано, что эффективность метода вакуумного осаждения в ~1.6 раза превышает используемый метод покраски. Применение метода вакуумного осаждения в совокупности с комплексом других мер, использованных в детекторе CENNS-10 при его модернизации, позволило повысить эффективность регистрации света в ^8 раз [2].

На рисунке 4.1 также приведены результаты измерения эффективности регистрации света при добавлении небольшого количества Хе ^200 ppm в жид-

0,7

0,6 ¡о 0,5

и

0

1 0 4

СО

S Ii 0,3

-е--е™ 0,2

од о

О 0,2 0,4 0,6 0,8 1

Толщина ТФБ, мг/см2

Рисунок 4.1 — Эффективность регистрации света для различных образцов с ТФБ в чистом аргоне, изготовленных методом вакуумного осаждения (оранжевая точка) и методом покраски (синие точки), и для комбинированных способов переизлучения света (зеленые точки).

кий аргон при одновременном использовании образцов с ТРВ (зеленые точки). Как видно из приведенного графика, при добавлении Хе в LAr в небольшой концентрации (^200 ppm), эффективность регистрации света увеличивается в 1.7 - 1.9 раз.

Увеличение эффективности регистрации наблюдают все группы, занимающиеся изучением примеси Хе в LAr. Однако получаемые значения различны: от ^20% [11] до ^100% в работах коллаборации DUNE (на данный момент результаты представлены на конференции [64] но до сих пор не опубликованы).

С увеличением концентрации, как и в других исследованиях, также наблюдается рост эффективности регистрации сцинтилляции. Возможно, данный эффект частично связан у уменьшением времени жизни медленной компоненты и, как следствие, увеличением вероятности регистрации фотонов как кластеров, а не как одиночных фотонов. Также меньшему количеству фотонов удается избежать регистрации на хвосте сигнала за пределами окна записи (4 мкс в нашем случае), из-за того, что событие становится короче. В связи с тем, что добавление ксенона в жидкий аргон увеличивает эффективность регистрации сцин-

тилляционных фотонов, как в случае использования ТФБ, так и без него (как будет показано ниже), но с использованием фотоприемника, чувствительного к длине волны излучения Хе (175 нм), наша дальнейшая работа была сконцентрирована на исследовании переизлучающих свойств ксенона в качестве добавки в жидкий аргон.

4.2 Хе в качестве переизлучателя в LAr

Малыми будем условно называть концентрации ниже 300 ppm по массе. Согласно предыдущим работам [11; 12] и др., в этой области при увеличении концентрации ксенона достаточно сильно меняются параметры сцинтилляции смеси. К концу диапазона, как сообщают авторы указанных работ, большинство параметров перестают сильно меняться и выходят на константные значения.

Предполагается, что таких концентраций Хе не достаточно для того, чтобы быстрая компонента аргона передавала возбуждение молекулами Хе. С ростом концентрации растет вероятность взаимодействия синглетных состояний Ar с молекулами Хе. Согласно работе A. Hitachi [52] при концентрациях ^200 ppm вероятность передачи возбуждения в результате столкновений синглетных состояний с атомами Хе сравнивается с вероятностью распада синглетных состояний, при этом, как показывает A. Hitachi в своих расчетах, константа переноса возбуждения в этих столкновениях в 3 раза больше, чем константа переноса для триплетных состояний. Большими будем условно называть концентрации Хе более 300 ppm.

4.2.1 Экспериментальная демонстрация отсутствия переизлучения быстрой компоненты при малой концентрации Хе в ЬАг

Чтобы экспериментально показать, что быстрая компонента не переизлучается ксеноном при небольших концентрациях в жидком аргоне, было прове-

дено два сеанса измерений с одной и той же концентрацией Хе (^200 ppm): при наличии ЕЯ-фильтра между рабочим объемом и ФЭУ и при его отсутствии. Поскольку ЕЯ-фильтр непрозрачен для длин волн < 150 нм, то при его использовании будет регистрироваться только свет, переизлученный ксеноном с длиной волны 175 нм. В отсутствие фильтра регистрируется как свет, излученный возбужденными состояниями аргона (т.к. ФЭУ-181 чувствителен к длинам волн вплоть до 115 нм), так и переизлученный ксеноном.

На Рисунок 4.2 представлены усредненные формы сигналов, полученные в экспериментах с использованием ЕЯ-фильтра (красная линия) и без него (синяя линия). Видно, что в тестах с фильтром быстрая компонента полностью отсутствует. Медленная компонента в том и другом случае имеет практически одинаковую форму (присутствие относительно небольшого «звона» на синей кривой обусловлено работой электроники и вызвано наличием большого импульса в начале сигнала, произведенного быстрой компонентой). Небольшие различия амплитуд медленной компоненты вызваны небольшим поглощением света в ЕЯ-фильтре. При этом, временные характеристики медленной компоненты представленных усредненных сигналов совпадают: 97 ± 3 нс при использовании фильтра и 95 ± 4 нс без него.

Т, не

Рисунок 4.2 — Усредненные формы сигналов, полученные в двух сеансах набора данных: красная кривая — с использованием фильтра из плавленного кварца, синяя — без фильтра.

Таким образом, можно сделать вывод, что при малых концентрациях ксенона переизлучения быстрой компоненты сцинтилляции жидкого аргона не про-

исходит. Насколько известно автору, такое экспериментальное подтверждение представлено и опубликовано впервые: [19].

4.2.2 Переизлучение быстрой компоненты ЬЛг при большой

концентрации Хе

Для экспериментальной проверки того, что при больших концентрациях ксенона синглетные состояния Аг* передают возбуждение атомам Хе были проведены эксперименты с последовательным добавлением Хе в ЬЛг до концентраций порядка 3000 ррт. Во всех сеансах измерений использовался фильтр из плавленного кварца, расположенный между ФЭУ и рабочим объемом для регистрации фотонов с длиной волны > 150 нм, что позволяет регистрировать исключительно переизлученный ксеноном сцинтилляционный свет. Поскольку тефлон является эффективным отражателем для фотонов с длиной волны 175 нм, во всех экспериментах использовался тефлоновый вытеснитель с гладкими стенками для увеличения количества зарегистрированных фотонов переизлученной ксеноном сцинтилляции.

Основным результатом данного исследования стало первое экспериментальное подтверждение переизлучения быстрой компоненты сцинтилляции ЬЛг ксеноном (см. рисунок 4.3).

Для экспериментальной проверки того, что фильтр из плавленного кварца не пропускает сцинтилляционный свет жидкого аргона, было произведено измерение с чистым аргоном (рисунок 4.3, верхний ряд). Как видно из данного рисунка, были зарегистрированы сигналы малой площади с усредненной формой сигнала, представленной синим цветом на правой части рисунка 4.3. Т.к. в данном сеансе невозможно провести отбор по форме сигнала, что видно из представленного РБЭ-распределения, то в усредненную форму сигнала отбирались практически все события. Пик в начале усредненной формы является артефактом процедуры усреднения сигналов. Данный факт подтверждается сравнением усредненной формы сигнала для данных, набранных в чистом аргоне (синим цветом), с усредненной формой сигналов, набранных в вакууме (красным

Рисунок 4.3 — Улучшение разделения сигналов от частиц разного сорта по форме импульса (левый столбец) и изменение усредненной формы сигнала (правый столбец) с увеличением (сверху вниз) концентрации Хе в смеси аргона с ксеноном в тестах с использованием фильтра из плавленного кварца (РБ); каждый ряд соответствует концентрации Хе, приведенной слева; Р40 - параметр разделения (см. текст); ФЭ - площадь сигнала в фотоэлектронах.

цветом). Из данного сравнения видно, что данный пик по форме и амплитуде практически в точности совпадает с усредненными шумами ФЭУ. Поэтому данный пик не следует ассоциировать с быстрой компонентой сигнала. На основании вышеизложенных фактов можно сделать вывод, что ЕЯ практически не пропускает свет от сцинтилляции аргона. Однако используемый чистый аргон может быть загрязнен небольшой примесью ксенона или азота на уровне 1-2 ррт, что обуславливает наличие одиночных фотоэлектронов в области медленной компоненты и обеспечивает вид усредненной формы сигнала в этом случае. Подобное загрязнение аргона не вносит или вносит пренебрежимо малый вклад в наблюдаемые распределения и усредненные формы сигналов.

При малых концентрациях Хе, как было показано выше, быстрая компонента сцинтилляции ЬЛг не переизлучается. Во втором ряду рисунка 4.3, который соответствует концентрации 250 ± 30 ррт Хе, можно видеть, что альфа и гамма события неразличимы по форме сигнала в области энергий, соответствующих положению пика альфа-частиц. Усредненная форма сигнала в этом случае является колоколообразной и обусловлена двумя процессами: переносом возбуждения от Аг2 к атомам Хе, формированием возбужденных молекул Хе2 и их последующим распадом с испусканием фотона. В случае отсутствия переизлучения быстрой компоненты, модель (3.1) должна быть преобразована:

г = 11 е-г/т° - 12, (4.1)

где Т8 и — времена распада и переноса для медленной компоненты соответственно, а 1\ и 12 их интенсивности. Стоит отметить, что возбужденный димер (АгХе)* может распадаться с испусканием инфракрасного фотона, как было показано в работах [12; 15], однако, ФЭУ-181 не чувствителен к инфракрасной области света, поэтому в нашей работе данный свет не регистрировался.

Дальнейшее увеличение концентрации Хе до 590 ± 75 ррт (третий ряд на рисунке 4.3) приводит к изменению усредненной формы сигнала. Оба семейства событий (альфа и гамма) сдвигаются к более высоким значениям параметра разделения Е40, различие между ними становится более заметным. Эти два явления объясняются появлением эффекта переизлучения быстрой компоненты сцинтилляции ксеноном.

Когда концентрация Хе превышает 1000 ррт (нижний ряд рисунка 4.3), семейства альфа и гамма событий становятся хорошо различимы на диаграмме разброса Р40 - количество зарегистрированных ФЭ. На усредненной форме сигнала начинают четко различаться быстрая и медленная компоненты. В данном случае для описания формы сигнала должны применяться все четыре члена модели (3.2): два члена, описывающие передачу возбуждения для быстрой и медленной компоненты, и два члена, описывающие их последующий распад.

Дальнейшее увеличение концентрации значительно не меняло полученные параметры. Насыщение было достигнуто при концентрации ~ 1700 ррт. Мы предполагаем, что при этой концентрации весь сцинтилляционный свет ЬЛг захватывается и переизлучается Хе. Данный факт согласуется со спектрометрическим исследованием, приведенном в работе [12].

4.2.3 Усредненная форма сигнала при большой концентрации Хе

При большой концентрации Хе в аргоне был проведен сравнительный анализ для следующих конфигураций тестовой камеры: при концентрации Хе ^2900 ррт без фильтра и ТФБ, при концентрации Хе ^1800 ррт с РБ фильтром, при концентрации Хе ^2300 ррт с образцом ТФБ. Детального изучения параметров сцинтилляции при других концентрациях в во всех трех конфигурациях не проводилось. Усредненные формы сигнала, полученные в этом анализе приведены на рисунке 4.4. Синяя и фиолетовая линии соответствуют конфигурации тестовой камеры с фильтром из плавленого кварца и концентрациями Хе ^1800 и ^2900 соответственно. Усредненные формы сигналов в этом случае практически одинаковые. Это отражает тот факт, что процесс переизлучения достиг насыщения при этой концентрации. Две другие формы сигнала, отображенные красной и черной линиями, были получены без фильтра из плавленного кварца, но с применением наилучшего ТФБ образца (^2300 ррт Хе), и при прямом детектировании (^2900 ррт Хе), соответственно. Формы сигналов в этих двух случаях очень похожи: в обоих случаях регистрируются свет, излученный в ВУФ диапазоне. Интенсивность сцинтилляции в случае применения ТФБ об-

.....................................

~жг

л' \

...........ч\............

7 ^^у.

—

...................................

—

г::::::::::::::::::::::::::::::::::::::::

1111 , , , , , , , , , , , , 1111

О 100 200 300 400 500

Т, нс

Рисунок 4.4 — Усредненные формы сигнала для различных конфигураций тестовой камеры и больших концентраций Хе: без фильтров и образцов, ^2900 ppm Хв (черная линия); Е8 фильтр, ^1800 ppm Хв (синяя линия) и ^2900 ppm Хв (фиолетовая линия); образец с ТФБ, ^2300 ppm Хв (красная линия).

разца меньше примерно в 2.7 раз, что обусловлено, в основном, изотропным переизлучением света в ТФБ.

В этом тесте ожидалось увидеть, что все формы сигналов будут одинаковыми, т.к. при этих концентрациях процесс переизлучения света достиг насыщения. В этом случае все первоначальные возбужденные состояния Аг должны передать возбуждение атомам Хе, и весь свет должен быть излучен на длине волны 175 нм, что больше длины волны обрезания фильтра из плавленого кварца. Тем не менее, видно, что формы сигналов отличаются: в случае отсутствия фильтра из плавленого кварца, относительный вклад медленной компоненты существенно больше.

Данный факт можно объяснить наличием составляющей сцинтилляции с длиной волны меньше ^160 нм. Такой составляющей могло бы быть излучение с длиной волны ^147 нм от возбужденного димера (АгХе)*, который образуется в ходе передачи возбуждения от триплетных состояний аргона атомам ксенона. Хотя в работе [12] было показано, что данная составляющая исчезает при большой концентрации Хе, в другом исследовании (см. рисунок 14 в работе [15]) было показано, что данная составляющая сохраняется в газообразной смеси до

концентраций Хе около 1%. Чтобы выяснить причину расхождения усредненных форм сигналов в приведенных случаях, требуется дополнительное исследование с различными фильтрами, вырезающими определенные области спектра, что выходит за рамки данной работы.

4.2.4 Параметры сцинтилляционного сигнала

Параметры сцинтилляционных сигналов определялись на всем диапазоне концентраций Хе в жидком аргоне. Для этого усредненные формы сигналов для альфа-событий аппроксимировались моделями световыхода, соответствующими различным концентрациям Хе. В таблице 1 приведены все концентрации, для которых проводились измерения и модели световыхода, которые использовались для каждого случая. На рисунке 4.5 приведены примеры аппроксимации усредненных форм сигналов.

Таблица 1 — Условия проведения измерений и соответствующие модели аппроксимации; буквы а, б, в, г соответствуют моделям, используемым при аппроксимации, см. пояснение в подписи к рисунку 4.5.

Хе, ррт Фильтр Метод Формула

0 ± 1 - (а) (1.5)

10 ± 5 РБ (в) (4.1)

70 ± 20 ТФБ (б) (3.1)

200 ± 20 - (б) (3.1)

250 ± 30 РБ (в) (4.1)

400 ± 40 РБ (в) (4.1)

590 ± 75 РБ (г) (3.2)

1170 ± 120 РБ (г) (3.2)

1800 ± 180 РБ (г) (3.2)

2920 ± 270 РБ (г) (3.2)

В эксперименте с чистым аргоном использовалась модель, состоящая из двух экспонент, представляющих распады быстрой и медленной компонент (1.5), поскольку в этом случае присутствуют только процессы девозбуж-дения синглетного и триплетноного состояний возбужденных молекул (рисунок 4.5(а)). Для аппроксимации форм сигналов, полученных при малых концен-

X не X не

Рисунок 4.5 — Примеры аппроксимации усредненной формы сигнала, полученной при различных концентраций Хе и условиях измерений: а) прямое детектирование, чистый аргон; б) прямое детектирование, ^200 ppm Хе, 3-компонент-ная модель; в) ЬБ фильтр, ^250 ррт Хе, 2-компонентная модель; г) ЬБ фильтр, ~1170 ррт Хе, 4-компонентная модель. Красная сплошная линия — суммарная аппроксимация; синяя и зеленая штриховые линии соответствуют быстрой и медленной компонентам сцинтилляции, соответственно; на рисунке (Ь) полная аппроксимация представлен только медленной компонентой.

трациях Хе и с регистрацией света во всем ВУФ диапазоне (непосредственно с помощью ФЭУ-181 или с использованием ТФБ), была использована модель, состоящая из трех членов (3.1) (рисунок 4.5(б), красная сплошная линия), поскольку быстрая компонента сцинтилляции не переизлучается, однако в данной конфигурации может быть зарегистрирована напрямую. Вклады от быстрой (11е—г/Т!) и медленной (12г—1/Та — 13е-1/Тйа) компонент показаны синей и зеленой штриховыми линиями, соответственно.

Для описания усредненной формы сигнала в измерениях при малых концентрациях Хе с использованием фильтра из плавленого кварца применялась упрощенная двух-компонентная модель (4.1): 11е—1/Та —12е—1/Тйа (рисунок 4.5(в)), описывающая только медленную компоненту. Быстрая компонента в этом случае не видна, т.к. фильтр не прозрачен для света с длиной волны 128 нм. При больших концентрациях (также с использованием фильтра из плавленого кварца) использовалась четырех-компонентная модель (3.2) для описания усредненной формы сигнала (рисунок 4.5(г), красная сплошная линия). В этом случае, передача возбуждения атомам Хе с их последующей релаксацией происходит для обеих компонент сцинтилляции, быстрой и медленной. Вклад быстрой (11е—— 13е—ь/т^) и медленной (12е—г/Та — 14е—г/Таа) компонент показан синей и зеленой штриховыми линиями, соответственно.

Заметим, что на время нарастания сигнала влияет не только процесс передачи возбуждения от атомов аргона атомам ксенона, но также собственное время нарастания ФЭУ и неопределенность в выборе начала сигнала при усреднении. Эти эффекты были оценены и добавлены в качестве дополнительной систематической ошибки результата.

Времена жизни быстрой и медленной компонент сцинтилляции в зависимости от концентрации Хе в жидком аргоне приведены на рисунке 4.6 вместе с результатами других групп [11; 16]. Для быстрой компоненты (рисунок 4.6, слева) наши измерения совпадают с результатами предыдущих измерений, которые имеют данные только до 200 ррт Хе. Согласно нашим измерениям, время жизни быстрой компоненты остается постоянным на протяжении всего исследуемого диапазона концентраций Хе.

С наибольшей точностью было измерено время жизни медленной компоненты (рисунок 4.6, справа). Результаты совпали в пределах ошибок с результа-

Рисунок 4.6 — Времена жизни быстрой (слева) и медленной (справа) компонент сцинтилляции в зависимости от концентрации Хе.

тами предыдущих измерений во всем диапазоне концентраций Хе. Подтверждена степенная зависимость времени жизни медленной компоненты от концентрации Хе в диапазоне 0 - 300 ppm Хе. Также было обнаружено, что время жизни медленной компоненты выходит на константное значение ^85 нс при больших концентрациях Хе.

Зависимость временных параметров переноса возбуждения для быстрой и медленной компонент от концентрации Хе представлена на рисунке 4.7. Недостаточное временное разрешение и шум электроники приводят к большим ошибкам величин Т^ и при больших концентрациях Хе. Из данного рисунка видно, что добавление четвертого члена в модель эмиссии света (независмого члена, отвечающего за передачу возбуждения для быстрой компоненты сцинтилляции), позволяет сохранить степенное поведение параметра при больших концентрациях Хе. Результат предыдущих измерений [11] (для нейтронов и гамма событий) в области 1000 ppm Хе давал отклонение от степенного закона практически в 2 раза.

Для концентраций Хе в интервале 500 - 1200 ppm была впервые рассчитана константа переноса для быстрой компоненты: к (г) = ^щщ = О.9-0'Ц1 • 10-11 см3/с, где Т^ — время переноса возбужденного состояния, а [М] — концентрация Хе. В пределах ошибок данная величина близка к предсказанной теоретически в работе [52]: к (г) = 3.3 ■ 10-11 см3/с.

Заметим, что среднее значение времени переноса возбуждения для быстрой компоненты Т^ (^7 нс) практически совпадает со временем жизни быстрой компоненты. В этом случае значительная часть возбужденных синглетных со-

1 ю 100 юоо Xe, ppm

Рисунок 4.7 — Временные параметры переноса возбуждения Tdf и Tds в зависимости от концентрации Хе.

стояний LAr должна распадаться, испуская свет с длиной волны 128 нм, прежде чем они бы успели передать возбуждение атомам Хе. Эта часть быстрой компоненты не была бы зарегистрирована с использованием фильтра из плавленого кварца, но должна проявляться при измерениях с использованием ТФБ или при прямом детектировании, однако этого не было обнаружено (см. рисунок 4.4). Также это бы противоречило насыщению процесса передачи возбуждения, которое было достигнуто при больших концентрациях Хе.

Хотя ошибки, полученные для значений Tdf не исключают значений 1-2 нс (см. рисунок 4.7), автор дополнительно проверил две гипотезы, которые могли бы объяснить систематический сдвиг значений Tdf в большую сторону. Во-первых, была произведена оценка систематических ошибок различной природы. Например, наличие шума электроники или неопределенность в выборе начала сигнала при усреднении могут изменять форму усредненного сигнала и увеличивать значение Tdf. Для оценки этой гипотезы был применен другой способ поиска начала сигнала, основанный на поиске превышения сигналом четверти максимальной амплитуды сигнала, однако это не привело к значительному изменению усредненных форма сигнала. Во-вторых, данный эффект может быть вызван неполнотой модели, описывающей эмиссию света при больших концентрациях Хе (3.2). Она была основана на модели, предложенной C.G. Wahl et

а1 [11], где члены, отвечающие за распад возбужденных состояний Хе, были опущены из-за их сравнительно короткого времени жизни как для быстрой, так и для медленной компоненты (4 и 27 нс [8]). Данный подход может быть неприменим для больших концентраций Хе, когда времена переноса возбужденных состояний становятся сравнимы с временам распада возбужденных состояний Хе. Чтобы проверить это, была применена расширенная модель эмиссии света с добавленными членами, отвечающими за распад возбужденных состояний Хе. Однако никакой существенной разницы с 4-компонентной моделью не было обнаружено. Таким образом мы подтвердили, что 4-компонентная модель может быть использована в нашем случае.

Спекулятивное, но вполне возможное объяснение данному отклонению, заключается в том, что передача возбуждения быстрой компоненты может происходить не только в ходе столкновений атомов, но и прямым возбуждением атомов Хе фотонами с длиной волны 128 нм:

Аг*(12+) ^ 2Аг + Ъи(128 нм) Хе + Ъи(128 нм) ^ Хе* Хе* + Хе ^ Хе2С'3£+) Хе^1'3^) ^ 2Хе + Ъи(175 нм)

Согласно исследованиям [50; 65], данный процесс возможен (см. также энергетические уровни возбужденных состояний аргона и ксенона на рисунке 1.4, который взят из работы [51]). В этом случае передача возбуждения от Аг^(12+) к Хе2(1,3£+) должна иметь примерно такие же временные характеристики, как и распад Аг*(12+). В этом случае значение Т^ должно совпадать со временем распада быстрой компоненты, что соответствует полученным результатам. Этот механизм переноса энергии для быстрой компоненты может также объяснить относительное увеличение интенсивности медленной компоненты в измерениях с ТФБ или при прямом детектировании (см. выше раздел 4.2.3). Действительно, если для быстрой компоненты передача возбуждения происходит под действием данного механизма, то димер (АгХе)* для быстрой компоненты не образуется. Поэтому, если данный димер вносит вклад в эмиссию света, то количество зарегистрированного света может увеличиться только для медленной компоненты

(4.2)

800

гп

^ 600

400

200

1000

-А

# щ

А РБ

• • ТФБ ■ Без образца

2000

3000 Хе, ррт

0,43

<

0,38

3 0,33 1=

0,28 0,23 0,18

• А РБ • ТФБ ■ Без обраа

# ца

4

|—А

1000

2000

3000 Хе, ррт

Рисунок 4.8 — Зависимость положения альфа-пика (слева) и относительного энергетического разрешения (ПШПМ/А) (справа) от концентрации Хе; красные треугольники — с фильтром из плавленого кварца (РЯ); зеленые круги — с ТФБ образцом; синие квадраты — измерения без каких-либо фильтров или образцов перед ФЭУ.

без использования РЯ фильтра. Для проверки данной гипотезы требуются более сложные спектрометрические исследования эмиссии света смесью аргона с большой концентрацией ксенона, что выходит за рамки данной работы.

Помимо временных характеристик были исследованы и другие параметры сцинтилляционного сигнала. При росте концентрации Хе, увеличивается световыход, а также улучшается относительное энергетическое разрешение детектора (отношение ПШПМ, ширины на половине максимума распределения величин сигнала, к среднему значению А; см. рисунок 4.8). Данные результаты не являются новыми и полностью соответствуют предыдущим исследованиям [11; 47; 51]. Согласно нашим измерениям, световыход выходит на насыщение при концентрации Хе, при которой быстрая компонента оказывается полностью переизлученной ксеноном.

4.2.5 Качество разделения событий по параметру Е40

В ходе измерений с фильтром из плавленого кварца было установлено, что с увеличением концентрации Хе в жидком аргоне происходит улучшение возможности разделения типов частиц по форме сигнала (см. рисунок 4.3).

Рисунок 4.9 — Зависимость параметров качества разделения частиц по форме сигнала QpsD (слева) и d (справа) от концентрации Хе.

Синие квадраты — измерение без образцов и фильтров перед ФЭУ; зеленые круги — с ТФБ образцом; красные треугольники — с фильтром из плавленого кварца (РЯ).

Зависимость параметров качества разделения частиц ^рэб и d, см. выше, раздел 3.4) от концентрации Хе приведена на рисунке 4.9. Результаты, полученные с применением фильтра из плавленого кварца (рисунок 4.9, красные треугольники), демонстрируют, что возможность разделения типов частиц по форме сигнала строго коррелирует с наличием быстрой компоненты в сцин-тилляционном сигнале. Эта зависимость не была обнаружена в исследованиях других групп вследствие применения ТФБ совместно с добавлением Хе.

Измерения с ТФБ образцом (без РЯ фильтра; рисунок 4.9, зеленые круги) демонстрируют уменьшение разделяющей способности по форме сигнала при уменьшении концентрации Хе. Данный факт согласуется с полученными ранее результатами [11]. В то же время мы не обнаружили уменьшения разделяющей способности при концентрациях Хе > 300 ррт, как было предсказано в работе [47]. Уменьшение разделяющей способности при малых концентрациях Хе не такое сильное, как в случае применения фильтра из плавленого кварца, т.к. быстрая компонента частично переизлучается ТФБ. В чистом аргоне параметры ^рбв и d восстанавливают свои значения, т.к. в этом случае нет передачи энергии от синглетных (х ) и триплетных (3) возбужденных состояний Лг2 атомам Хе.

Время от начала сеанса,

Рисунок 4.10 — Результаты измерений времени жизни медленной компоненты в течение непрерывного длительного сеанса.

Также было обнаружено, что при концентрации Хе ^1000 ppm оба параметра качества разделения частиц по форме сигнала достигают наилучших значений среди всех измерений и выходят на насыщение.

4.2.6 Стабильность параметров смеси в длительных сеансах

измерений

Стабильность параметров смеси ЬЛг + Xe во времени очень важна для длительных экспериментов.

Для контроля стабильности смеси при малых концентрациях Хе (^250 ррт) в ЬЛг в течение длительного времени, был проведен непрерывный сеанс измерений продолжительностью около 31 часа. Т.к. в случае изменения концентрации меняется время жизни медленной компоненты, стабильность смеси оценивалась по измерениям данного параметра. Результат проведенных измерений представлен на рисунке 4.10.

Как видно из приведенного графика, время жизни медленной компоненты в пределах ошибок не меняется на протяжении всего длительного сеанса измерений. Данный результат опубликован [19] и демонстрирует стабильность смеси аргона с ксеноном в малых концентрациях. Стоит отметить, что после опубликования нашей статьи, независимые измерения были произведены независимой группой исследователей [46], которые подтвердили наши измерения.

Некоторые авторы отмечают, что для больших концентраций Хе в LAr, ксенон может смораживаться в кластеры, и таким образом уменьшать эффективную концентрацию примеси Хе [45; 50]. С другой стороны, в [49] авторы сообщают о хорошей растворимости Xe в LAr в концентрациях до нескольких процентов. Несмотря на то, что в наших экспериментах поддерживалось повышенное давление и температура LAr (на уровне ^94 K), что может снижать вероятность образования подобных кластеров [49], было решено протестировать стабильность смеси при большой концентрации Хе в LAr.

Чтобы проверить долговременную стабильность смеси при больших концентрациях Хе, был произведен 54-часовой непрерывный набор данных при концентрации Xe 2920 ± 270 ppm. Как показано выше, существует несколько параметров (время распада быстрой и медленной компоненты и положение семейства альфа-событий на графике PSD), которые сильно зависят от концентрации Xe в LAr. Временное поведение параметров TSeff, Tfeff, F40 изображено на рисунке 4.11. Времена распада быстрой Tfeff и медленной TSeff компонент, представленные на рисунке 4.11, были получены по упрощенной процедуре аппроксимации (обозначаются как eff по этой причине) вместо 4-параметриче-ской модели (3.2). Была применена аппроксимация с одной экспонентой к соответствующим областям усредненного сигнала. Это объясняет, почему значение Tfeff, показанное на рисунке 4.11, значительно выше, чем значение, полученное при 4-параметрической аппроксимации. Этот подход проще, и имеет большую чувствительность к изменениям концентрации Xe, потому что 4-параметриче-ская модель не обладает какой-либо чувствительностью к изменениям в области быстрой компоненты с увеличением концентрации Xe, как показано в разделе 4.2.4.

В случае агрегации или вымораживания Xe на стенках детектора значение Ts должно со временем увеличиваться в соответствии со степенным законом,

начала сеанса,

Рисунок 4.11 — Параметры Т8е^, и ^40 (слева направо) в течение длительного сеанса измерений.

представленным на рисунке 4.6. Однако этот параметр чувствителен к изменению концентрации Xe только ниже 300 ppm. Параметры Tfeff и ^40 очень чувствительны к изменению концентраций Xe в области ^1000 ppm. Действительно, быстрая компонента сигнала затухает с уменьшением концентрации Xe в этой области. В конечном счете, усредненная форма сигнала становится одногорбой при более низких значениях концентрации Xe. Таким образом, следует ожидать увеличения значения Tfeff с уменьшением концентрации Xe в длительном сеансе. Параметр ^40 тесно связан с наличием быстрой компоненты на форме сигнала и, очевидно, должен уменьшаться с уменьшением концентрации Xe. Эти два параметра чувствительны к изменениям концентрации Xe в области ниже ^1500 ppm, поскольку выше этой величины наблюдается насыщение процесса переизлучения.

Мы не наблюдали какого-либо значительного изменения этих параметров в течение 54 часов непрерывного набора данных. К сожалению, мы не имеем возможности проверить концентрацию Xe свыше 1500 ppm во время сеанса. Таким образом, можно сделать вывод, что в течение 54 часов непрерывной работы при ^94 К концентрация Xe в ЬЛг не опускалась ниже 1500 ppm.

4.3 Обсуждение полученных результатов измерений с примесью

Хе в качестве переизлучателя

Результаты, полученные в данной работе, хорошо согласуются с результатами предыдущих исследований для малых концентраций ксенона в аргоне. Было экспериментально показано, что быстрая компонента сцинтилляции ЬЛг не переизлучается атомами Хе. Данный факт уже известен [11; 12], однако подобное экспериментальное подтверждение было проведено впервые, насколько известно автору. Также впервые была показана стабильность смеси с малой концентрацией Хе. Позднее данный результат был подтвержден в других экспериментах [46].

Значения времени спада медленной (Т8) и быстрой (Tf) компонент и временной параметр переноса возбуждений от триплетных состояний аргона атомам Хе (Т^) в области малых концентраций совпадает с предыдущими исследованиями с учетом ошибок [11; 16].

Как и в других работах [45; 64], наблюдается эффект увеличения эффективности регистрации света при добавлении Хе в ЬЛг. Данный эффект пока объяснить не удается, он может быть отчасти связан с уменьшением потерь при регистрации одиночных фотонов на хвостах событий. Тем не менее, эффект увеличения эффективности регистрации света крайне важен для экспериментов, использующих детекторы на основе ЬЛг, в которых требуется повышенная эффективность регистрации света.

Несколько экспериментальных групп сообщают, что наблюдают эффект увеличения качества разделения частиц при применении РБЭ-анализа для данных, полученных с использованием больших концентраций Хе [11; 47]. Однако связывают данный эффект с ростом общей эффективности регистрации света [47], либо заявляют, что не знают причину данного эффекта [11]. Часть исследователей полагает, что при больших концентрациях Хе будет образовывать кластеры, что будет снижать эффективную концентрацию [50]. Также есть группы, которые полагают, что уже при 10 ppm процессы передачи возбуждений от Лг к Хе практически полностью завершены [12]. С другой стороны, имеются теоретические расчеты [52], согласно которым передача возбуждения

от синглетных состояний аргона ксенону должна происходить при концентрации около 200 ррт. Также, существуют эксперименты [49], демонстрирующие достаточно высокую растворимость Хе в ЬЛг до 5% доли Хе по массе. В настоящей работе измерения проводились при повышенном давлении и температуре смеси, как и в [16], что может уменьшать вероятность образования Хе-класте-ров. Мы экспериментально доказали, что Хе переизлучает быструю компоненту при повышенных концентрациях Хе. Согласно нашему исследованию, эффект начинает проявляться при концентрации ^500 ррт по массе. Также было показано, что увеличение качества разделения частиц при помощи РБЭ-анализа достигается при концентрациях более 1000 ррт. По всей видимости, при такой концентрации Хе перехватывает практически полностью все возбужденные состояния аргона. В работах [11; 47], авторы также наблюдают улучшение РБО-разделения. Однако в указанных работах авторы использовали дополнительные переизлучатели, что не позволило наблюдать обнаруженный в данной работе эффект [47]. В работе [11] авторы делают предположение, что синглетные состояния могу передавать возбуждение атомам Хе, однако полагают, что данный процесс идет с той же временной константой. Как было показано в работе [52] данные константы могут различаться в три раза, чем, вероятно, и объясняется отклонение значения константы Т^ для последней концентрации в работе [11] от общего степенного закона.

Впервые была экспериментально получена константа переноса возбуждения для быстрой компоненты, которая в пределах ошибок совпала с предсказанной в работе [52]. Тем не менее, достаточно большое расхождение значений и время переноса возбужденного состояния равное времени жизни быстрой компоненты вызвало необходимость предположить другой механизм передачи возбуждения от атомов аргона атомам ксенона посредством передачи фотона с длиной волны 128 нм.

Также было показано, что смесь с большой концентрацией Хе в аргоне стабильна в течение длительного сеанса измерений, что было продемонстрировано впервые. Данный факт говорит в пользу возможности использования данного метода для смещения длины сцинтилляционного света в ЬЛг-детекторе.

Остался нерешенным ряд вопросов, которые выходят за рамки данного исследования. Необходимо провести эксперимент с различными источниками в

тестовой камере большего размера, показать линейность эффекта в зависимости от энергии ионизирующего излучения, показать однородность распределения Хе в ЬЛг в большом детекторе. Необходимо провести более сложные спектроскопические исследования смесей с большой концентрацией Хе в ЬЛг, т.к. на данный момент неясно, почему различаются формы сигналов полученные в экспериментах с фильтром из плавленого кварца и без него, а также не известен точный механизм передачи возбуждения от синглетных возбужденных состояний аргона атомам ксенона.

Тем не менее, проведенное исследование демонстрирует, что использование данного метода регистрации излучений в нейтринном ЬЛг детекторе (как и в других однофазных детекторах на ЬЛг) принципиально возможно, плюсы и минусы данного метода будут сформулированы в разделе 4.3.

Заключение

В данной работе изучались различные способы переизлучения сцинтил-ляционного света жидкого аргона в более длинноволновую область спектра для регистрации вакуумного ультрафиолета в сцинтилляционных детекторах на жидком аргоне.

В ходе данной работы были протестированы различные типы пленочных переизлучателей в среде жидкого аргона. Было показано, что переизлучатели на основе N01/, а также ТФБ внедренный в силикон не имеют значимой эффективности переизлучения сцинтилляции жидкого аргона. Также были получены важные прикладные результаты при изучении различных образцов ТФБ. На основе этих исследований была проведена успешная модернизация детектора CENNS-10, в ходе которой удалось повысить эффективность регистрации света в ^8 раз [2].

На основании данных, полученных в ходе работ по изучению смеси ЬЛг+Хе, можно сформулировать следующие преимущества и недостатки использования Хе в качестве переизлучателя в ЬЛг (в концентрации, достаточной для переизлучения быстрой компоненты):

Преимущества.

— Не требуются какие-либо дополнительные переизлучатели в случае использования промышленно выпускаемых фотодетекторов, способных регистрировать свет на длине волны 175 нм;

— Хе — благородный газ, поддающийся высокой степени очистки от примесей;

— Хе не деградирует со временем, как некоторые пленочные переизлучатели, например ТФБ;

— Хе равномерно распределен в детекторе, что уменьшает эффекты, связанные с неоднородностью пленочных переизлучателей;

— кроме того, равномерное распределение Хе в больших детекторах может частично обеспечить возможность восстановления коорди-

нат событий, т.к. переизлучение происходит в непосредственной близости от точки взаимодействия;

— свет сцинтилляции Хе эффективно отражается от, например, тефлона, что упрощает выбор отражателей для детектора;

— при добавлении Хе в ЬЛг увеличивается эффективность регистрации фотонов, а также качество разделения различных типов ионизирующего излучения при помощи РБЭ-анализа;

— вследствие уменьшения времени жизни медленной компоненты, уменьшается вероятность наложения сигналов разных событий друг на друга, проще анализировать сигналы, особенно малой величины, состоящие из отдельных фотоэлектронов.

Недостатки.

— Требуются дополнительные элементы газовой системы для смешивания Хе с Лг;

— данный метод возможно использовать только для однофазных детекторов, т.к. в газовой фазе при температуре жидкого аргона Хе имеет пренебрежимо малую концентрацию;

— в ходе циркуляции для очистки газа может меняться эффективная концентрация Хе в рабочей зоне детектора, требуется поддерживать постоянную скорость циркуляции;

— при использовании больших концентраций Хе необходимо учитывать возможный вклад в изучаемые процессы взаимодействий нейтрино (или других частиц) непосредственно на атомах Хе;

— требуется дополнительное изучение данного метода.

Требуется дополнительное изучение.

— Необходимо проверить линейность наблюдаемых эффектов с ростом энергии для различных типов взаимодействий;

— на данный момент окончательно не решен вопрос с растворимостью Хе в ЬЛг, возможно, для обеспечения работы детектора, использующего примесь Хе в качестве переизлучателя, требуется

поддерживать повышенное давление для уменьшения вероятности кластеризации Хе;

— остается до конца неясным механизм передачи возбуждения от синглетных возбужденных состояний ЬЛг атомам Хе, а также различие в формах усредненных сигналов для измерений с фильтром из плавленого кварца и без него. Для прояснения данного вопроса требуются спектрометрические измерения, выходящие за рамки данного исследования;

— требуется проверить работоспособность данного метода в детекторе большого размера.

В данной работе были решены следующие задачи:

1. показано, что при больших концентрациях Хе в ЬЛг, Хе переизлучает не только медленную, но и быструю компоненту сцинтилляции;

2. показано, что при малых концентрациях Хе в ЬЛг, эффективность РЯБ-анализа ухудшается по сравнению с чистым жидким аргоном, однако, с дальнейшим увеличением концентрации Хе эффективность РБО-анали-за вновь улучшалась, а при достижении 1000 ppm, становилась лучше, чем при использовании традиционного переизлучателя на основе ТФБ; показана связь между эффективностью переизлучения быстрой компоненты атомами Хе и ростом качества РБЭ-анализа;

3. определены параметры усредненных сигналов для различных концентраций Хе в ЬЛг;

4. получена на основе экспериментальных данных константа переноса возбуждения от синглетных возбужденных состояний ЬЛг атомам Хе;

5. сформулированы преимущества и недостатки данного метода, а также сформулирована направления развития дальнейшего исследования;

6. показана принципиальная возможность использования данного метода в длительных экспериментах;

7. продемонстрировано увеличение эффективности регистрации фотонов сцинтилляции с помощью данного метода;

8. показано, что при применении больших концентраций Хе в ЬЛг не требуется использования дополнительных переизлучателей, при условии использования чувствительных к длине волны 175 нм фотодетекторов,

однако, использование комбинированного метода переизлучения также возможно, в том числе в случае использования малых концентраций Хе.

Рабочая гипотеза, сформулированная в разделе 1.5 была экспериментально подтверждена: при малых концентрациях Хе в ЬЛг синглетные состояния не успевают передать возбуждение атомам Хе, поэтому наблюдается отсутствие быстрой компоненты в переизлученном свете; при больших концентрациях синглетные состояния начинают передавать возбуждение атомам Хе, наблюдается рост эффективности регистрации быстрой компоненты.

Таким образом, цель исследования достигнута: разработан метод регистрации ВУФ для сцинтилляционного детектора на жидком аргоне при помощи использования примеси Хе в концентрациях ~ 1500 ррт в качестве переизлучателя с дальнейшей регистрацией света с длиной волны 175 нм фотоприемниками, чувствительными к этой длине волны.

Результаты и выводы, полученные в данной работе согласуются с полученными ранее результатами, большинству различий дано объяснение. Также были получены новые экспериментальные данные, которые объясняют наблюдаемые в других работах эффекты и согласуются с теоретическими предсказаниями.

Благодарности

Автор выражает благодарность Акимову Дмитрию Юрьевичу за научное руководство в ходе выполнения данной работы, коллективу лабораторий 205 в ИТЭФ и «ЛЭЯФ» в МИФИ за помощь в выполнении данной работы и обсуждения полученных результатов, коллективу коллаборации COHERENT за стимулирование развития данного исследования.

Хочу поблагодарить коллектив Лаборатории физико-химических исследований ФГУП НТЦ РХБГ ФМБА России, в частности Ф.Ю. Семенова и А.Г. Фомина, за проведенные масс-спектрометрические измерения концентрации Хе в смесях Ar+Хе.

Также хочу выразить благодарность E. Bernard за обсуждения результатов исследований, полученных ранее.

Отдельно хочу поблагодарить РФФИ, при поддержки которого по гранту 16-32-00691 мол_а была выполнена большая часть данного исследования.

Автор благодарен коллективу ИТЭФ и в частности преподавателям аспирантуры за создание научной атмосферы и полученные знания.

Выражаю благодарность автору LaTeX-шаблона для русской кандидатской диссертации и её автореферата, Андрею Акиншину и администрации сайта overleaf.com за помощь в оформлении текста диссертации.

Наконец, хочу выразить благодарность своей семье за поддержку в ходе работы над данным исследованием и диссертацией.

Список сокращений и условных обозначений

ВУФ — Вакуумный ультрафиолет.

CENNS-10 — Детектор на жидком аргоне, используемый для регистрации процесса УКРН на SNS.

WIMP (ВИМП) — Weakly Interacting Massive Particle, гипотетическая слабовзаимодействующая массивная частица темной материи.

УКРН — Упругое когерентное рассеяние нейтрино на атомном ядре.

LAr — Liquid Argon (Жидкий аргон).

WLS — Wavelength shifter (спектросместитель).

ТФБ — Тетрафенил бутадиен.

ФЭУ — Фотоэлектронный умножитель.

SiPM — Silicon photomultiplier.

Хе — Ксенон.

ppm — Part per million (одна часть на миллион).

СМ — Стандартная модель элементарных частиц.

SNS — Spallation neutron source (Импульсный источник нейтронов).

Ar| — Возбужденная молекула аргона.

— Синглетное возбужденное состояние молекулы аргона.

— Триплетное возбужденное состояние молекулы аргона. ПОПОП — Дифенилоксазолил-бензол.

NOL — Наноорганический люминофор. ИК — Инфракрасный диапазон. FS — Плавленный кварц.

RGA — Residual gas analyzer (анализатор остаточных газов)

МСА — Мультиканальный анализатор.

SPE — Однофотоэлектронный сигнал.

Stotai — Полная площадь зарегистрированного сигнала.

PSD — Pulse Shape Discrimination.

Qpsd — Показатель качества разделения частиц при применении PSD-анализа.

ФЭ — Фотоэлектрон.

ПШПМ — Ширина на половине максимума распределения величин сигнала.

Словарь терминов

Пленочный переизлучатель — переизлучатель на основе органических соединений, который при нанесении на оптическую поверхность представляет собой пленку или слой вещества.

Объемный переизлучатель — вещество, переизлучающее сцинтилля-ционный свет, распределенное по всему объему детектора.

Медленная компонента сцинтилляции — часть зарегистрированного излучения сцинтилляции, определяемая временем жизни триплетных возбужденных состояний атомов среды или скоростью передачи возбуждения от этих состояний атомам объемного переизлучателя.

Быстрая компонента сцинтилляции — часть зарегистрированного излучения сцинтилляции, определяемая временем жизни синглетных возбужденных состояний атомов среды или скоростью передачи возбуждения от этих состояний атомам объемного переизлучателя.

Длительный сеанс измерений — измерения, проводимые при помощи тестовой камеры, находящейся при температуре жидкого аргона не менее 24 часов.

Малые концентрации — концентрации ксенона в жидком аргоне менее 300 ppm.

Агрегация ксенона — смораживание ксенона в кластеры льда в среде жидкого аргона.

Тестовая камера — небольшая тестовая камера, на которой были выполнены эксперименты, описанные в данной работе.

Вакуумная рубашка — герметичный объем, образованный между внешним криостатом и рабочим объемом, который может быть как откачан до вакуума, так и заполнен азотом до необходимого давления.

Вакуумная магистраль — часть газовой системы от вентиля У10 до вентиля У11, к которой подсоединены все используемые в данном эксперименте вакуумные насосы.

Газовая магистраль — часть газовой системы, соединяющая рабочий объем с цилиндрическими баллонами, содержащими благородные газы и их смеси. часть газовой магистрали между вентилями V4 и V9

Газовая «гребенка» — часть газовой системы между вентилями V4 и V9, к которой подсоединены все баллоны с благородными газами и их смесями.

Световыход — количество зарегистрированных фотонов в детекторе на единицу энергии, поглощенной рабочим веществом.

Большие концентрации — концентрации ксенона в жидком аргоне более 300 ppm.

Альфа-пик — пик, формируемый на гистограмме площадей зарегистрированных событий, за счет взаимодействия альфа-частиц с жидким аргоном или со смесью жидкого аргона с ксеноном.

Root-файл — файл с расширением .root предназначенный для обработки в среде анализа данных ROOT.

Метод покраски — метод покрытия различных оптических поверхностей ТФБ, растворенным в дихлорметане, при помощи аэрозольного напыления.

Список литературы

1. Tayloe R. The CENNS-10 liquid argon detector to measure CEvNS at the Spallation Neutron Source // Journal of Instrumentation. — 2018. — T. 13, № 04. — C. C04005.

2. First Constraint on Coherent Elastic Neutrino-Nucleus Scattering in Argon / D. Akimov [h gp.]. — 2019. — arXiv: 1909.05913 [hep-ex].

3. Brailsford D. DUNE: Status and Perspectives // arXiv preprint arXiv:1804.04979. — 2018.

4. Martoff C. J. Darkside Status and Prospects // PoS. — 2017. — C. 074.

5. Status of the RED-100 experiment / D. Y. Akimov [h gp.] // Journal of Instrumentation. — 2017. — T. 12, № 06. — C. C06018.

6. Lorenzon W. The LZ Dark Matter experiment // PoS. — 2017. — C. 072.

7. Observation of coherent elastic neutrino-nucleus scattering / A. D [h gp.] // Science. — 2017.

8. Noble Gas Detectors / E. Aprile [h gp.]. — WILEY-VCH Verlag GmbH, Co. KGaA, 2006.

9. Burton W, Powell B. Fluorescence of tetraphenyl-butadiene in the vacuum ultraviolet // Applied Optics. — 1973. — T. 12, № 1. — C. 87—89.

10. An estimation of photon scattering length in tetraphenyl-butadiene / D. Stolp [h gp.] // Journal of Instrumentation. — 2016. — T. 11, № 03. — C. C03025.

11. Pulse-shape discrimination and energy resolution of a liquid-argon scintillator with xenon doping / C. G. Wahl [h gp.] // Journal of Instrumentation. — 2014. — T. 9, № 06. — P06013.

12. Intense vacuum ultraviolet and infrared scintillation of liquid Ar-Xe mixtures / A. Neumeier [h gp.] // EPL (Europhysics Letters). — 2015. — T. 109, № 1. — C. 12001.

13. A novel highly efficient nanostructured organosilicon luminophore with unusually fast photoluminescence / T. Y. Starikova [и др.] // Journal of Materials Chemistry C. — 2016. — Т. 4, № 21. — С. 4699—4708.

14. Development of VUV wavelength shifter for the use with a visible light photodetector in noble gas filled detectors / D. Y. Akimov [и др.] // Nuclear Instruments and Methods in Physics Research Section A: Accelerators, Spectrometers, Detectors and Associated Equipment. — 2012. — Т. 695. — С. 403—406.

15. Герасимов Г. Н. Оптические спектры бинарных смесей инертных газов // Успехи физических наук. — 2004. — Т. 174, № 2. — С. 155—175.

16. The suppression of the slow component in xenon-doped liquid argon scintillation / S. Kubota [и др.] // Nuclear Instruments and Methods in Physics Research Section A: Accelerators, Spectrometers, Detectors and Associated Equipment. — 1993. — Т. 327, № 1. — С. 71—74.

17. Излучение в ВУФ-области спектра бинарных смесей аргона и гелия с ксеноном при диффузном наносекундном разряде в неоднородном электрическом поле / М. И. Ломаев, Д. А. Сорокин, В. Ф. Тарасенко [и др.] // Оптика атмосферы и океана. — 2012. — Т. 25, № 3.

18. Investigation of the scintillation light from liquid argon doped with xenon / M. Minerskjold [и др.] // Nuclear Instruments and Methods in Physics Research Section A: Accelerators, Spectrometers, Detectors and Associated Equipment. — 1993. — Т. 336, № 1/2. — С. 373—377.

19. Study of Xe-doping to LAr scintillator / D. Akimov [и др.] //J. Phys. Conf. Ser. — 2017. — Т. 798, № 1. — С. 012210. — DOI: 10.1088/1742-6596/798/1/ 012210.

20. Fast component re-emission in Xe-doped liquid argon / D. Akimov [и др.] // JINST. — 2019. — Т. 14, № 09. — P09022. — DOI: 10.1088/1748-0221/14/09/ P09022. — arXiv: 1906.00836 [physics.ins-det].

21. А.И. Болоздыня А. Б. и. Жидкостные ионизационные детекторы. — Энер-гоатомиздат, 1993.

22. Status of the LUX dark matter search / S. Fiorucci [h gp.] // AIP Conference Proceedings. T. 1200. — AIP. 2010. — C. 977—980.

23. COHERENT 2018 at the Spallation Neutron Source / D. Akimov [h gp.] // arXiv preprint arXiv:1803.09183. — 2018.

24. Freedman D. Z. Coherent effects of a weak neutral current // Physical Review D. — 1974. — T. 9, № 5. — C. 1389.

25. Hagmann C, Bernstein A. Two-phase emission detector for measuring coherent neutrino-nucleus scattering // IEEE transactions on Nuclear Science. — 2004. — T. 51, № 5. — C. 2151—2155.