Разработка и создание трековых систем большой площади для мюонного спектрометра эксперимента ATLAS на Большом адронном коллайдере тема диссертации и автореферата по ВАК РФ 01.04.01, кандидат наук Гонгадзе Алекси

• Гонгадзе Алекси
• кандидат наук
• 2022

Оглавление диссертации кандидат наук Гонгадзе Алекси

Введение

Глава 1. Основные принципы работы газовых детекторов

1.1 Взаимодействие фотонов и заряженных частиц в газе

1.1.1 Фотоны

1.1.2 Заряженные частицы

1.1.3 Многократное рассеяние

1.2 Ионизация газа

1.3 Дрейф электронов и ионов в газах

1.4 Газовое усиление

1.5 Прилипание электронов

1.6 Формирование сигнала

1.7 Выбор газа

Глава 2. Создание MDT-камер для мюонного спектрометра ATLAS

2.1 LHC. ATLAS. Краткий обзор

2.1.1 Магнитная система ATLAS

2.1.2 Внутренний детектор

2.1.3 Калориметры

2.1.4 Мюонный спектрометр

2.1.5 Триггерная система и система сбора данных (TDAQ)

2.2 MDT-камеры, Создание и тестирование

2.2.1 Дрейфовые трубки дня мюонного спектрометра. Принцип работы

2.2.2 Конструкция, подготовка и сборка дрейфовых трубок

2.2.3 Измерения натяжения сигнальной проволочки

2.2.4 Стенд дня измерения позиции сигнальной проволочки

2.2.5 Стенд контроля герметичности дрейфовых трубок

2.2.6 Стенд дня высоковольтного тестирования ДТ

2.2.7 База данных (БД) в процессе производства и испытаний ДТ и MDT-камер

2.2.8 Инфраструктура дня производства MDT-камер

2.2.9 Опорные линии дня производства MDT-камер

Стр.

2.2.10 Опорные башни

2.2.11 Система компенсации прогиба

2.2.12 Склеивающая машина

2.2.13 Методика юстировки опорных .пиний

2.2.14 Конструкция и краткое описание сборки камер

2.2.15 Гибкие температурные компенсаторы (flexo)

2.2.16 Оснастка камеры

2.2.17 Система контроля герметичности камеры

2.2.18 Рентгеновский томограф

2.2.19 Интеграция BMS/F с триггерными камерами RPC

Глава 3. Micromegas-камеры для модернизации NSW мюонного

спектрометра ATLAS

3.1 Введение

3.1.1 От проволочных до микроструктурных газовых детекторов

3.1.2 Микростриповая газовая камера (MSGC)

3.1.3 Газовый электронный умножитель (СЕМ)

3.1.4 Микросеточпое газовое устройства (MICroMEsh GAseous Structure, Micromegas)

3.2 Создание и тестирование Micromegas-камер для модернизации XSW

мюоппого спектрометра ATLAS

3.2.1 Модернизация малого мюоппого колеса ATLAS

3.2.2 Структура, компоновка и механические размеры модулей Micromegas

3.2.3 Искровая защита

3.2.4 Конструкция считывающей печатной платы

3.2.5 Выбор сетки

3.2.6 Micromegas с плавающей сеткой

3.2.7 Конструкция панелей

3.2.8 Требования к конструкции детектора

3.2.9 Инфраструктура производственных участков

3.2.10 Производство и тестирование геометрических характеристик считывающих панелей Micromegas для XSW ATLAS

3.2.11 Проверка на газовую течь

3.2.12 Подготовка панелей для сборки

3.2.13 Сборка и тестирование модулей на высокое напряжение

3,2,14 Сборка и тестирование модулей на высокое напряжение

3,3 Участок полного производственного цикла но производству

Мдсготс^аз-детекторов

Заключение

Список литературы

Введение диссертации (часть автореферата) на тему «Разработка и создание трековых систем большой площади для мюонного спектрометра эксперимента ATLAS на Большом адронном коллайдере»

Введение

Актуальность темы. Полное ееченне неунругого взаимодействия на Большом адрон-ном коллайдере составляет около 70 мб. Это на много порядков превышает парциальное сечение «интересных» физических процессов (например, рождение тон-кварков — менее 1000 нб, рождение бозонов Хиггса — менее 100 нб). Выделение одного «интересного» события среди миллионов фоновых является сложнейшей задачей. Дня ее решения часто используют тот факт, что почти во всех фоновых событиях рождаются только заряженные и нейтральные адропы, В то же время "интересные"события часто характеризуются рождением высокоэнергичных ленгонов (электронов или мюонов). Таким образом, наблюдение высокоэнергичного мюона является важнейшим критерием, позволяющим выделить «интересные» события при подавлении фона на много порядков.

Измерение импульса мюона в коллайдерпых экспериментальных установках в ТэВ-ной области энергий возлагается на внешнюю область детектора, что, естественно, требует большой рабочей поверхности трековой системы. К тому же трековая система должна обеспечивать измерение координат треков заряженных частиц но всей огромной области покрытия не хуже 100 мкм. Например, область покрытия дрейфовых MDT-камер (Monitored Drift Tube chambers) в мюонном спектрометре эксперимента ATLAS составляет чуть больше 5500 м2,

что примерно равно площади футбольного ноля! Площадь покрытия Micromegas-детекторов

2

ворить об общей активной поверхности. Но в данном случае произошел качественный скачок в сторону увеличения площади Micromegas-детекторов с резиетивпым покрытием. Дня сравнения, до недавних времен самими большими но площади являлись детекторы Micromegas

2

пой особенностью является то, что данные трековые системы рассчитаны па длительный -20 .нет и более — период эксплуатации.

В предлагаемой диссертационной работе представлены результаты разработки, методика создания и тестирования трековых систем большой площади па основе дрейфовых MDT-камер и камер Micromegas, рассчитанных па длительный период эксплуатации, а также результаты разработки и создания детекторов тина bulk Micromegas па участке полного производственного цикла. Разработанные методики создания и тестирования в дальнейшем могут быть использованы дня производства современных проволочных и микроетруктурпых детекторов дня будущих экспериментов в области физики высоких энергий.

Целью данной работы является разработка методик но созданию и тестированию трековых систем большой площади па основе дрейфовых MDT-камер и камер Micromegas.

Научная новизна и практическая значимость.

1. Впервые в коллайдерпом эксперименте реализованы трековые системы большой площади для мюоппого спектрометра па основе:

— прецизионных цилиндрических дрейфовых трубок с точностью позиционирования сигнальных проволок 10 мкм в трубке и 20 мкм в камере из 6 слоев трубок (2 мультислоя с 3 слоями в каждом), позволяющей измерять импульс мюона с точностью 10% при энергии 1 ТэВ;

— микроструктурпого газового детектора нового тина - Micromegas большой

площади (площадь поверхности считывающей панели 3 м2) с резистивным

%

энергии 1 ТэВ,

Камеры MDT и Micromegas это единственные трековые детекторы мюоппого спектрометра ATLAS, Характерной особенностью мюоппого спектрометра является способность независимого (standalone) измерения импульсов мюонов, а при pt>100 ГэВ мюоппый спектрометр играет определяющую роль. Точность измерения импульса мюона определяется прежде всего координатным разрешением мюоппой системы,

2, Был создан первый в России участок полного производственного цикла но созданию детекторов Micromegas, где возможна разработка, создание и паспортизация детекторов различной конфигурации, определяемой требованиями конкретной задачи.

Достоверность результатов данной работы подтверждается: а) бесперебойной и качественной работой с 2005 года в мюоппом спектрометре эксперимента ATLAS MDT-камер, созданных на участке в ЛЯП ОИЯИ; б) успешными результатами тестирования и установки на структурах XSW мюоппого спектрометра ATLAS детекторов Micromegas, также созданных па участке в ЛЯП ОИЯИ,

Основные Положения, выносимые на защиту:

1. Разработана методика массового производства и контроля качества газовых координатных детекторов — мюонных дрейфовых трубок для мюоппого спектрометра установки ATLAS на Большом адронном коллайдере, С применением этой методики изготовлены и испытаны около 65 000 дрейфовых трубок,

2. Разработана технология сборки и методика контроля качества мюонных MDT-камер для мюоппого спектрометра установки ATLAS, С их использованием изготовлены и испытаны 86 мюонных камер типоразмеров BMS и BMF для центральной части спектрометра,

3. Разработана технология изготовления и методика контроля качества микроструктурных газовых детекторов Micromegas большой площади с резистивным покрытием

для NSW мюошюго спектрометра ATLAS, Основываясь па этих результатах, изготовлены и испытаны 70 считывающих панелей детекторов Mieromegas и 33 модуля детекторов Mieromegas (типоразмер LM2),

4, В ОИЯИ создай первый в России участок полного производственного цикла но производству детекторов bnlk Mieromegas,

Апробация работы. Основные результаты диссертационной работы многократно докладывались на рабочих совещаниях коллаборации ATLAS Muon и ATLAS XSW, im еженедельных совещаниях ОИЯИ-ATLAS но физике, на научных семинарах ЛЯП ОИЯИ и на общеинститутском семинаре, а также на международных конференциях:

1. IEEE 2001 Xnclear Science Symposium and Medical Imaging Conference (XSS/MIC 2001). 4-10 November 2001. San Diego, CA, United States;

2. 13th Vienna Conference on Instrumentation (VCI 2013). 11-15 February 2013. Vienna, Austria;

3. 3rd International Conference on Micro Pattern Caseous Detectors (MPGD2013). 1-5 July 2013. Zaragoza, Spain;

4. 7th International Conference on New Developments in Photodeteetion (NDIP14), 30 Jnne-4 July 2014. Tours, France.

Публикации. По теме диссертационной работы были опубликованы 22 научные работы, в том число 10 в рецензируемых изданиях, рекомендованных ВАК РФ.

Личный вклад автора. Автор внес значительный вк.лад в разработку методов создания и тестирования прецизионных цилиндрических дрейфовых трубок для MDT-камер, Будучи руководителем группы, автор внес определяющий вк.лад в разработку методик юстировки, контроля сборки и тестированию MDT-камер. Автор является инициатором и руководите.лом работ, внесшим определяющий вк.лад но созданию участка Mieromegas для NSW ATLAS и участка полного производственного цикла но производству детекторов bulk M ie г omegas.

Объем и структура работы. Диссертация состоит из введения, трех глав и заключения. Полный объём диссертации составляет 151 страницу, включая 123 рисунка и 5 таблиц. Синеок .литературы содержит 141 наименование.

Глава 1. Основные принципы работы газовых детекторов

Цель написания данной главы — кратко изложить те основные физические процессы, па которых базируются газовые детекторы. Автор пи в коем случае не претендует па полное и оригинальное изложение всего материала. Главу можно считать минимальным введением или, скорее всего, выдержками, дающими представление о процессах в газовых детекторах. Основные исчерпывающие но теме источники |1|, |2|, |3|, |4|, |5|,

Заряженные субатомные частицы можно обнаружить по их электромагнитному взаимодействию с веществом. Нейтральные субатомные частицы можно обнаружить только в том случае, если они сначала подвергаются взаимодействию. Сегодня существует три основных метода обнаружения заряженных субатомных частиц, важных дня ядерной пауки или физики высоких энергий: обнаружение па основе ионизации газа, обнаружение па основе полупроводников и обнаружение па основе сцинтилляции. Все эти методы основаны па обнаружении ионизации электронов или возбуждения электронов в результате кулоновского взаимодействия заряженной частицы со средой.

Во многих экспериментах но физике частиц используются газонаполненные детекторы, которые измеряют заряженные частицы путем ионизации газов. Они позволяют определять траектории частиц па больших площадях, часто в магнитном ноле. Частицы и излучение взаимодействуют с молекулами газа, ионизируя их и создавая заряды. Эти заряды дрейфуют к сигнальному электроду, следуя линиям электрического ноля. Вблизи электрода иод действием высокого ноля они набирают достаточно энергии дня образования лавины, движение которой приводит к появлению сигнала па электроде. Эти явления (взаимодействие, ионизация, перенос, усиление и генерация сигнала) являются основой газовых детекторов и рассматриваются в этой главе.

1.1 Взаимодействие фотонов и заряженных частиц в газе

Газовый детектор может обнаруживать фотоны, электроны и тяжелые заряженные частицы, такие как мюопы или альфа-частицы. Каждый вид частиц проходит через разные физические процессы.

1.1.1 Фотоны

Во взаимодействии фотона с веществом доминируют три основных процесса (рис. 1.1): фотоэлектрический эффект, когда фотон поглощается атомным электроном, который затем выбрасывается с частью энергии фотона; комптоновское рассеяние, при котором часть энергии фотона передается атомному электрону. В этом процессе фотон отклоняется, а длина его волны увеличивается; и образование пар, когда фотон, пересекающий электромагнитное поле ядра, превращается в электронно-позитронную пару.

Рис. 1.1 Массовый коэффициент ослабления как функция энергии фотона для газовой

смеси Аг:С02 (93:7). Данные взяты из [6]

Сечения этих взаимодействий зависят от энергии фотона, а также от атомного номера и плотности материала. Фотоэффект доминирует до энергии 100 кэВ и приводит к высвобождению одного или нескольких свободных электронов и фотонов более низкой энергии (флуоресценция). Газы становятся постепенно более прозрачными при энергиях фотонов, превышающих 100 кэВ, и поэтому не используются непосредственно в качестве средств обнаружения. Но область чувствительности может быть расширена при использовании твердых преобразователей. При переходе к более высоким энергиям в процессе поглощения постепенно преобладает комптоновское рассеяние. Образование пар в кулоновском поле ядра или электрона происходит при энергии фотона выше 1 МэВ и быстро превосходит другие процессы.

Фотоэлектрический эффект заключается в поглощении фотона с энергией Еу атомным электроном с последующим его испусканием с кинетической энергией, равной

Ее — Еу — Eb,

где Еь - энергия связи электрона. Сечение фотоэффекта зависит от атомного номера материала

гуЪ

& photo ^ А .

Таким образом, материалы с высоким Z, такие как ксенон, могут использоваться в газовых детекторах для значительного повышения эффективности обнаружения,

Комнтоновское рассеяние можно интерпретировать как упругое рассеяние фотонов на квазисвободных электронах. Комнтоновский рассеянный фотон передает энергию атомному электрону, и его длина волны сдвигается на

h

АЛ — — (1 — cos(0)),

тес

а максимальная передаваемая энергия определяется выражением

р — р 2Еу/те с2

тах у 1 + 2Еу/тес2 что приводит к так называемому комнтоновскому краю в энергетическом спектре.

Если комнтоновское взаимодействие выбрасывает электрон из атома, то это взаимодействие называется некогерентным комнтоновским рассеянием.

Если энергия фотона мала, то существует большая вероятность того, что электрон отдачи останется связанным в атоме поело столкновения. Атом в цепом принимает на себя энергию и импульс, передаваемые электрону. В этом случае взаимодействие называется когерентным комнтоновским рассеянием или рэлеевеким рассеянием.

Фотоны с энергией Еу ^ 2тес2 = 1,022 МэВ могут создавать электрон-позитронную пару в кулоновеком ио.ие ядра. Этот процесс называется образованием ядерных нар. Ядро необходимо для одновременного сохранения энергии и импульса. Аналогичный процесс в но.пе электрона называется рождением электронных нар.

1.1.2 Заряженные частицы

При прохождении через среду газового детектора заряженные частицы постоянно теряют энергию и отклоняются от своего первоначального направления. Эти два эффекта являются результатом двух типов столкновений:

1. Неупругие столкновения (также называемые кулоновекими взаимодействиями) с атомными электронами газа. Эти столкновения приводят к ионизации и/или возбуждению атомов среды,

2, Упругие столкновения с ядрами. Эти столкновения происходят реже. На практике они приводят не к потере энергии, а к изменению направления падающей частицы.

Основным источником потери энергии налетающей заряженной частицы являются неунругие столкновения. Потеря энергии при каждом столкновении составляет малую долю (порядка нескольких десятков эВ) полной кинетической энергии частицы. Переданная энергия может вызвать возбуждение или ионизацию атома газа, а в некоторых случаях ионизированный электрон может вызвать значительную вторичную ионизацию. Эти высокоэнергетические электроны называются 6-электронами.

Средняя удельная потеря энергии налетающей частицы на длину пути в среде:

П Р ГТгпах Па

и т гагп

где Па/ПТ - дифференциальное сечение процесса передачи энергии Т, пе = Z^^ плотность электронов в газе, Мд - число Авогадро, т — масса налетающей частицы, а в = и/с - ее скорость. Нижний предел Ттп является порогом ионизации или возбуждения материала мишени, а Ттах - это максимальная кинетическая энергия, передаваемая электрону при упругом столкновении |7|:

2 те с2 в2!2

Т

1 + 2 уте/т + (те/т)2 Массовая тормозная способность, измеряемая как средняя потеря энергии на расстояние, деленная на плотность материала р (рис. 1.2), определяется свойствами материала (атомный помер Ъ, молярная масса А, средняя энергия возбуждения I), свойствами частиц (заряд г, масса т) и скоростью в- У = 1/\/(1 — в2) _ лоренц-фактор.

Для тяжелых заряженных частиц (т ^ те) в диапазоне 0,1 ^ вУ ^ 1000 средняя удельная потеря энергии описывается формулой Бете-Блоха:

,ПЕ 2 2пМ Zz2,1, 2тес2в2у2Ттах в2 б

— ^} = РМа Ав2 (2 1п-Р--в — 2 — C/Z), (1-1)

где ге,те — классический радиус и масса электрона, р — плотность газа, Ъ и А - атомный номер и атомная масса газа, г - заряд налетающей частицы, б - коррекция плотности (поправка Ферми) и С/Х - коррекция атомной структуры. Табличные значения поправки на плотность б и средней энергии возбуждения I для различных материалов можно найти в [8].

Рисунок 1.2 ясно показывает минимум при вУ ~ 3,5. Этот минимум имеет место для всех заряженных частиц в диапазоне 3 ^ вУ ^ 3,5, причем положение определяется

J_1_I_I_T I_|_J_111_I_L

0.001 0.01 o.t

10

100 1000 10'

A

10

5

Py

0.1

10

100

I 10 100

[GeV/c]

10 100

[MeV/cJ

|TeV/c'J

Muon momentum

Рис. 1.2 Массовая тормозная способность для мюонов в меди как функция вУ- Сплошные кривые показывают полную тормозную способность. Вертикальные .пинии показывают области достоверности для различных приближений |7|

в основном атомным номером Ъ среды. Частицы с соответствующей энергией называются минимально ионизирующими частицами (МИЧ), как и большая часть мюонов, измеряемых в экспериментах на коллайдерах или возникающих в результате космического излучения.

Вследствие многочисленных взаимодействий заряженных частиц с компонентами и газом детектора направление полота частиц изменяется. Этот эффект называется многократным рассеянием и обычно нежелателен в детекторах частиц. Он приводит к увеличению расходимости пучка и искажает измеренное пространственное разрешение в трековых детекторах. Поэтому для отслеживания частиц низкой и средней энергии количество материала детектора но возможности сокращают.

Ширина 0о углового распределения, возникающего в результате многократного рассеяния узкого пучка частиц с моментом частицы р и зарядовым числом z в материале толщиной х, имеет гауссову форму и задается формулой |9|

1.1.3 Многократное рассеяние

где Х0 называется радиационной длиной и определяется как толщина материала, вызывающая среднюю потерю энергии в е раз для высокоэнергетического электрона. Хорошее приближение для радиационной длины дается выражением

Хо Л

4аЫАг (г + 1 )г21п(183£-1/3)

При выборе дрейфового газа важно достичь высокой плотности ионизации, но в то же время необходимо минимизировать многократное рассеяние, которое увеличивается с ростом атомного номера Ъ. Гелий, например, имеет большую радиационную длину и поэтому испытывает лишь незначительное многократное рассеяние, но, с другой стороны, у него очень низкая плотность ионизации. Благоприятными в этом смысле являются Аг, СО 2 ИЛИ СН4,

1.2 Ионизация газа

Основой для обнаружения частиц в газонаполненных детекторах является создание зарядов путем ионизации. Дня эффективного формирования сигнала также важно, чтобы заряды не терялись в результате рекомбинации или присоединения/ири.пинания во время их движения к электродам детектора.

Столкновения тяжелых заряженных частиц и электронов с газом детектора в основном приводят к возбуждениям и ионизации, а для более сложных молекул (например, С02, СН4 и более тяжелых органических газов) возможно также возбуждение колебательных и вращательных уровней. Поэтому энергия частицы Е0 не вся вкладывается в ионизацию, а число первичных электронов Ne зависит от газовой смеси. Результат каждого столкновения между электроном и молекулой газа определяется вероятностью. Это означает, что две одинаковые частицы с одинаковой кинетической энергией не будут, в общем, производить одинаковое количество электрон-ионных нар. Экспериментально среднее значение подчиняется следующему уравнению:

Ne = Eo/W,

где W - средняя энергия на образование одной электрошю-иошюй пары. Значение W определяется сечениями для различных неунругих столкновений и соответствующими потерями энергии. Таким образом, она зависит от состава газа, а также от природы и энергии заряженной частицы. В общем случае W не совпадает с потенциалом ионизации (lion), поскольку часть энергии теряется на возбуждение. Отношение W/Iion указывает на долю первичной энергии, вложенной в ионизацию. Оно составляет приблизительно 69% в инертных газах

и около 40% в молекулярных газах, В газовой смеси количество первичных электронов Ме можно рассчитать как средневзвешенное значение Ме в чистых газах. Веса определяются относительными концентрациями С и сечениями ионизации а. Таким образом, для смеси двух газов А и В

1 С да а + Св ав

^АВ Шд Шв

где аА + ав = 1,

1.3 Дрейф электронов и ионов в газах

Дрейф электронов и ионов в газах определяется электрическим и магнитным нолями Е и В. Скорость дрейфа электронов определяется выражением

е т -» шт -» -» ш2т2

и = ^—(Е + ш(Е хВ) + —1-(Е • В)В) (1.2)

те 1 + ш2т2 В В2

те ш = В/ те

т

Из (1.2) можно сделать но крайней мере три вывода. Во-первых, в отсутствие магнитного ноля электроны в среднем следуют за силовыми .пиниями электрического ноля. Диффузия электронов поперек и параллельно электрическому нолю, не учитываемая в уравнении, приводит к уширению первоначально точечного распределения заряда. Во-вторых, дня непараллельных электрического и магнитного полей член Е х В приводит к отклонению вектора дрейфовой скорости от вектора электрического поля па т.п. угол Лоренца а^ = аге1ап(шт). Этот эффект приводит к ухудшению пространственного разрешения детектора. В-третьих, дня неиернендикунярного электрического и магнитного ноля существует дрейфовая составляющая в направлении магнитного поля. Для больших магнитных полей, то есть шт ^ 1, вектор дрейфа может быть направлен в ту же сторону, что и В. Диффузия электронов перпендикулярно магнитному нолю сильно подавляется, поскольку ноле заставляет электроны двигаться но спирали вокруг силовых линий магнитного ноля. Данное обстоятельство используется в времянроекционных камерах дня улучшения пространственного разрешения. На практике скорости дрейфа электронов, а также коэффициенты диффузии в зависимости от электрического ноля рассчитываются с помощью программы МАСВОЬТ2 |10|, Дрейф ионов проще описать формулой

и<1,гап ^-гапЕ,

где щап — подвижность ионов, зависящая от газа, которая постоянна в широком диапазоне электрических полой и не сильно зависит от примеси молекулярных газов.

1.4 Газовое усиление

Дня газового детектора, работающего в пропорциональном режиме, электрическое поло в несколько, а то и в десятки кВ/ем не является редкостью. Такое высокое электрическое ноле не только уменьшает время сбора заряда, но и инициирует процесс, называемый лавинным умножением, который представляет собой быстрое умножение первичных зарядов, создаваемые падающим излучением. Из-за высокого электрического ноля между электродами детектора заряды быстро набирают энергию при столкновениях. Если полная энергия электрона или иона становится выше потенциала ионизации атомов газа, он может ионизировать атом, создавая тем самым еще одну пару зарядов. Если все условия, такие как электрическое поло, температура и давление, остаются постоянными, а электрическое ноле однородным, то изменение числа пар зарядов на единицу длины пути просто пропорционально общему числу пар зарядов, т.е.

^ = ОЛТ (1.3)

ах

Здесь N представляет собой общее число пар зарядов, а а известен как первый коэффициент Таунсенда. Первый коэффициент Таунсенда представляет собой число столкновений, приводящих к ионизации, на единицу длины трека частицы и является просто обратным значением средней длины свободного пробега а = 1/Л, Длина свободного пробега в свою очередь Л = оде Мта1 - число молекул газа в единице объема, а о - полное сечение ионизации.

Проинтегрировав выражение (1.3), получаем:

N = Моеах

Газовое усиление

N

С = — = е- (1.4)

!\0

(1.4) справедливо только для однородного электрического ноля. В неоднородном ноле коэффициент Таунсенда становится функцией х. В этом случае усиление для электрона,

х1 х2

С = ехр

№

а( х) а х

' х\

Следовательно, если мы хотим вычислить газовое усиление, мы должны знать пространственный профиль первого коэффициента Таунсенда, Хотя аналитически определить этот профиль довольно сложно, но было показано, что

где Е - напряженность электрического ноля, Р - давление газа. Чаще всего используется параметризация, первоначально предложенная Корффом (Korff S.A.):

где параметры А и В зависят от газа и напряженности электрического ноля. Эти параметры экспериментально определены дня ряда газов. Газовое усиление не может быть произвольно большим, поскольку пространственные заряды экранируют ноле вблизи анода (предел Ра-этера) |11|. Эмпирически, развитие лавины достигает насыщения при усилении первичного электронного числа N0 пример но GmaxN0 & 108,

В присутствии электроотрицательных компонентов или примесей в газовой смеси дрейфующие электроны могут поглощаться за счет образования отрицательных ионов, что приводит к деградации сигнала. Галогениды (например, СГ4) и кислород обладают особенно сильным сродством к электрону. Галогениды также могут появится в газовом объеме детектора при неправильном выборе конструкционных материалов, моющих средств и т.д. А кислород часто содержится в исходных компонентах газовой смеси, а также проникает в газовый объем детектора из окружающей среды.

Различают двух- и трехчастичпые процессы прилипания. Сечения прилипания электрона сильно зависят от энергии, и поэтому вероятность захвата является функцией приложенного ноля. Например, электрон присоединяется к молекуле кислорода при энергиях ниже 1 эВ, Коэффициенты прилипания трех-частичных электронов могут сильно различаться дня одной и той же добавки в разных смесях.

При двухчастичном процессе прилипания может происходить реакция

или распад молекулы электроотрицательной примесью газа М па несколько составляющих, один из которых образует отрицательный ион

1.5 Прилипание электронов

е~ + М ^ М'

е +М ^ А + В + ••• (диссоциативный процесс).

Скорость прилипания R определяется поперечным сечением ст, скоростью электронов ■и и плотностью N присоединяющейся молекулы: R = vaN.

Наиболее важным механизмом для энергий ниже энергии диссоциации является трех-частичиый процесс - модель Блоха-Бредбури-Херцеиберга (Bloch- Bradbury-Herzenberg), Согласно этой модели прилипание происходит в два этапа. Сначала электрон встречает электроотрицательную молекулу, такую как 02, и образует отрицательный ион в возбужденном состоянии с временем жизни порядка 1010 с:

02 + е- ^ О-* (1.5)

За этим процессом следует либо его самопроизвольный распад

О-* ^02 + е-, (1.6)

либо стабилизация при столкновении с молекулой буферного газа

О-* + М ^ О2 + М + (1.7)

Реакции (1.6) и (1.7) являются конкурирующими процессами, и присоединение электронов происходит только в том случае, если за реакцией (1.5) следует реакция (1.7). Вероятность реакций (1.6) и (1.7) зависит от природы буферного газа. Сложная молекула, такая как изобутаи, имеет плотную структуру колебательных энергетических уровней и поэтому может с большей вероятностью поглотить энергию возбуждения 0-* по реакции (1.7), чем простая молекула. Инертные газы, такие как аргон, вообще не имеют структуры колебательных уровней энергии и, следовательно, предпочитают реакцию (1.6). Это означает, что вероятность прилипания в инертных газах очень мала.

1.6 Формирование сигнала

Движущиеся заряды между электродами детектора являются источником электрических сигналов, индуцированных на считывающих электродах, которые затем усиливаются электронной цепью и регистрируются системой сбора данных. Определение их амплитуд может быть рассчитано по теореме Шокли-Рам, которая гласит, что ток ¿(¿), индуцированный на электроде

г(Ъ) =

где - заряд, движущийся с векторной скоростью и(£), Ещ — взвешенное поле, определяемое как электрическое поло, рассчитанное при напряжении на электроде в 1 вольт, когда остальные электроды подключены к земле. Единица измерения Ещ - с м-1.

Список литературы диссертационного исследования кандидат наук Гонгадзе Алекси, 2022 год

Список литературы

1, Grupe.n, С. Handbook of Particle Detection and Imaging / C, Grupen, I. Buvat. Springer-Verlag, 2012,

2, Grupen, C. Particle detectors / C, Grupen, B, A, Shwartz, — Cambridge University Pres, 2008.

3, Blum, W. Particle Detection with Drift Chambers / W, Blum, W, Riegler, L, Rolandi, -Springer-Verlag Berlin Heidelberg, 2008,

4, Tavernier, S. Experimental Techniques in Nuclear and Particle Physics / S, Tavernier, -Springer-Verlag, 2008,

5, SauM, F. Gaseous Radiation Detectors / F, Sauli, — Cambridge University Pres, 2014,

6, X-Ray Transition Energies Database / R, D, Deslattes |и др,| // XIST Standard Reference Database 128. - 2005.

7, Kolano-ski, H. Particle Detectors. Fundamentals and Applications / H. Kolanoski, X. Wer-mes. — Oxford University Press, 2020.

8, Sternheimer, R. M. Density effect for the ionization loss of charged particles in various substances / R. M, Sternheimer, M.J.Berger, S.M.Seltzer // Atomic Data and Xuclear Data Tables, — 1984, — T, 30, вып. 2.

9, The Review of Particle Physics / P. A. Zyla |et al,| // Prog. Theor. Exp. Phys, 083C01. -2020.

10. Biagi, S. F. Monte Carlo simulation of electron drift and diffusion in counting gases under the influence of electric and magnetic fields / S. F. Biagi // XIMA. — 1999.

11. Raeihe.r, H. Electron Avalanches and Breakdowns in Gases / H. Raether, — Washington : Butterworths, 1964,

12. Riegler, W. Extended theorems for signal induction in particle detectors VCI 2004 / W. Riegler // XIMA. — 2004. — P. 287—293.

13. Riegler, W. Electric fields, weighting fields, signals and charge diffusion in detectors including resistive materials / W. Riegler // JIXST. — 2016. — P. 11002.

14. LHC Design Report. — Geneva : CERX, 2004.

15. ATLAS detector and physics performance: Technical design report // CERX-LHCC-99-14, ATLAS-TDR-14, — 1999.

16. CMS Physics: Technical Design Report Volume 1: Detector Performance and Software // CERX-LHCC-2006-001, CMS-TDR-8-1. — 2006.

17. LHCb: Technical Proposal // CERX-LHCC-98-004; LHCC-P-4. — Geneva:CERX, 1998.

18. ALICE Technical Design Report // ALICE-TDR-13; CERX-LHCC-2005-030. — Geneva: CERXGeneva: CERX, 1998.

19. The ATLAS Experiment at the CERX Large Hadron Collider / G. Aad, A. Gongadze, |et al.| // JIXST. — 2008. — Vol. 3. — S08003.

20. ATLAS magnet system: Technical Design Report, 1 // Technical Design Report. — CERX, Geneva, 1997.

21. ATLAS collaboration: Inner Detector Technical Design Report, Volume 1 // CERX-L-HCC-97-16, — 1997.

22. ATLAS Insertable B-Layer Technical Design Report // CERX-LHCC-2010-013, ATLAS-T-DR-19. — 2010.

23. The ATLAS Inner Detector commissioning and calibration / G. Aad |et al,| // European Physical Journal C. — 2010. — Vol. 70, no. 3. — P. 787—821.

24. Technical Design Report for the ATLAS Inner Tracker Strip Detector // CERX-L-HCC-2017-005; ATLAS-TDR-025. — 2017. — Apr.

25. ATLAS Liquid Argon Calorimeter // TDR, CERX-LHCC-2013-017; ATLAS-T-DR-022-2013, — Geneva: CERX, 2013.

26. ATLAS tile calorimeter // TDR, CERX-LHCC-96-042; ATLAS-TDR-3. — Geneva: CERX, 1996.

27. Muon Spectrometer Technical Design Report // CERX-LHCC-97-22. — 1997.

28. Wot-schack, J. ATLAS Muon Chamber Construction Parameters / J. Wotsehaek // ATL-MUOX-PUB-2008-006; ATL-COM-MUOX-2008-008. — 2008.

29. The alignment system of the ATLAS barrel muon spectrometer / C. Barriere |et al,| // ATL-MUOX-PUB-2008-007. — CERX, 2008.

30. The Optical Alignment System of the ATLAS Muon Spectrometer Endeaps / C. Amelung |et al.| // ATL-MUOX-PUB-2008-003. — CERX, 2008.

31. Technical Design Report for the Phase-I Upgrade of the ATLAS TDAQ System // AT-LAS-TDR-023, CERX-LHCC-2013-018. — 2013.

32. The first precision drift tube chambers for the ATLAS muon spectrometer / F. Bauer, A. L. Gongadze, |et al.| // XIMA. — 2002. — Vol. 478. — P. 153—157.

33. Large scale production of the precision drift tube chambers for the ATLAS muon spectrometer / F. Bauer |et al.| // MPI-PHE-2002-04. — 2002.

34. The Preliminary study of pressurized drift tubes as a detector for precision muon tracking / G. D. Alekseev |et al.| // JIXR Rapid Communications, 5|56|-92. — 1992.

35. Vibration of signal wires in wire detectors under irradiation / I. R. Boyko |et al.| // XIMA. — 1995. — Vol. 367. — P. 321—325.

36. Smirnov, I. Heed / I. Smirnov, —. — URL: http://heed.web.cern.ch/heed/.

37. Schwegler, P. High-Rate Performance of Muon Drift Tube Detectors / P. Schwegler, 2014.

38. Rie.gler, W. Limits to drift chamber resolution / W. Riegler // CERX-THESIS-1998-001. -1998.

39. ATLAS Muon Drift Tube Electronics / Y. Arai |et al.| // JIXST. — 2008. — Vol. 3.

40. The ATLAS MDT remote calibration centers / T. Dai |et al,| // Journal of Physics: Conference Series. — 2010. — (219th ser.)

41. Drift time spectrum and gas monitoring in the ATLAS Muon Spectrometer precision chambers / D. Levin |et al.| // XIMA. — 2008. — Vol. 588. — P. 347—358.

42. Чистое производственное помещение дня сборки дрейфовых трубок / Г. Л. Глопти, А. Гоигадзе |и др.| // Сообщение ОИЯИ Р13-2001-179. — 2001.

43. Стенд дня прецизионного измерения геометрических параметров алюминиевых трубок / Д. Ваича, Г. Л. Глоити, А. Л. Гоигадзе |и др,| // Сообщение ОИЯИ Р13-2001-202. - 2001.

44. Краткое описание производства дрейфовых трубок дня МДТ-камер эксперимента ATLAS / Г. Л. Глоити, А. Л. Гоигадзе |и др,| // Сообщение ОИЯИ Р13-2001-211. -2001.

45. Creep test results for 50 p m diameter wires made of tungsten and tungsten+rhenium alloy / A. Borisov |et al,| // ATL-MUOX-97-146. — CERX, 1997.

46. Прибор дня измерения натяжения сигпалыюй проволочки в дрейфовых трубках / Д. В. Дедович |и др.| // Сообщение ОИЯИ Р13-2001-201. - 2001.

47. Измерение позиции сигпалыюй проволочки в дрейфовых трубках мюоппой системы установки ATLAS с помощью рентгеновского излучения / М. Госткип |и др,| // Сообщение ОИЯИ Р13-2001-197. - 2001.

48. Kroha, Я. Quality Assurance and Control Reference Document for ATLAS MDT Chamber Construction / H. Kroha // ATL-MUOX-2000-008. — 2000.

49,

50,

51,

52,

53,

54,

55,

56,

57,

58,

59,

60,

61,

62,

Высокочувствительный стенд контроля герметичности дрейфовых трубок / Д. Дедо-вич |и др.| // Сообщение ОИЯИ Р13-2001-200. - 2001.

Стенд дня высоковольтного тестирования дрейфовых трубок мюонпой системы установки ATLAS / М. Госткии |и др.| // Сообщение ОИЯИ Р13-2001-212. — 2001.

Сбор и хранение данных в процессе производства и тестирования дрейфовых трубок и МДТ камер эксперимента ATLAS па производственном участке ЛЯП ОИЯИ / М. И. Госткии |и др.| // Сообщение ОИЯИ Р13-2001-210. - 2001.

Краткое описание производства BMS/BMF MDT-камер дня мюошюго спектрометра эксперимента ATLAS / А. Барашков, Г.Л.Г.ноити, А.Л.Гонгадзе |и др.| // Сообщение ОИЯИ Р13-2005-212. - 2005.

Автоматизированная линия сборки и испытания детекторов мюонпой системы установки ATLAS / Г. Глонти, А.Л.Гонгадзе |и др,| // Препринт ОИЯИ Р13-2001-218. -2001.

Equipment for gluing the parts of an optoelectronic detector / B. Comaneseu, A. L. Gongadze, |et al.| // Proceeding of SPIE. — 1999. — Vol. 4068. — P. 669—657.

High precision towers for support an optoelectronic detector / B. Comaneseu, A. Gongadze, |et al.| // Proceeding of SPIE. — 2000. — Vol. 4068. — P. 172—177.

Опорные линии дня сборки MDT-камер эксперимента ATLAS / Г. Глонти, А.Л.Гонгадзе |и др.| // Сообщение ОИЯИ Р13-2001-219. - 2001.

Система компенсации прогиба дня сборки MDT-камер эксперимента ATLAS / А. Барашков, Г.Л.Г.ноити, А.Л.Гонгадзе |и др,| // Сообщение ОИЯИ Р13-2005-29. — 2005.

Method for calculus of the sag of frame of an optoelectronic detector / B. Comaneseu, A. Gongadze, |et al.| // Proceeding of SPIE. — 2000. — Vol. 4068. — P. 676—683.

A high-precision X-ray tomograph for quality control of the ATLAS Muon Monitored Drift Tube Chambers / S. Sehuh |et al.| // XIMA. — 2004. — Vol. 518. — P. 73—75.

Методика юстировки опорных линий дня сборки МДТ-камер эксперимента ATLAS / Г. Л. Глонти, А. Л. Гоигадзе |и др,| // Сообщение ОИЯИ Р13-2001-220. — 2001.

RasXiK, an Alignment System for the ATLAS MDT Barrel Muon Chambers. Technical System Description / H. V. der Graaf |et al.| // XIKHEF. — 2000.

The First Full-Seale Prototype of a BOS MDT Chamber for ATLAS Muon Spectrometer / V. Anosov, A. Gongadze, |et al.| // ATLAS Internal Note MUOX-XO-195. — 1997.

63. Совместная подвеска и интеграция MDT/RPC камер типа BMS/BMF мюоппого спектрометра эксперимента ATLAS / А, В, Барашков, А, Л, Гопгадзе |и др,| // Сообщение ОИЯИ Р13-2005-214, - 2005.

64. Ageing Studies for the ATLAS Monitored Drift Tubes / M. Kollefrath |et al.| // XIMA. -1998. — Vol. 419. — P. 351—356.

65. A Gas Monitoring Chamber for the ATLAS Muon Monitored Drift Tube (MDT) System / S. Xie |et al,| // ATL-SLIDE-2008-146; CERX-ATL-SLIDE-2008-146. — 2008.

66. The ATLAS MDT Control System / R. Hart |et al.| // Proceedings of ICALEPCS2009. -Kobe, Japan, 2009.

67. Система контроля герметичности BMS/BMF-MDT камер мюоппого спектрометра эксперимента ATLAS / А. Барашков, А.Л.Гопгадзе |и др,| // Сообщение ОИЯИ Р13-2005-213. - 2005.

68. ХТОМО, A Prototype of the X-Ray Tomograph for High Precision Measurements of the MDT Muon Chambers / G. Alekseev |et al.| // ATL-MUOX-97-142; ATL-M-PX-142. -1997.

69. Sauli, F. Gas detectors: Recent developments and future perspectives / F. Sauli // XIMA. — 1998. — Vol. 419. — P. 189.

70. Sauli. F. Micropattern Gaseous Detectors / F. Sauli, A. Sharma // Annual Review of Nuclear and Particle Science. — 1999. — Vol. 49. — P. 341.

71. Geiger, H. / H. Geiger, W. Muller // Phys. Zeits. — 1928. — Vol. 29. — P. 839.

72. The use of multiwire proportional counters to select and localize charged particles / G. Charpak |et al.| // XIMA. — 1968. — Vol. 62. — P. 262.

73. Nygren, D. R. The Time Projection Chamber / D. R. Xygren, J. X. Marx // Physics Today. — 1978. — Vol. 31. — P. 46.

74. Oexl, A. Position-sensitive detector with microstrip anode for electron multiplication with gases / A. Oed // XIMA. — 1988. — Vol. 263. — P. 351.

75. Performance of gas microstrip chambers on glass substrata with electronic conductivity / R. Bouclier |et al.| // XIMA. — 1993. — Vol. 332. — P. 100.

76. Test-beam study of the performance of the microstrip gas avalanche chamber / F. Angelini |et al,| // IEEE Trans. Xucl. Sri. — 1990. — Vol. 37. — P. 112.

77. Bohm, J. High rate operation and lifetime studies with micro-strip gas chambers / J. Bohm // XIMA. — 1995. — Vol. 360. — P. 34.

78. Sauli, F. Gas detectors: achievements and trends / F, Sauli // XIMA, — 2001, Vol. 461. — P. 47.

79. Sauli. F. GEM: A new concept for electron amplification in gas detectors / F. Sauli // XIMA. — 1997. — Vol. 386. — P. 531.

80. MICROMEGAS: a high-granularity position-sensitive gaseous detector for high particle-flux environments / Y. Giomataris |et al.| // XIMA. — 1996. — Vol. 376. — P. 29—35.

81. Zeuner, T. The MSGC-GEM Inner Tracker for HERA-B / T. Zeuner // XIMA. — 2000. -Vol. 446. — P. 324.

82. Fabian, C. W. Trends and highlights of VCI 2004 / C. W. Fabjan, W. Riegler // XIMA. -

2004. — Vol. 535. — P. 79.

83. Status of triple GEM muon chambers for the LHCb experiment / M. Alfonsi |et al,| // XIMA. — 2007. — Vol. 581. — P. 283.

84. Ruggie.ro, G. The TOTEM Detectors / G. Ruggiero // Proe, of the Xlth International Conference of Elastic and Diffraetive Scattering Towards the High Energy Frontiers.

2005.

85. Tse.rruya, I. Development of a triple GEM UV-photon detector operated in pure CF4 for the PHEXIX experiment / I. Tserruya // XIMA. — 2004. — Vol. 523. — P. 345.

86. Giomataris, Y. A hadron-blind detector / Y. Giomataris, G. Charpak // XIMA. — 1991. -Vol. 310. — P. 589—595.

87. Gongadze., A. Mieromegas chambers for the experiment ATLAS at the LHC (A Brief Overview) / A. Gongadze // Physics of Particles and Xuelei, — 2016. — Vol. 47.

P. 270—289.

88. Xew developments of Mieromegas detector / A. Delbart |et al,| // XIMA. — 2001. Vol. 461. — P. 84.

89. Development and performance of Mierobulk Mieromegas detectors / S. Andriamonje |et al.| // JIXST. — 2010. — Vol. 5. — P. 02001.

90. Mieromegas in a bulk / I. Giomataris |et al,| // JIXST. — 2006. — Vol. 560. — P. 405.

91. An electron-multiplying 'Mieromegas' grid made in silicon wafer post-processing technology / M. Chefdeville |et al.| // XIMA. — 2006. — Vol. 556. — P. 490.

92. A Radiation Imaging Detector Made by Postprocessing a Standard CMOS Chip / V. M. B. Carballo |et al.| // IEEE Electron Device Letters. — 2008. — Vol. 29, no. 6. -P. 585.

93,

94,

95,

96,

97,

98,

99,

100,

101,

102,

103,

104,

105,

106,

107,

108,

Che.fdeville, M. Development of micromegas-like gaseous detectors using a pixel readout chip as collecting anode / M. Chefdeville // CERX-THESIS. — 2009. — P. 274.

Results from MPGDs with a Protected Timepix or Medipix-2 pixel sensor as active anode / V. M. B. Carballoa |et al.| // IEEE XSS conference record. — 2007.

Discharge protection and ageing of micromegas pixel detector /, Aarts |et al,| // IEEE XSS conference record. — 2006.

A Piggyback resistive Micromegas / D. Attic, A. Gongadze, |et al,| // JIXST. — 2013. -Vol. 8. — P. 05019.

Characterization and simulation of resistive-MPGDs with resistive strip and layer topologies / J. Galan, A. Gongadze, |et al.| // XIMA. — 2013. — Vol. 732. — P. 229.

Spatial resolution in Micromegas detector / J. Derre |et al,| // XIMA. — 2001. Vol. 459. — P. 523—531.

Micromegas detector developments for Dark Matter directional detection with MIMAC / F. J. Iguaz |et al.| // JIXST. — 2011. — Vol. 6. — P. 07002.

First beam test results with Micromegas, a high-rate, high-resolution detector / G. Charpak |et al,| // XIMA. — 1998. — Vol. 412. — P. 47.

The ForFire photodetector / A. Peyaud, A. Gongadze, |et al.| // XIMA. — 2015. Vol. 787. — P. 102.

MICROMEGAS chamber with embedded DIRAC ASIC for hadronic calorimeter / R. Gaglione |et al.| // JIXST. — 2009. — Vol. 4. — P. 11011.

MICROMEGAS chambers for hadronic calorimetry at a future linear collider / C. Adloff |et al,| // JIXST. — 2009. — Vol. 4. — P. 11023.

ATLAS XSW TDR // CERX-LHCC-2013-006; ATLAS-TDR-20-2013. — 2013.

Kuge.r, F. Signal formation processes in Micromegas detectors and quality control for large size detector construction for the ATLAS Xew Small Wheel / F. Kuger // CERX-THE-SIS. — 2017. — P. 106.

A Spark-Resistant Bulk-Micromegas Chamber for High-Rate Applications / T. Alexopoulos |et al,| // XIMA. — 2011. — Vol. 640, issue 1. — P. 110—118.

Study of sparking in Micromegas chambers / A. Bay |et al,| // XIMA. — 2002. Vol. 488. — P. 162.

Micromegas as a large microstrip detector for the COMPASS experiment / D. Thers |et al,| // XIMA. — 2001. — Vol. 469. — P. 133.

109,

110,

111.

112,

113.

114,

115,

116,

117,

118,

119,

120,

121.

122,

123,

124,

125,

126,

127,

128,

An aging study of resistive mieromegas for the HL-LHC environment / J. Galan |et al,| // JIXST. — 2013. — Vol. 8. — P. 04028.

Performances and ageing study of resistive-anodes Mieromegas detectors for HL-LHC environment / F. Jeanneau |et al.| // IEEE Trans.Xuel.Sei. — 2012. — Vol. 59. — P. 1711.

Technical Data Sheet / Ferro Corporation. — 2009. — URL: https://www.ferro.com/-/ media / files / resources / electronic - materials / ferro - electronic - materials - rsl21xx - series -polymer-resistors.pdf.

Eltos S.p.A. — URL: http://www.eltos.com/. Elvia PCB. — URL: https://www.pcb-elvia.com/.

DuPont M. — URL: https://www.dupont.com/electronic-materials/laminates.html.

Performances and ageing study of resistive-anodes Mieromegas detectors for HL-LHC environment / J. Derre |et al.| // IEEE Trans.Xuel.Sei. — 2012. — Vol. 59. — P. 1711.

BOPP SD: Stainless Steel Screen Printing Meshes. — URL: https://www.bopp.com/ Bopp2012 / media / boppLibrary / Download - Center / English / brochures / Bopp _ SD _ В r osehur e _ e _ 2 017. p df.

Kuge.r, F. Mieromesh-seleetion for the ATLAS Xew Small Wheel Mieromegas detectors / F. Kuger // JIXST. — 2016. — Vol. 11. — P. 11043.

Разработка технологии производства и методов контроля Micromcgas-детекторов в ЛЯП им. В.П. Джелепова ОИЯИ / М. Балыкииа, А. Гоигадзе |и др.| // Письма в ЭЧАЯ. - 2021. - Т. 18, .V 3. - С. 261-280. - (235-я сер.)

R&G Faserverbundwerkstoffe GmbH. — URL: https://www.r-g.de.

Isel Germany AG. — URL: https://www.isel.com/.

Preeitee Optronik GmbH. — URL: https://www.precitec.com/optical-3d-metrology.

BROXKHORST HIGH-TECH B.V. - URL: https://www.bronkhorst.com/int/products/ gas- flow/controllers/.

ООО «ВМТ». - URL: https://www.vladbmt.ru/.

XGL Cleaning Technology SA. — URL: https://www.ngl-group.com/.

Cascade Microtech. — URL: https://www.formfactor.com/products/probe-systems/.

TPT Wire Bonder GmbH. — URL: https://www.tpt-wirebonder.com/hbl6/.

Carl Zeiss AG. — URL: https://www.zeiss.com/corporate/int/home.html.

CAEXS.p.A. — URL: https://www.caen.it/subfamilies/mainframes/.

129. CAEXS.p.A. - URL: https://www.caen.it/%20products/a7435/.

130. Officine Meccaniche Industriali Sri. — URL: https://www.omi-italy.it/en/hl-0003-0030.

131. Xilinx. — URL: https://www.xilinx.com/products/silicon-devices/fpga/spartan-6.html.

132. The 40x40 сm2 gaseous microstrip detector Micromegas for the high-luminositv COMPASS experiment at CERX / C. Bernet |et al.| // XIMA. — 2005. — Vol. 536, no. 1/2.

P. 61—69.

133. X. Abgrall |et al.| // XIMA. — 2011. — Vol. 637, no. 1. — P. 25—46.

134. Bulk Micromegas fabrication at JIXR / D. Dedovich, A. Gongadze, |et al,| // JIXST. -2019. — Vol. 14. — P. 07004.

135. Gruning, — URL: https://www.grunig.ch/en/products/stretching/g-stretch-215.htm.

136. С SUX Mfg. Ltd. — URL: https://www.csun.com.tw/.

137. Bungard Elektronik GmbH & Co.KG. — URL: https://www.bungard.de/en/machines/ etching-developing- machines/sprint-3000.

138. НПФ "Термокоп", — URL: http://^x^mo-spb.ru/catalog/cushilnye-shkafy-serii-shsv/ sushilnyy-shkaf-shsv-1000/.

139. ООО «ВМТ», — URL: https://Mistiller.vladbmt.ru/produkcziya/sp-ultrachistoj-vodyi/ deionizatoryi-25-lch/.

140. Eternal Materials Co.,Ltd. — URL: https://www.eternal-group.com/.

141. Improved robust Micromegas detector with resistive DLC anode / V. G. Bayev, A. Gongadze |и др.| // XIMA, в печати. — 2022.