4. Töltött részecskék detektálása
4.1 Félvezető detektorok
(
2
2 , (4.5) ahol S2 az alsó körlap területe, l a két detektor távolsága (Sullivan, 1971)
G = (π2/2)(R12 + R22 + l2 – [(R12 + R22+ l2)2 – 4R12R22]1/2) (4.6) Bonyolultabb, több detektorból álló elrendezéseknél a geometriai faktort Monte-Carlo szimulációval határozzák meg.
4.1 Félvezető detektorok
Az anyagon áthaladó töltött részecskék az anyag atomjait gerjesztik vagy ionizálják, és energiájukat sok lépésben veszítik el. A pozitív beeső ionok az anyag atomjainak kötött elektronjaival lépnek Coulomb kölcsönhatásba. Mivel az ionok tömege sokkal nagyobb az elektronokénál, az egyes ütközésekben a bejövő ionok kis eltérülést szenvednek és kevés energiát veszítenek, így igen sok ütközésre van szükség a teljes lefékeződéshez. Mivel a nagy-szögű szórás ritka, adott beeső ionra definiálható a hatótávolság vagy úthossz (range),
ez az anyagba való belépéstől a teljes lefékeződésig megtett út, amely az ion tömegének, töltésének és energiájának, valamint a közeg ionizációs energiájának a függvénye. A kölcsönhatás statisztikus jellegű, ezért a lefékeződéshez szükséges ütközések száma és ezáltal a hatótávolság ugyanolyan paraméterekkel rendelkező ionokra is statisztikusan kissé változik, ez a straggling-nak nevezett jelenség.
Az energiaveszteség a Bethe-Bloch formulával írható le (Bethe, 1930):
energiát és az S hatótávolságot (range) integrálással kapjuk meg:
∆E=
∫
sdEdxdx legkönnyebb ionok hatótávolság–energia függését 50 keV és 500 MeV között szilíciumban és germániumban. Mintegy 3 MeV fölött a görbék hatványfüggvényt követnek. Egy 1 MeV energiájú proton hatótávolsága szilíciumban 0,004 g/cm2, ez 2 µm vastagságú detektornak felel meg.4.2 ábra. Protonok, deuteronok és alfa részecskék hatótávolságának függése a kezdeti részecskeenergiától szilíciumban és germániumban.
A félvezető detektorokban általában szilícium vagy germánium félvezetőt alkalmaznak, amelyekben a sugárzás mérése a detektorban felszabaduló töltéshordozók száma alapján történik. A detektort szennyezés segítségével diódává alakítják és záróirányú feszültséget kapcsolnak rá. A detektoron áthaladó töltött részecskék ionizációs áramot keltenek, megnövelve a diódán áthaladó áramot. A diódán átfolyó áram függ a részecske által a
detektorban leadott energiától. A detektor aktív térfogata a pn átmenet kiürített rétege, amely általában eléggé vékony, ezt azzal lehet megnövelni, ha csökkentik a szennyező anyag (pl. lítium) koncentrációját, ilyenek az ún. felületi záróréteggel ellátott, ill. lítium driftelt detektorok.
A világűrben a 30–40 keV és néhány száz MeV közötti energiájú töltött részecskék regisztrálására leggyakrabban félvezető detektorokat használnak. Az egyes detektorokat egymás fölé illesztve egy detektortömböt kapnak, amely elé – a látószög jobb behatárolása céljából kissé távolabb – helyezik el a felső, vékonyabb front detektort és az egészet általában egy csésze formájú, aktív antikoincidenciába kapcsolt szcintillátorral veszik körül. Ez az elrendezés teleszkópra hasonlít, amely az antikoincidencia csésze behatárolása révén jól definiált belépő nyílással és geometriai faktorral rendelkezik (ld. pl. 4.9 ábra). A fotonok is megszólaltatják a félvezető detektorokat, emiatt közvetlen napfénynek nem szabad a felül levő detektort érnie. Ezt azzal érik el, hogy a Nap irányát kizárják a félvezető teleszkóp látószögéből, de a felső, front detektort kívülről még egy vékony fém (általában arany vagy titán) bevonattal és speciális műanyag (mylar) fóliával is ellátják. A felső detektor a legvékonyabb, vastagsága az újabb teleszkópokon már 100 µm-nél is kisebb (az Ulysses EPAC teleszkópjában mindössze 5 µm), ez korlátozza a méretét, bár újabban a
A teleszkóp egyes detektorainak jelét (kivéve az antikoincidencia detektort) az impulzusok nagysága szerint analizálják (pulse height analysis, PHA), ez bizonyos korlátok között lehetővé teszi a különböző tömegű ionok, ill. elektronok szétválasztását. Két detektor esetén az ún. ∆E/∆x–Eres módszert alkalmazzák (ld. pl. Goulding, 1979). Legyen E a bejövő részecske teljes energiája, a felső, ∆x vastagságú detektorban leadott energia pedig
∆E, és tegyük fel, hogy a részecske a második detektorban teljesen lefékeződik. Ekkor a második detektorban leadott maradék energia (elhanyagolva a belépő fóliában leadott energiát) Eres = E – ∆E.
Ha az egyes eseményeket a ∆E–E síkon ábrázoljuk (4.3 ábra), akkor az egyes ionoknak megfelelő görbült és véges szélességű nyomokat látunk. A detektor felépítésétől függően különböző, az egyes detektorjelek megléte, ill. nagysága alapján kirótt trigger feltételek teljesülését lehet megkövetelni, amellyel az elfogadható események előzetes szűrését állítják be. Ilyenekre lehet szükség, ha a fluxus nagy, és nemcsak a leggyakoribb ionokat akarjuk megszámolni, hanem a több nagyságrenddel ritkábbakat, vagy ezek egyes izotópjait is. A trigger feltételeket azonban nemcsak a detektálni kívánt események elégíthetik ki, hanem olyan jelkombinációk is, amelyek nem a kívánt energiájú, vagy más tömegű részecskéknek felelnek meg, sőt esetenként nem is felelnek meg valódi részecskének véletlen koincidencia folytán. Ezeket tekintjük háttérnek. A háttéresemények leggyakoribb forrásai a két vagy több részecske által okozott véletlen koincidenciák, az antikoincidencia védelem hibái, a mérni kívántnál jóval nagyobb energiájú kozmikus sugárzás által a detektort körülvevő anyagban (pl. űrszonda testében) létrejövő magreakciókban keletkezett
szekunder ionok, a teleszkópba hátulról bejövő nagyenergiájú részecskék, és az energikus semleges atomok.
4.3 ábra. Elektronok, protonok, deutérium-, 3He és 4He magok nyomai két detektorrétegben (ld. 4.9 ábra) vesztett energiát jelző diagramon (SOHO EPHIN teleszkópja, Sierks, 1997).
A részecskedetektorokkal leggyakrabban vizsgálni kívánt, legnagyobb érdeklődésre számot tartó jelenségek jelentős fluxusnövekedéssel járnak, ezekhez képest a gyenge nap- és interplanetáris tevékenység idején észlelt, időben alig változó alacsony fluxusok vizsgálata háttérbe szorult. Ehhez az is hozzájárult, hogy sokáig csak kis méretű félvezető detektorokat tudtak készíteni. Emiatt a háttér pontos meghatározása nem okozott jelentős problémát. Ha azonban igen kis fluxusokat kívánunk vizsgálni, ahol a detektor beütésszáma egyes energiaablakokban akár naponta 1-nél is kevesebb lehet, a háttér meghatározása sokkal nagyobb fontosságot kap.
A háttér meghatározására többféle eljárást dolgoztak ki, amelyek függenek a detektorrétegek számától. Minél több detektorban leadott energiát sikerül megmérnünk, annál megbízhatóbban tudjuk azonosítani a bejövő részecskét. Egyetlen detektorréteg esetén nincs lehetőség azonosításra, a részecskék többsége proton, de a héliumszennyezés jelentős lehet. (Az alacsony energiájú elektronokat a belépő nyílás elé helyezett mágnessel lehet eltéríteni.) A két rétegű detektoroknál (mintegy 10 MeV/n-nél alacsonyabb energia alatt szinte az összes mérés ilyen detektorokkal folyt a legutóbbi időkig), ezeket alább részletesen tárgyalom. Három vagy több detektorrétegből álló teleszkópoknál bonyolultabb és megbízhatóbb módszerek állnak rendelkezésre, amelyek a részecskék töltésmeghatározásának konzisztenciáján alapulnak (Seo et al., 1994, Webber et al., 1997).
Hasonlóan megbízható részecskemeghatározás érhető el, ha a repülési idő spektrométerek segítségével a részecske sebességét is meg tudjuk mérni, ezek azonban csak alacsony energián alkalmazhatók. Itt az egyes rétegekben leadott és számított energiák közötti eltérések négyzetösszegét minimalizálják, ezzel igen pontosan elválaszthatóvá válnak a
háttér események a valódiaktól (Chen et al., 1995). A tömeg meghatározásán alapuló módszereket részletesen tárgyalja Stone et al. (1998).
4.1.2 Két detektorrétegű teleszkópok hátterének meghatározása
A 1–100 MeV/n energiatartományban méréseket végző részecskedetektorok gyakorlatilag azonos felépítésűek (ld. a SOHO COSTEP műszeregyüttes EPHIN detektorát, 4.9 ábra). A két detektorelemből álló teleszkópok számára rendelkezésre álló módszerek kevésbé hatékonyak, mint a több elemeseké. A legegyszerűbb módszerben a ∆E–Eres síkon kiválasztják azokat a tartományokat, amelyek egyes töltésszámoknak felelnek meg, és ezeket energia szerint felosztják parallelogramma alakú kisebb tartományokra (Mason et al., 1980). A módszer hátránya, hogy a kiválasztott tartományokban is maradnak háttéresemények. Ráadásul a valódi részecskék nyoma a síkon ferde és görbült, így nem lehet jól behatárolni parallelogrammákkal. Elvileg hasonló módszerrel, de valamivel jobb eredményt kaphatunk, ha meghatározzuk az egyes töltések átlagos pozícióját a Z–E síkon (Z a részecske töltése, E a teljes energiája) és az átlagtól való eltérésre felső korlátot adunk meg, amelyet még elfogadhatónak tekintünk (Cook, 1981).Hasonló eredményt szolgáltat, ha kiszámítjuk az egyes töltések elméleti helyét a ∆E–E síkon a hatótávolság–energia táblázatokból az adott detektor anyagára, ezután az aktuális mérésből becslést adunk a pontok sűrűségeloszlásának szélességére az energia függvényében. Végül korlátokat állítunk fel, amelyek között az eseményeket valódinak fogadjuk el. Ezt a módszert alkalmazták a SOHO ERNE (Energetic and Relativistic Nuclei and Electrons) műszerének LED (Low Energy Detector) teleszkópjával kapott események feldolgozására (Valtonen et al., 1999, Valtonen et al., 2001).