（理论物理专业论文）宇宙线τ中微子望远镜设计及光电倍增管的标定.pdf

西南交通大学硕士研究生学位论文 第1 页 墒季 一j 、 本文是基于在中科院高能物理所宇宙线t 中微子探测器 ( c r l n t ) 实验组的设计及标定工作展开的。 全文共分三部分内容，第一部分首先简单介绍了宇宙线及中微子 天文的背景知识，然后重点介绍了c r l n t 实验的物理意义及其预期 目标。第二部分详细讨论了c r t n t 的结构设计和光学设计及其检验。 第三部分就c r t n t 所采用的p h o t o n i s 公司制造的x p 3 0 6 2 f l 型的光 电倍增管的各种性能参数做了详细的研究。 近年来，极高能宇宙线取得了许多重要成果。但还存在有许多令 物理学界困惑不解的问题，如e 1 幂律谱上o 1 e e v 附近“第二膝区” 的拐折点背后的物理意义一直没有很好的解释。世界上有许多大的实 验工作在这一能区，但各个实验的结果并不相一致有的甚至得出相 反的结论。这里面有一个很重要的影响因素就是各实验的能量标定精 度无法比较。为了解决这一问题，中国科学院高能物理研究所曹臻研 究员提出了宇宙线t 中微子望远镜实验( c r l ：n t ) ，测量s u b e e v 能 区的宇宙线和极高能区t 中微子。 为了提高c r l n t 的观测性能，应充分优化前期的设计，提高光 学器件的检验精度，而且要对重要的元器件一一光电倍增管( p m t ) 的各参数有详细的了解和标定。本文把模拟手段应用于结构与光学的 优化设计，首先建立一套模拟程序，经过反复调整望远镜各部分参数， 使探测器有效面积、光斑一致性等各种性能得到很大提高。此外本文 发展了多种光学检验方法，解决了在大尺寸、非接触条件下光学镜面 的曲率半径、粗糙度等检验难题。最后，本文充分考虑真实实验条件， 对光电倍增管做了细致准确的标定。这些设计、检验、标定工作和结 果对c i h n t 测量宇宙线方向、能量计算都有着很重要的意义。 关键词：s u b e e v 宇宙线一f 中微子一望远镜结构一望远镜光学一光电 倍增管的标定 西南交通大学硕士研究生学位论文第l 页 第1 章绪论 1 1 宇宙线简介 宇宙线是来自于宇宙空间的高能粒子流的总称，包括以质子为主的各类元 素的原子核、电子、中微子、高能，射线和其他可能的未知粒子。通常，人们 习惯于把其中的带电粒子部分称为宇宙线，而单独地讨论高能，射线和中微子， 这是因为他们的产生、性质和探测的方法有各自的特点。在其产生处的宇宙线 通常被称为原始宇宙线，在常规的加速机制中，原始宇宙线都是带电粒子或原 子核，而，射线和中微子是它们传播过程中的次级产物。经过传播，能够到达 地球大气层外的宇宙线称为初级宇宙线。初级宇宙线的能量跨度很大。由于地 磁场的影响，能够到达地球附近的带电粒子，能量最低的是太阳宇宙线，约1 g e v 左右，目前能够测到的最高宇宙线能量达到3 1 0 ”e v ，相当于5 0 焦耳，一个 微观粒子具有了宏观量级的能量。对于不同能区的宇宙线采用不同的观测技 术，研究不同的物理过程。用空间或地面的探测装置观测和分析初级宇宙线的 成分、丰度、能谱、到达的方向和时变规律，研究高能宇宙线的产生、加速和 传播机制，寻找和观测高能宇宙线源，是目前宇宙线天体物理研究的重要内容。 自1 9 1 2 年宇宙线被发现以来，它就一直扮演着联系高能天体物理、粒子物理和 宇宙学的重要角色，特别是近2 0 年以来，已经获得了一系列重要结果。在近年 来，更是有一些重要的项目已从设想计划阶段逐步过渡到实施阶段，宇宙线天 体物理将会随之有一个新的飞跃。 1 1 1 高能宇宙线研究的意义 高能宇宙线是宇宙中高能天体活动的产物，是来自宇宙远方的物质样品。 至今尚缺乏直接的实验证据验证它的起源。广义地讲，天体物理学是通过探测 宇宙天体发射至地球的粒子来研究这些天体的物理特征。光予是被采用的粒子 之一；除此之外，原则上还包括中微子、质子、a 粒子等各种宇宙线粒子( 甚 至引力波) 。 在常规的加速机制中，原始宇宙线都是带电粒子，而，射线和中微子是这 些宇宙线在源区或传播过程中相互作用的次级产物：因此，对极高能，射线和 中微子的天文观测实际上对寻找极高能宇宙线的源具有重要的意义哪。有人甚 至认为极高能宇宙线就是中微子流p ”，因为中微子不受g z k 效应的约束。而 西南交通大学硕士研究生学位论文第2 页 有人则不这样认为，而是为了解释g z k 疑难，提出了大量模型，其中有些模 型预言了未知新粒子的存在。若进一步的研究能证实这些新粒子的存在，必将 具有重大意义，甚至可能突破目前的基本粒予物理标准模型。 当今极高能宇宙线研究的中心问题是：字宙线是如何被加速到如此高的能 量? 这些超高能宇宙线又是从哪里来的? 宇宙线的成分又是什么? 1 1 2 高能宇宙线的观测研究 高能宇宙线的观测研究，包括测量宇宙线的能谱、粒子的入射方向、宇宙 线的成分等。这些研究对于确定宇宙线的形成和传播机制具有重要意义。为了 研究加速机制，必须仔细的测量宇宙线的能谱，通过与理论预言摆b 匕较，从丽 确认理论的正确与否。为了理解超高能宇宙线从哪里来，必须统计宇宙线的原 初方向。宇宙线的成分也是最难测量的，因为这些超高能宇宙线数目之少，用 传统的粒子鉴别探测器直接测量无法达到所需的统计性。因此，超高能宇宙线 的成分只能通过辅助的测量推断。 对于能量较低的宇宙线粒子，可以直接用核辐射探测器进行测量。但对于 高能宇宙线，因为流强太小，这种直接测量的探测器有效面积是不足以捕捉到 足够多的事例的。但高能( e 1 0 ”e v ) 宇宙线粒子射入到大气层中后，将与高层 大气中的核发生碰撞产生次级粒子。如果次级粒子的能量足够高，则在空气中 向下飞行一段距离后，再次与空气中的核碰撞产生新一代次级粒子，于是粒子 数目急剧增多，同时单个粒子能量逐渐减少。当次级粒子的平均能量降至不能 再产生新的粒子时，粒子数目达到最大。由于次级粒子衰变作用，其数目又开 始逐渐减少。次级粒子在大气核上的散射使次级粒子横向展开，呈盘状向地面 飞来。这一过程称为广延大气簇射( e x t e n s i v e a i rs h o w e r 简称e a s ) 现象，见图 l 一1 。广延大气簇射的次级粒子带电成分主要是电子、子和强子，中性成分是 光子、中微子和中子。对于极高能初级宇宙线粒子，它们所产生的e a s 最终能 向下发展至海平面。 因此，现在比较有效的探测高能宇宙线的方式是利用高能宇宙线与地球大 气介质的相互作用，即利用广延大气簇射，通过测量簇射中的粒子，根据次级 粒子的数目反推出高能宇宙线的能量和成分。 根据初级粒子到达地球大气层的方向，可将e a s 分为垂直簇射、水平簇射 西南交通大学硕士研究生学位论文第3 页 和斜簇射。因为垂直簇射具有极好的角对称性，并且不易受地球磁场的影响， 所以传统上对于大气簇射的研究都取e a s 接近垂直入射，天顶角不超过4 5 。 随着天顶角的增大，粒子穿越的大气深度增加，从1 0 0 0 9 ，c m 2 到接近 3 6 0 0 0 譬c m 2 。弱相互作用粒子( 如中微子) 可导致水平大气簇射，与垂直情 况比较，指向水平方向的大气簇射探测器阵列对高能中微子流的探测很有效。 介于以上两者之间的是斜簇射。对于重子引发的e a s ，次级子群在一定高度 处由带电石介子衰变产生，它们对簇射轴的侧向偏移与其能量大小有关。子 的平均行进距离j 是入射角口的单调递增函数。例如口= o 。( 即垂直簇射) 时， 5 口4 k m ；曰= 6 0 时， s 口1 6 k m ；口= 9 0 ( 即水平簇射) 时，s 口3 0 0 k m 。考 虑能量损失，如果子能到达地面，则斜簇射时其初始能量应比垂直簇射时高 许多。 圈l - 1 广延大气簇射示意图 由于初级宇宙线粒子被地球大气屏蔽，对极高能宇宙线的观测只能采取地 面间接测量或者外层空间直接测量。雨直接测量( 如高空气球、航天飞船、空 间站等) 均要受到探测器大小的限制，对荷电成分的测量在1 0 0 t e v 处失去统 计性；对中性成分测量的统计限制则在更低能量处。因此，目前各国主要采用 大型地面探测方案。全球正在运行的地面观测台站见表1 1 【5 1 。地面间接测量方 法总体上可分为两大探测技术【6 l 。 西南交通大学硕士研究生学位论文第4 页 其一是大气荧光探测。簇射中形成的大量带电粒子会激发空气中的n ，分子 和n ：离子，后者退激时会辐射出各向同性的荧光。通过收集簇射轴附近的荧光， 利用光电倍增管阵列记录信号的到达时间和强度，可以确定大气簇射的纵向发 展图像，进而定出初级粒子的能量、种类和到达方向。图1 2 给出了大气荧光 探测示意图。例如，h i r e s 实验就是利用这种技术，它对能量约1 0 ”e v 的簇射 能量分辨率达1 0 。该技术的缺撼在于只能选择晴朗无月的夜晚进行观测，并 要求较高的大气光学质量。 表1 1 垒球范围内观测删e c r 的台站 其二是次级粒子密度探测。在地面上按一定间隔安装闪烁计数器或水切仑 科夫探测器阵列，通过它们抽样测量簇射面内粒子( 主要是电子、口子) 的径 向密度分布和到达时间，间接确定极高能区中子和核子的增值系数，获取初 级宇宙线粒子的信息。例如，日本的a g a s a ( a k e n og i a n ta i rs h o w e ra 仃a y ) 由 “1 个2 2 m 2 的塑料闪烁计数器组成，其有效覆盖面积约1 0 0 k m 2 ，a g a s a 的观 测结果显示了异常多的极高能事件( 大于1 0 2 0 e v ) 。此技术的缺点在于不能较 好地分辨原初粒子种类和能量。 通过以上两种观测手段，可以得到簇射最大时的深度、给定深度处“子对 电子光子的比率，以及次级带电粒子的数目等。至于如何根据这些信息来确定 初级入射宇宙线粒子的能量、方向等特性，目前各台站一般都采用相类似的蒙 西南交通大学硕士研究生学位论文第8 页 图l - 5a o a s a 结果【明 ( a ) 能量高于l o e e v 的宇宙线的到达方向分布，实曲线表示银道面( g c 指银河系中心) ；( ”能量高于4 0 e e v 的宇宙线的到达方向分布 3 成分：目前的观测数据还不能准确推断初级粒子的成分，因为目前的 成分分析不仅基于统计性，还依赖于实验数据处理所采取的模型。例如，基于 e a s 发展到极大所穿过的大气深度与原初成分相关的模型，测量。，f l y se y e 州 和h i i 也s m i a 实验曾得出结论：宇宙线在约3 l o ”e v 处成分较重，并在 1 0 ”5 e v 以前平滑过渡到较轻成分( 质子) ；但a g a s a 实验采用另一套独立模 型，测量地面处e a s 的p 子含量，得出的结论却与f l y se y e 恰恰相反。最近， h a v a r a l lp a r k 对先前的实验数据进行了重新分析，得出结论：能量高于1 0 ”e v 的 事件中初级粒子为光子或铁核的比例低于3 0 【b 】。其中，能量高于4 1 0 ”e v 的 事件中，初级粒子为光子的比例低于5 5 。 匿南交通大学硕士研究生学位论文第1 0 页 大气层的温度并没有高到足以自行产生中微子的地步，所谓的”大气层”中 微子指的其实是源自外层空间的宇宙线，在和大气层中之物质发生反应之后所 制造出来的副产品之一。其能量的分布可从数百个m e v 一直延伸到1 0 ”e v 左 右，因为能量愈高的射线所导致的广延空气簇射在同样大气深度下也愈大愈广。 其中的中微子亦能分得较高的能量。在不考虑中微子振荡的情况下，i i 子中微 子( v 。) 的数量约是电子中微子( p 。) 的两倍，其原因在于碰撞的过程之中， 大量的7 c 介子被制造出来，兀介子在不到十分之一微秒内就衰变为肚子和u 子 中微子；其中的u 子又在微秒以内衰变成电子、电子中微子和u 子中微子，也 就导致了上述的比例关系。不过由于振荡的缘故，p 子中微子在传播的过程之 中会转变成其它种类的中微子，因此在1 9 9 8 年的“超级神冈” ( s u p e r k 踟i o k a n d e ) 大气层中微子实验中，才会发现到与理论预期相违背的 结果，进而间接验证了中微子振荡的假设，并给出了不同中微子之间的质量关 系【i 。 2 ) g r b 中微子( g 籼n ar a yb u r s tn e 曲i n o s ) 丁射线爆发( g r b ，g a m m a r a yb u r s t ) 的成因至今仍是个待解的谜团，不 过根据最近的观测结果，g r b0 3 0 3 2 9 一这个由n a s 的高能瞬间爆发源探测卫 星2 号( h e t e 一2 ，h 逗血一e n e r g yt f a l l s i e n te x p l o r e rs a t e l l i t e ) 所捕获的g r b 事例， 天文学家已开始将g i 出与巨型恒星的灭亡和超新星的爆发关联起来】。伴随着 高能y 射线的产生，中微子也会经由类似的机制产生，其能量集中在1 0 6 1 0 8g e v 附近。或许透过对这些g r b 中微子的研究，我们能更加明白g r b 的背后成因。 3 ) g z k 中微子( g r e i s e n z 砒s e p i n k u z m i nn e u t r i n o s ) 在大爆炸后的宇宙中布满了2 ，7 k 的微波背景幅射，而高能量的质子或原子 核在宇宙空间传播时，就会因为与背景幅射碰撞而损耗掉能量，这种现象在天 文上被称作是g z k 截断( g r e i s c n z a t s e p i n _ k u z m i nc u l o f f ) 1 1 6 】【 州。2 7 k 的微 波幅射就相当于1 0 4e v 的光子，倘若劳伦兹不变性( l o r e n t zi n v a r i a i l c e ) 没被 破坏的话，那么能量超过4 1 0 加g e v 的质子就很容易与之发生反应进而产生 d e l t a 共振子，这些质子的能量也就损耗在碰撞过程之中。d e l t a 共振子的半衰 期相当短，转眼间就会衰变为7 c 介子，而这些冗介子就像是大气层中因碰撞而产 生出来的7 c 介子一样，会衰变为u 子中微子和继之而来的电子中微子，其能量 约集中在1 0 8 一1 0 9g e v 左右，是相当高能量的中微子源。 西南交通大学硕士研究生学位论文 第1 2 页 图1 6 活动星系核的标准模型8 ” 当今世界上进行天文中微子观测的实验越来越多，其类型可根据探测介质 分为以下三种：1 以水或冰为介质的，象位于日本的超级神冈 ( s u 口e r - k a m i o k a n d e ) ，位于南极点的i c e c u b e ，2 以大气层为介质的测量荧光 切伦科夫光的，如位于阿根廷的a u g e r ，装在国际空间站的e u s o 。3 以山体 为转换体，以山体与探测器间空气做介质的，如位于夏威夷的a s h r n u t e l 。 1 3 宇宙线t 中微子望远镜的物理意义与目标 宇宙线t 中微子望远镜实验( c r l n t ) 是中国科学院高能所曹臻研究员 提出组织实施的用于测量s u b e e v 能区的宇宙线和极高能区t 中微子的实验 项目。下面将介绍这一实验项目的物理意义与预期目标。 1 3 1 宇宙线- 中微子望远镜的物理意义 自从1 9 1 2 年r o s s i 发现宇宙线以来极高能宇宙线的源就是一个迷，激波加 速机制很好地解释了小于1 p e v ( 1 0 “) 的宇宙线的加速原理，但是目前还没有 一个成功的模型能够解释粒子在更高能量时是如何被加速的。 西南交通大学硕士研究生学位论文第1 3 页 找源是一个解释加速机制的有效方法。但是由于星系团与星系本身充满 了磁场，它们会使带电宇宙线粒子发生很大的偏转。除非能量非常高，例如大 于5 0 e e v ( 1 e e v = 1 0 嵋e v ) ，否则宇宙线是不能用于找源的。然而，如此高的 能量的宇宙线通量是很小的( 大约每1 0 0 k m 2 每年一个事例) 。通常，选择光子 用于研究源的特性，包括他们的带电粒子的加速机制。因为他们会和3 k 的宇 宙辐射背景光相互作用，所以在到达地球之前我们就会失去这些“信使”。最 终宇宙对能量大于1 0 0 t e v ( 1 t e v = 1 0 1 2 e v ) 的光子是不透明的，而中微子是另一 种“信使”，也是在极高能区唯一的不和光子相互作用的粒子。但是困难是中 微子很难和物质产生相互作用而必须用巨大体积的物质做介质来探测它。大部 分中微子实验。如南极点的i c e c u b e 和地中海的a n t a r e s ，选择自然界的冰和水 作为转换体。山体也可以作为转换体。c r t n t 项目就是基于这种思想而正在 建造的簇射探测器，c r l n t 置于山体背后捕捉由中微子导致的空气簇射。到 目前为止，还没有河外星系的中微子被观测到，只是1 9 8 7 a 超新星爆发时观测 到1 5 个中微子事例，这些新的实验将在极高能区天文学开辟新的领域。 研究宇宙线的传播是另一种研究加速机制的方法。通常，宇宙线能谱和 成分是达到这一目的的基本工具。特别值得注意的地方是，在e - 3 幂律谱上有 一些反常点，如l p e v 附近的“膝区”和0 1 e e v 附近的“第二膝区”，在这些 点附近宇宙线通量会突然减少，宇宙线原初粒子组成成分也会由重核子为主变 为由轻核子为主。这些突变显示，宇宙线的加速与传播受到加速机制改变的影 响，比如说宇面线河内源向河外源转变。c r n 汀将把观测能区定在“第二个 膝区”附近。c i 盯n t 的观测将和1 a l e 、i a 实验联合观测，目的是为了实现 同这两个实验交叉标定。 1 3 2 寻找极高能区百中微子 如果有足够巨大体积的转换体，入射中微子同核子相互作用产生可被观测 的带电轻子、电子、肛予或f 介子。入射中微子包括电子中微子，u 中微子和t 中微子。现有的和在建的中微子探测器太多是用冰和水作为转换体和探测介 质，在探测介质中，轻子产生切伦科夫光。这种探测器必须同转换体一样大， 光电倍增管埋在里面。而c r t n t 使用山体作为转换体，山背后的空气作为探 测介质，同冰或水做转换体的探测器相比，在获取同样数目的中微子情况 下，c r t n t 探测器可以设计得更紧凑，因而也更廉价。荧光切伦科夫光探测器 已经在d i c e ，h i r e s 和a u g e r 实验中获得成功。这种探测器具有数千平方公里 西南交通大学硕士研究生学位论文第1 4 页 立体角的观测范围。集中的望远镜阵列被安放在数千平方米的一个建筑物中。 因为探测器专为测量由轻子产生的空气簇射而设计，探测器只对t 中微子灵 敏。由电子中微子产生的电子将在山体内消亡，而p 中微子产生的p 子根本 就不会产生簇射。极高能t 轻子有几十公里的发展范围，这使得它有机会逃 离山体。它的衰变产物有6 0 是强子，还有2 0 电子可以产生空气簇射。但 是所有的天体物理模型都没有表明在任何宇宙线源中能产生t 中微子。既然 中微子振荡理论表明由这么遥远的源传播来的中微子将混合成1 ：1 ：1 的比例。 基于这种机制的观测，如c r t n t ，如果成功也将证实中微子振荡理论。 由中微子核子相互作用截面与t 轻子衰变的卷积可算出t 中微子引起 簇射的概率。图1 7 中所示，山体厚度t 在2 0 k m 3 0 k m 之间是最佳的选择。 这里c p d 是指中微子一簇射的转换概率密度，r 是逃逸点到簇射开始点的距离。 如果山体太厚大部分簇射在其内部开始发生，但如果山体太薄中微子还没来得 及产生相互作用，2 0 3 0 妣对于所有的能量低于1 0 e e v 的中微子都是最适当 的。对同样山体厚度，能量越高，c p d 越大。 一艄偶群。畸簌鬣群? 7 1 雕vk 一勰嚣槲 童 蕈 酋 图卜7c p d 随山体厚度的变化 5 2 ， 在各种文献中所讨论的中微子能谱都依赖于中微子的源，通常服从幂律， 有些有截断效应。图卜8 显示大部分理论估计的中微子通量。 西南交通大学硕士研究生学位论文 第1 5 页 l g ( _ e 狐澎 图l 一8 各种中微子源模型估计的中微子通量 5 2 这些模型估计的中微子可能来源有从宇宙弦来的高能中微子( 拓扑缺陷 模型t d ) ，中微子一中微子叠加( z 一爆炸模型) 极高能宇宙线( g z k 截断 机制) 等等。但所有模型都认为中微子通量非常小，所以观测它们的探测器需 要很大的观测范围。认为活动星系核( a g n ) 是中微子源的理论是目前最活跃 的理论，这是因为：1 其估计的通量最适合目前在建或已经处于预研阶段的探 测器。2 从宇宙线源来看，a g n s 是重要的候选者。然而，他们都是非常遥远 的，因为光子一光子的相互作用，由它们发射出的超高能光子不能到达地球， 这时，中微子就成为研究a g n 的唯一选择了。 c r t n t 探测器对t 中微子接收能力的模拟已经完成。结果表明基于a g n 中微子通量模型的1 2 个c r t 晰望远镜可观测事例率是8 y r 。c r t n t 可测量中 微子能谱见图卜9 。 一)s；m垫圈s嗑ji(鬯窝函 匿南交通大学硕士研究生学位论文 第1 6 页 l g ( e ，e v ) 圈1 9c r t n t 探测器测量a g n 中微子能谱的模拟 5 2 在模拟中 5 2 ，1 2 个望远镜被分别安放在相距8 k m 的3 个点上。 银河系中心( g c ) 是另一个可能的极高能宇宙线和中微子的源。为了探测 g c ，c r t n t 望远镜被朝南放置，所以山脉一定是东西走向。在3 年的运行时间 里c r t n t 探测器对银心的探测时间有1 0 0 0 个小时。 1 3 3s u b e e v 能区宇宙线测量 能谱在1 0 p e v 到l o o e e v 范围的宇宙线观测表明，它们可能的源也许在河 外星系而不在银河系内部。没有一个描述从源到地球的加速和传播的模型能很 好地解释所有的能谱和成分变化，也就是“第二膝区”， “踝”和g z k 截断。 有必要有一个更精确的对极高能字宙线的能谱和成分观测的实验来正确理解 u h e 宇宙线加速机制。已经有几个这一能区的实验正在开展，如f l y se y e ， h a v e r a hp a r k ，a k e n o ，y a k u t s k ，a g a s aa n dh i r e s 样机( 美国犹他大学和密 执安大学合作) 。然而，他们的测量结果有相当大的差异( 能谱差异见图l l o ) ，这是因为没有一个对所有实验的统一标定，也没有一个单个探测器能覆 盖如此大的动态范围。相应的“第二膝区”成分差异见图l 一1 1 。 (1喟暑奇墨驾基ca斋甚口lpnp 西南交通大学硕士研究生学位论文第1 7 页 图1 1 0 在极高能区的几个实验的能谱测量 3 9 图卜1 1 各实验“第二膝区”成分测量 3 9 西南交通大学硕士研究生学位论文第1 8 页 这些差异也许能通过把几个独立的实验放在同一地点测量和交叉标定得以解 决。每一个实验测量一定的能区并保持和别的实验有一定足以交叉标定的能区 重叠，就可以交叉标定各个实验并能得到一个在o 1 e e v 以上的完整的首尾一 致的能谱和成分测量。为了这一目的，c r t n t 实验设计为覆盖o 1 e e v 到5 e e v 能区并和t a l e ( 1 e e v 5 0 e e v ) 、t a ( 大于1 0 e e v ) 放在同一地点测量。 c r t n t 实验关于宇宙线的目标是能区在o 1e e v 和5e e v 宇宙线具有统 计意义测量，空气簇射最大值点和其他簇射发展参数如簇射发展曲线宽度的精 确测量。为了达到这一目的，总共1 6 个c r t n t 望远镜的放置位置是：1 2 面 望远镜成3 层4 列的“塔形”放置，覆盖1 。4 3 。的仰角，一3 2 。3 2 。方位角范 围；为了保证簇射的几何尺寸在数据处理时准确重建，另外4 个望远镜被安放 于距主探测器5 公里外的两个地方，两个望远镜为一组，之间相距8 k l i l ，他们 的仰角分别是4 l 。和5 5 。它们与主探测器成三角形排列，观测其内部共同区域。 模拟显示，在为了重建时有高质量的事例而对模拟事例做了挑选后， c r t n t 的孔径角在5 e e v 时约为1 0 0 k 廿s r ，在0 1 e e v 时约为2 5k m 2 s r 。这些挑 选主要时为了避免事例陷于视场的边缘。有如此大的孔径角的c r t n t 探测器提 供了足够的空间来做更严格的挑选，这样测量精度就会更高。由于观测限制在 中心区域，c r t n t 探测器在0 1e e v 到1e e v 能区提供了几乎是常数的孔径角， 所以就保证在“第二膝区”能谱研究的准确性。在5e e v 时c r t n t 的大孔径角 提供了能和t a l e 交叉标定的足具统计意义的事例。根据模拟结果，预计有2 0 k 的事例数用于“第二膝区”能谱研究，约有7 0 0 个高能端事例数用于同t a l e 的交叉标定。宇宙线能量的孔径角和事例数分别见图1 1 2 和图l 一1 3 i g ( e ，e _ v ) 图l 1 21 6 个望远镜组成的c r t n t 探测器的孔径角，在做了不同质量的挑选后，探测器有大约2 5k m 2 s r 的孔径角用于“第二膝区”能谱测量 3 9 1 0 s 毫1 0 4 口 主1 0 3 糕 焉礴。 篝熬黼鲫稻 。l 赣塞 髯蠢霉繇 i 灏r 镶? 簿 i 麓 翱醚羲瓤鬣 蔫释 囊 魄 誉 图l 1 3c r t 盯收集到的事例数，在0 1 e e v 以上预计的事铡致有2 0 k 个，在le “以上预计的事例 数有7 0 0 个用于交叉标定 3 9 西南交通大学硕士研究生学位论文第2 l 页 第2 章宇宙线t 中微子望远镜结构及光学设计 2 1 望远镜结构设计 宇宙线f 中微子探测器( c r l n t ) 由1 6 个望远镜组成，分3 组呈三角形 放置。其中主探测器有三排，四列共1 2 个( 见图2 一i ) ，其余每两个组成一组。 各个望远镜以不同的仰角、方位角对准天空。每个望远镜收集1 4 0 1 6 0 以内的 光，在角度上每块望远镜紧密排列。主探测器第一排以3 0 仰角放置，这样主探 测器覆盖一4 3 8 0 仰角范围，一3 2 。3 2 0 方位角范围。另外两个与主探测器相 距5 k m 的辅助揉测器分别以4 5 0 ，5 9 0 的仰角两两并排放置，仰角范围分别是 3 8 0 5 2 0 ，5 2 0 6 6 0 ，他们的方位角范围均是一1 4 。14 0 。荧光，切伦科夫光到达 时，望远镜中的球面反射镜把光收集起来并反射到光电倍增管( p m t ) 的光阴 极表面。然后由后级电路把信号收集下来。 围2 一l 主挥测器排列田 从以上关于探测器工作原理的描述中可以知道，望远镜结构设计需要做如 下考虑： 1 有升降系统调节俯仰角度。 2 各望远镜俯仰角度变化较大，要充分考虑各部分刚性的同时也要尽量轻 量化，以免给升降系统增加负担。 3 因为探测器之间相隔很远 3 因为探测器之间相隔很远 所以整个系统所有动作必须能遥控。 所以 西南交通大学硕士研究生学位论文第2 2 页 4 反射镜与镜架的连接要求弹性连接，这是因为探测器有两个物理目标， 要做成可移动式，刚性连接会对镜体造成损害。而且因为是野外观测，温度变 化大，镜体与支撑架间要有弹性来消除温差造成的变形。因为c r l n t 探测器 对光线角度分辨率是1 。，所以对变形的要求较一般的光学望远镜小，所以镜体支 撑可以选用橡胶连接。 5 反射镜的有效面积约为5 m 2 ，若到了白天望远镜出现故障没有关上，聚焦 在p m t 的表面上的太阳光非常强，很短的时间就可烧毁p m t ，所以要求系统 可靠性要高，而且要有多级保险措施。 6 c r l 附t 观测的荧光切伦科夫光的波长在紫外波段。因此要尽量消除其 他频率的光的影响，所以在光筒前端要安装透紫外的滤光片。安装滤光片还可 以避免反射镜镜面受到灰尘的影响降低反射率。 望远镜光简用标准1 0 尺海运集装箱。在其后端焊接反射镜支撑架。前端安 装滤光片支撑架，同时它也用于安放p m t 阵列。电子学。前端箱门每扇安装 两个液压杆用于开关箱门。集装箱底部加固并安装液压杆用于升降。集装箱用 汽车底盘拖动。底盘带有延长杆帮助定位。望远镜光筒及内部构造见图2 2 。 图2 2 望远镜结构 西南交通大学硕士研究生学位论文第2 3 页 2 2 望远镜光学模拟 为了确定结构与光学设计的详细尺寸和望远镜有效面积，有必要做望远镜光 学模拟。它也是整个探测器模拟程序的一个组成部分，对以后能量和几何的重 建也有很大的影响。 假设光子到达望远镜镜筒前端时是均匀分布的，入射光的方位角，极角是一 定的。我们在箱门处与光筒垂直的平面上随机取点，取点范围与箱门大小一致， 按照光筒的几何尺寸和反射镜与p m t 阵列的形状、位置，最后计算出光斑落 在p m t 阵列上的位置( 图2 3 ，图2 4 ) 。 图2 3 0 0 极角光线在反射镜阵列上的投影，中间空白处是由于p m t 阵列的阻挡 西南交通大学硕士研究生学位论文 第2 4 页 图2 40 0 极角到达p m t 阵列的光斑，未考虑镜面粗糙度 模拟中各参数的设置决定了最终模拟望远镜成像质量的好坏，其中比较重 要的参数是镜面大小、形状、粗糙度以及排列、镜面中心与p m t 阵列的距离 等。成像质量在这里的衡量标准是有效面积、光斑大小及发散程度、不同方向 入射光形成的光斑的一致性( 图2 5 ) 等等。 图2 50 。8 0 每隔1 0 极角方位角均是4 5 0 的入射光投影到p m t 阵列表面的光斑( 考虑镜面粗糙度) p m t 光阴极表面距反射镜中心点2 3 0 5 m m 虚线为p m t 表面形状。 西南交通大学硕士研究生学位论文第2 5 页 2 3 光学设计 调整模拟程序中各个参数值，综合经济性，国内工艺水平等因素，我们对 光学反射镜做如下设计。 整个反射镜阵列由2 0 面六边形球面反射镜组成( 图2 6 ) 。反射镜几何 设计见图2 7 ，其曲率半径是4 7 4 0 m m 。镜面中心到p m t 阵列的距离约是曲 率半径的一半，模拟结果表明，这个距离在2 3 0 5 m m 时各方向入射光形成的光 斑的一致性是最佳的。 图2 6 反射镜排列圈 西南交通大学硕士研究生学位论文 第2 8 页 上述装置还可以检验反射镜粗糙度。调节激光笔焦距，使其形成光斑加大， 测量经反射镜反射回来的光斑大小，然后在同样位置把反射镜换成经标定的接 近粗糙度标准下限的镜子，测量形成的光斑大小，两者做比较，就可知道反射 镜粗糙度是否合格。 反射率是反射镜质量的重要衡量标准之一。反射率测量应该在工作波长范 围内进行。测量装置如图2 1 0 所示，波长在2 0 0 n i n 5 0 0 m 范围内变化的光 源发出的单色光经过准直光简准直照射到反射镜上，由p m t 接收反射光，波 长分度l n m 每隔1 0 衄1 测量一次，记录其响应。再把反射镜拿掉，让光斑直接 照射p m r ，再测量一遍同样波长范围的响应。两者比较就可得到反射镜的反 射率。国家计量院对我们所用镜子的反射率测量结果见图2 1 l ，我们所采用 反射镜在3 0 0 n m ，q o o n m 波长范围内的反射率都在8 3 以上。采用我们自己的 方法测量反射率的值在3 0 0 衄卅o o m 波长范围内都比计量院测量结果小3 。 这也说明这一部分工作我们还没做到最佳，还需改进。 圈2 一1 0 测量反射率装置 西南交通大学硕士研究生学位论文 第2 9 页 w 糍鼬爨l 甓日马l 瓤t l _ l 明尊 图2 一1 1 反射率测量结果( 计量院测) 测量滤光片的透过率比较简单，在光源与p m t 中间加上滤光片。测量信 号大小；把滤光片抽出，再测没有滤光片时的信号大小。两者作比较就可得到 透过率。目前测得样片的紫外透过率大于8 0 ( 3 7 5 f l n l ) ，可见光透过率小于 8 0 ( 4 7 5 n m ) 。 一蓉国毽荔麓鐾一基器!：l：心鎏i：娜酗 匿南交通大学硕士研究生学位论文 第3l 页 v ( 嚆) 圈3 1l e d 光强分布图 因为真实的宇宙线事例是一个一个到达p m t 阵列的，所以我们使用脉冲 产生器产生的脉冲来驱动l e d 。l e d 发光强度同电流成正比。为避免电流过 大，l e d 要串连一个电阻r 。又因为l e d 在脉冲电压幅度v o 高于其域值以 后，其上的压降v d 就几乎不再改变。所以电阻上的电流i r 等于l e d 上的电 流i d ， ，。：，。：业 。“ 月 图3 2 是脉冲电压幅度同电流即光强的关系。可 x 西南交通大学硕士研究生学位论文第3 2 页 图3 - 2l e d u i 响应曲线 发光二极管( l e d ) 是半导体材料，随温度的变化光强有很大的变化。 保持其他条件不变，在p m ，r 表面离光源5 0 0 m m 的距离上，在不同温度下测 量输出脉冲幅度与宽度的乘积，这个乘积与电量成正比( 图3 3 ) ，温度高时 电量低，即光强弱，温度低时电量高，即光强强。我们在用l e d 做光源标 定时，要尽量保持温度一致，试验证实温度在1 0 c 范围内l e d 光强的变化 范围在实验误差范围以内。 西南交通大学硕士研究生学位论文第3 3 页 l o wl e m p e r a t u r eq a v g ：2 3 7 7 矿n s ) ht e m p e r a t u 阳q a v g ：2 2 5 ( v n s ) 图3 3l e d 在不同温度下光强的变化，蓝线2 2 0 c ，红线1 7 0 c 图3 4 光源 如图3 4 ，在经过煮黑处理的光简内部，蓝光l e d 发出的光穿过两层t e n o n ( 聚四氟乙烯) ，经过小孔在3 0 。极角范围内照射出来。t e f l o n 的作用有三种： 西南交通大学硕士研究生学位论文第3 4 页 衰减光强；使单位面积上的光强均匀化：使某点的光各向同性而且出射光在 空间分布上是均匀的。各层t e f l o n 同小孔平行。t e n o n 的圆面积和第二层 t e n o n 到小孔的距离决定了从小孔处出射的光在3 0 0 极角内几乎是均匀散射。 3 2 2 光源的模拟 所设计的光源是否符合要求，是否需要对标定结果进行修正，在标定工作 进行之前就必须对所设计的光源通过模拟进行检验。 因为光线经两层t e f l o n 后，已成为各向同性的均匀光，我们可以通过m o n t e c a r l o 的方法来做模拟。首先假定从第二层t e n o n 每一点出射的光强都是相同 的，且都是在0 0 9 0 0 立体角范围内均匀出射的，这样就可以在第二层t e n o n 上 随机取发光点，每点上的光线的极角、方位角也都是随机的，再结合光筒的 物理尺寸，统计到达小孔外部各个极角、方位角的光子数目，就可以知道所 设计的光源的光强分布。结果如图3 5 所示。从图上可以看出，我们所设计的 光源已经把l e d 出射的光展宽，展宽效果在1 0 0 以内光强变化9 5 。但展宽 还不够，在3 0 0 极角范围内光强只有中心点的6 0 ，下一步的工作中，还需 要把这部分做改进，将3 0 。以内的光强分布做得更加接近探测器内部的真实 光强分布。 1 - 2 1 0、 c o s 0 3 - 8 5 0 8 一 号酞6 一 一 0 4 一 0 2 一 1 讥v 01 02 03 04 05 06 e ( 。) 图3 5 光强分布图 西南交通大学硕士研究生学位论文第3 5 页 3 3 绝对增益的标定 为了测量p h o t o n i sx p 3 0 6 2 ，f l 的灵敏度，我们测量了p m t 的增益和光电 效应。首先我们标定了p m t 的高压响应并确定出我们的工作电压，然后用更 高的电压测量了单光电子峰并标定出这一电压下的绝对增益，最后根据高压 响应和高电压下的绝对增益标定出c r l n t 探测器工作电压下的绝对增益。 光源由信号产生器来驱动。光源贴近p m t 表面中央部位，这样做的原因 是光源的光信号全部照射到p m t ，不会因为实验的过程中光源偏离p m t 的表 面而产生标定误差，而且p m t 的光阴极中央部位灵敏度比较一致，不会因为 光源稍微偏离原有位置造成信号的波动。 p m t 的输出信号由示波器收集，示波器设置为直流耦合，5 0 q 匹配阻抗， 驱动光源的信号发生器产生的另一路同样的脉冲作为触发信号。最后由计算 机通过网络记录示波器所收集信号的幅值与宽度。 光源和p m - t 置于不透光的黑箱中。 3 3 1 高压响应 在6 0 0 v 2 2 0 0 v 范围内用固定的脉冲测量高压响应，图3 6 为高压在 8 0 0 v 时的测量值，可以看出，测量结果是很好的高斯分布，这也表明此系统 是稳定的。图3 _ 7 显示p m t 输出电压幅度同高压成线性关系，偏差在5 以 内。又因为脉冲宽度变化很小( l ) ，所以p m t 增益线性变化，服从 g g 。- ( 篇n 这里g 和g o 分别是高压在h v 和h v o 时的绝对增益。这里值的计算是采取 “拔靴子”的办法，在1 7 个测量点中可重复性地随机取点，一次取1 7 个点 来拟合，确定一次指数声的值，这样统计1 0 0 0 次。这1 0 0 0 个卢值服从高斯 分布，计算平均值及r m s 即得到指数卢= 6 1 8 o 0 l ( 图3 8 ) 。 西南交通大学硕士研究生学位论文第3 6 页 a m p i n u d e ( m v ) 图3 6 电压在8 0 0 v 时的柱形图。 1 0 8 1 ：10 3 0 9 ( m v ) o 0 4 8 ( m v ) l g ( h v ) 图3 7p m t 输出幅度同高压的关系，实线是双对数刻度下一维拟台结果 兽co毒芎替 皇奄乜君一hdmb)磐 西南交通大学硕士研究生学位论文第3 7 页 ，i ：l 鼎 鬻 i 鬻 二、 通i 囊攀 _ 霍 薹 。 薹萋 。 嚣： 挚鬟薤溪一 。瀵辫 ： | 垂辩 秀 i 攀耵 一 饕髓 l ”簿鎏j i j 蔫 器蕊鹾 ? 菇西簿 辩v 篷m 图3 8 测量结果对幂函数拟合的偏差 3 3 2 用单光电子的方法测量g o 电压高于2 0 0 0 v 时，当输入电流减少使l e d 发单光子的水平，光阴极的 量子效应就能被观测到。改变输入光强，就能看到当光强减少到一定时候，峰 值的宽度和位置就会保持不变( 图3 9 ) ，这说明单光子的比例增加，而两个光子 和更多的光子比例相应减少。 百】n ：i ) 1 i t u d e | 巳】n v ) 图3 9 改变光强测量单光电子峰，不同颜色表示l e d 不同输入电压 光电子峰的位置基本不变时，我们就可以来做高斯拟合计算单光电子的幅 度，但是尽管光强很弱，也会有2 个甚至3 、4 个光子到达p m t 光阴极，它们 会把单光电子的幅值拉高。我们需要对测量到的脉冲做挑选找出真正的单光电 子。多光电子到达时，脉冲比单光电子时宽，而且因为大多数多光电子并不是同 时到达，这时突发脉冲会比脉冲宽度宽很多。所以挑选条件用脉冲宽度 w 。 8 0 n s ，突发脉冲宽度与脉冲宽度的比值w b ，w 。 5 的光电 子的贡献被忽略。结果证实了前述单光电子的拟合结果。由根据拟合的幅值、 宽度计算的电量以及电路的阻值得出在2 k v 时p m t 的增益g o = ( 0 7 1 0 o 0 0 2 1 x 1 0 7 。 、p u i s eb e i ：豆b t( 砸v l 圈3 一1 2 h v o = 2 k v 时的p m t 输出脉冲幅度的光电子谱拟合 由下一节的标定结果知道，我们的工作电压是1 3 k v ，根据 g 0 = 0 7 l 1 07 b = 6 1 8 由公式 g ：g o ( 罴n 在1 3 k v 时增益g = o 4 9 5 + 1 0 7 。 3 4 线性度的标定 为了测量整个簇射的发展，c i 汀n t 需要很大的动态范围，所以必须标定 p m t 在整个动态范围的线性度。 西南交通大学硕士研究生学位论文第4 2 页 i g ( p h o t o ni n t e n s i t y ) a r b l t r a 吖u n t ) 圈3 1 4 输入光强与p m t 阳极电量的线性关系 然而，线性的精度范围只能测量到2 0 的范围，在光强输入的较大值和 较小值时，输出都比线性的预期值大。造成光强较强时的非线性的主要原因是 最后一级打拿极的饱和，因为光源驱动脉冲的频率比宇宙线实际到达频率高的 多，这就造成了p m t 最后一级打拿极与阳极之间的比较大的空间充电电流， p m t 的实际增益被提高。这种因素可以通过减少输入脉冲频率避免。另外的 原因是温度对l e d 发光效率的影响。测量期间控制整个系统的温度在l o c ， 线性度明显得到改善，线性度偏差在8 以内，r m s 在5 以内。 为了测量g u b e e v 宇宙线大气簇射产生的大气荧光，c r l n t 探测器设计 为能够处理一个p m t 接收几个光电子的小信号，而在测量切伦科夫事例时。 特别在t 中微子观测时探测器还能处理每个p m t 接收几千个光电子的大信 号。为了平衡p m t 的动态范围与增益，c i h n t 探测器的工作电压选在1 3 k v 。 3 5 频率响应的标定 频率响应的标定采用滇钨灯作为光源