Proporsjonal teller. Proporsjonal måler Beregn den totale gassforsterkningen til proporsjonal måler

Forelesning 10

3.3. Proporsjonale tellere

De opererer i det proporsjonale domenet. Størrelsen på pulsen er proporsjonal med den første ioniseringen, så med deres hjelp kan vi skille α - β - stråling. De er mye brukt i Vitenskapelig forskningå ta spekteret.

Avhengigheten av gassforsterkningskoeffisienten av spenning beregnes ved hjelp av formelen:

hvor K er gassforsterkningskoeffisienten; U – spenning; Opp – terskelpotensial; A er en konstant avhengig av gassens natur og trykk og målerens geometri.

Som man kan se, øker gassforsterkningskoeffisienten eksponentielt med avstanden fra terskelspenningen, opp til en verdi på ≈103.

Denne ligningen er utledet under følgende forutsetninger:

1) det er ingen fotonisk forsterkningsmekanisme, det skal ikke være noen ladningsoverføring (en demper legges til), og det er ingen ionisering av positive ioner.

2) når positive ioner utlades, blir ikke elektroner kastet ut fra katoden (katoden er laget av et materiale med høy elektronarbeidsfunksjon).

Disse forutsetningene er kun gyldige for relativt lave spenninger, det vil si bare for det proporsjonale området.

2.3.1. Avhengighet av gassforsterkningskoeffisienten av plasseringen av delstøtet

Det ble lagt merke til at jo lenger partikkelen fløy fra filamentet, desto lavere er gassforsterkningskoeffisienten. Når ioner dannes nær katoden, har diffusjonen av elektroner en merkbar effekt, som et resultat av at noen av dem kan komme til katoden og forhindre starten på et elektronskred. For rekombinering av ioner avhenger det også av plasseringen av den ioniserende partikkelen: jo lenger unna glødetråden, jo svakere er det elektriske feltet, jo mer sannsynlig er rekombinasjonen, og jo langsommere er separasjonen av positive og negative ioner.

(Men tilstedeværelsen av tunge negative ioner har spesielt stor innflytelse på gassgevinsten. Hvis det er en elektronnegativ gass i måleren, så fester elektroner seg til molekylene og atomene til den elektronnegative gassen og danner tunge negative ioner https ://pandia.ru/text/ 78/242/images/image004_3.gif" alt=" Signatur:" align="left" width="386" height="144">Форма импульса, его амплитуда и продолжительность зависят от природы газового наполнителя, от величины напряжения, сопротивления R, емкости счетчика и подводящих проводов (С).!}

Mekanismen for pulsdannelse er som følger:

Etter at en partikkel (α, β) passerer gjennom telleren, dannes det et elektronskred. Utviklingstiden er ≈10-7 sekunder. I løpet av denne tiden dannes elektroner og positive ioner rundt tråden, og elektronene samles på tråden, og de positive ionene omgir tråden med et deksel (hastigheten deres er lav, og vi kan anta at under dannelsen av skredet de forblir på plass). I øyeblikket for separasjon av positive ioner og elektroner vil den første endringen i potensialet til filamentet skje, men den er ubetydelig, siden kappen av positive ioner binder elektronene. Hovedendringen i potensialet vil skje i øyeblikket av avgangen av positive ioner fra filamentet til katoden. Elektroner som ankommer glødetråden begynner å lade kapasitansen C (reduserer potensialet til glødetråden) når positive ioner beveger seg bort fra glødetråden. Fullstendig frigjøring av skredladningen skjer i øyeblikket av nøytralisering av positive ioner ved katoden. Samtidig utlades kapasitansen C gjennom motstanden R. Pulsamplituden er større, jo mindre C og jo større R. Jo større R, jo mindre ladning tappes fra kapasitansen ved passasje av positive ioner fra glødetråden til katoden. Men jo større R, jo lengre gjenopprettingstiden for det normale potensialet til tråden (siden jo større CS), desto lengre er pulsvarigheten. Den optimale motstandsverdien R ≈ 106-107 ohm. Med en mindre R vil amplituden være liten, og med en større blir pulsvarigheten for lang.

3.3.4. Anvendelse av proporsjonale tellere

1) For registrering α -partikler α -partikler har høy ioniseringsevne, så størrelsen på impulsen vil være stor og impulsen fra α -partikler vil i stor grad overstige momentumet fra andre partikler (protoner, elektroner). For registrering α -partikler, endemålere av typen SAT-4, SAT-5, SAT-3, SAT-2, SAT-8, fylt med argon blandet med hydrokarbon, brukes. I "Protoka" 4P-installasjonen fungerer proporsjonalmåleren i strømningsmodus, det vil si at under målinger passerer en strøm av metan eller propan fra en sylinder gjennom måleren.

"Flow"-installasjonen lar deg skille β -stråling, protonstråling og α - stråling, siden dens sekundære elektroniske utstyrsenhet (PP-9-konverteringsenhet) har 110 diskrimineringsnivåer.

2) Registrering av raske nøytroner– basert på bruk av rekylkjerner (rekylprotoner). For å gjøre dette påføres et lag av et hydrogenholdig stoff (parafin, tristeareth glyserol) på platina- eller gullfolie ved fordampning i vakuum og plasseres inne i disken. En slik teller har ikke et distinkt platå, siden mengden energi som tildeles rekylprotonene vil være forskjellig (det avhenger av kontaktvinkelen). Effektiviteten til slike tellere er lav.

3) Registrering langsomme nøytroner – basert på kjernefysisk reaksjon

.

Kjerner Li 7 Og Ikke // produsere primær ionisering (80 000 ionepar). Siden energien deres er konstant, har telleren et godt platå, størrelsen på pulsene er stor, de kan lett skilles fra andre pulser. De utføres i to versjoner. I SNM-9-telleren er katoden med et areal på 43 cm3 belagt med et lag av amorft bor (i prinsippet kan alle borforbindelser, py. boraks, brukes). Platålengde – 400 volt, helning 10 % per 100 volt, bakgrunn 1 puls/min, varighet sl. 500 timer.

Tellere SNM-3, SNM-4, SNM-5, SNM-7, SNM-8 fylt med borgass – B.F. 3 , beriket i en lett isotop. For eksempel er SNM-8 fylt B.F. 3 , beriket opptil 85 % KL 10 . Lengden på platået er 150 V, helningen er 5 % per 100 V, bakgrunnen er 5 pulser/min.

Effektiviteten til bortellere for termiske nøytroner når 5%. Ved hjelp av slike tellere er det mulig å produsere relative målinger flukser av raske nøytroner, som tidligere har bremset ned nøytronene i et tykt lag med parafin. Men i dette tilfellet er det nødvendig å legge et lag med kadmium foran parafinen for å absorbere langsomme nøytroner som er tilstede i primærstrålen.

Proporsjonale tellere kan også brukes til å registrere tunge kjerner. For eksempel kan de indre veggene i disken være belagt med et tynt lag uran. I en slik teller kan vi observere pulsene til kjernefysiske fisjonsfragmenter, som i størrelsesorden betydelig overstiger pulsene - α- partikler.

Forelesning 11

2.4. Selvutladende målere

Målere med selvutladning, avhengig av type påfyllingsgass og eksterne parametere, er delt inn i to grupper:

a) ikke-selvslukkende (eller "langsomme") målere;

b) selvslukkende (eller "raske") målere.

Disse tellerne skiller seg fra hverandre i mekanismen for utslippsforplantning, mekanismen for utslippsutryddelse og varigheten av utslippet.

Fellestrekket deres er bruken selvutladning, hvis amplitude ikke avhenger av den innledende ioniseringen (dvs. av antall primære elektroner dannet av den detekterte partikkelen). Disse tellerne opererer i Geiger-regionen.

2.4.1. Målerens ytelseskarakteristikk

Egenskapene til en måler som en måleenhet bestemmes av dens telle- eller driftskarakteristikk, som er avhengigheten av antall utladninger registrert i måleren (per tidsenhet) av størrelsen på spenningen som påføres den.

Potensialforskjellen ved hvilken impulser først oppstår kalles det initiale arbeidspotensialet eller "tenningspotensialet" (UZ). Når spenningen øker, øker antallet registrerte pulser først raskt, deretter saktere, og fra UA til Uв forblir omtrent konstant. Avhengig av størrelsen på overspenningen (Ucch - Uz), kan driftskarakteristikken deles inn i 3 deler. Hvis spenningen er mindre enn UA, registreres ikke alle partikler av enheten. Forsterkningen her er ennå ikke så stor at sekundærkretsen registrerer alle pulsene her er det fortsatt et område med begrenset proporsjonalitet og de partiklene som danner et betydelig antall initialioner blir registrert. Med utgangspunkt i UA registrerer telleren alle partikler som danner minst ett par ioner i tellervolumet, dvs. her har vi allerede en Geiger-region, en selvutladningsregion, gassforsterkningskoeffisienten er stor (~106). Dette området, som strekker seg til UB, kalles meterplatået. Det er kanskje ikke strengt parallelt med aksen abscisse, men er skråstilt i en viss vinkel, hvis størrelse avhenger av utformingen av måleren, kretsparametere, katodeegenskaper, gasstrykk, etc. For gode meter er hellingen på platået ikke mer enn 5–7 % per 100 volt.

Når spenningen øker over UB, begynner antallet utladninger å øke kraftig. Dette skjer ikke på grunn av en økning i følsomhet, men på grunn av utseendet av spontane utladninger. Det er umulig å jobbe i dette området, siden antall spontane utladninger avhenger av intensiteten av stråling, tid og andre faktorer.

Utladninger som skjer i en teller som opererer i platåregionen uten bestråling kalles tempoutladninger, eller bakgrunn. Bakgrunnsverdien bestemmes av kosmisk stråling, radioaktiv forurensning av luften, veggene i disken, samt jordens radioaktivitet. I gjennomsnitt er bakgrunnen 1–2 pulser per minutt per 1 cm2 motflate. For å redusere bakgrunnen er målerne plassert i blyhus. I UMF-installasjonen er innerveggene i blyhuset foret med tellere koblet til hverandre parallelt. Anti-sammenfallskretsen forkaster utladninger som oppstår samtidig i den sentrale telleren og i tellerbeskyttelsesblokken.

Noen typer tellere (BFL) er laget av spesielt kaliumfritt glass for å redusere bakgrunnen fra den radioaktive isotopen K40.

3.4.2 Meter arbeidsvolum

En sylindrisk metallteller har et arbeidsvolum nesten lik det totale volumet som dekkes av den sylindriske katoden.

Avhengigheten av følsomhet på plasseringen av virkningen av den ioniserende partikkelen er vist i figuren

En metallteller har et lite fall i følsomhet i kantene, noe som skyldes forvrengning elektrisk felt isolasjonsplugger.

Hvis tråden er forsterket på punkter som er tilstrekkelig langt fra kantene på katoden (som i glasstellere), kan arbeidsvolumet være litt større enn volumet som dekkes av katoden. Når spenningen øker, vil arbeidsvolumet øke litt, noe som forklarer noe av helningen til motplatået.

3.4.2. Motfølsomhet

Den utbredte bruken av tellere skyldes deres høye følsomhet. Hvis vi ved hjelp av ioniseringskamre kan måle intensiteten av stråling som forårsaker strømmer på 10-14 - 10-15 A, gjør måleren det mulig å måle strømmer i størrelsesorden 10-20A. Denne strømmen tilsvarer utseendet i telleren på bare noen få elektroner per minutt (Naturligvis skal bakgrunnssvingninger være mindre enn den målte verdien).

I noen tilfeller (ved å bruke spesielle tilfeldighetsskjemaer) kan tellere oppdage passasjen av ett raskt elektron samtidig gjennom tre tellere, selv når denne hendelsen inntreffer mindre enn en time senere. Siden det oppstår en uavhengig utladning i telleren hvis minst ett elektron vises i tellervolumet, er det mulig å registrere individuelle g -kvanta, noe som er umulig

3.5. Ikke-selvslukkende målere

3.5.1. Utløpsmekanisme

Ikke-selvslukkende tellere er fylt med argon eller helium med en liten tilsetning av hydrogen - 1 - 2%. til et trykk lik ca. "/3 normal. Før dukker opp en ioniserende partikkel, er telleren en beholder ladet til potensialet til en høyspent likeretter (strømkilde).

Etter at en ladet partikkel passerer gjennom motvolumet, skynder elektroner og ioner til de tilsvarende elektrodene. Målerens tråd er alltid positivt ladet. I nærheten av glødetråden kommer elektroner inn i et felt med høy intensitet. Et elektron-fotonskred oppstår. Fotoner absorberes praktisk talt ikke i gassen og faller på katoden. På grunn av den eksterne fotoelektriske effekten ved katoden, kommer elektroner inn i tellervolumet, som under påvirkning av et elektrisk felt skynder seg til glødetråden, og danner også elektron-fotonskred.

Denne prosessen gjentas mange ganger, noe som resulterer i at utladningen fanger opp hele lengden av telleren. Mobiliteten til elektroner er tre størrelsesordener større enn mobiliteten til ioner, så elektroner samles på filamentet i løpet av en tid hvor ionene praktisk talt ikke har tid til å bevege seg fra dannelsesstedet. En positiv romladning dannes nær filamentet. Denne ladningen reduserer det elektriske feltet nær filamentet, noe som fører til demping av elektron-fotonskred. På dette elektroniske prosesser telleren går ikke tom, siden positive ioner, som nærmer seg katoden, river elektroner fra overflaten, som under påvirkning av et elektrisk felt skynder seg til filamentet.

Ved katoden: Ar + é ® Ar* E* = 15,7 – 4,5 = 11,2 eV,

hvor 15,7 er ioniseringsenergien til argon; 4,5 – elektronarbeidsfunksjon fra kobber. Hvis eksitasjonsenergien overskrider elektronarbeidsfunksjonen med 2 ganger, er utstøting av et sekundært elektron mulig.

Hva som skjer videre avhenger av om potensialet til tråden er gjenopprettet til sin forrige verdi når elektronene nærmer seg den. Hvis filamentpotensialet får en verdi hvor støtionisering er mulig, vil elektronene forårsake elektron-fotonskred, og alle prosesser i telleren vil bli gjentatt. En utladning vil dukke opp i telleren, bestående av individuelle pulser som følger etter hverandre. Hver slik puls begynner med et elektron-foton-skred. Utladningen i måleren vil fortsette inntil spenningen som kreves for dette er gjenopprettet. Hvis når positive ioner nærmer seg katoden, blir potensialet til filamentet mindre enn potensialet der dannelsen av elektron-fotonskred er mulig, vil utladningen i telleren stoppe. For å få dette til, kan du enten bruke en dempekrets som reduserer potensialforskjellen mellom elektrodene til telleren etter det første trinnet av utladningen, eller inkludere en motstand med høy motstand i tellerkretsen, som vil forhindre rask gjenoppretting av trådpotensialet til sin opprinnelige verdi (tidskonstant R.C. bør være større enn drifttiden for positive ioner fra filamentet til katoden, dvs. i størrelsesorden 10-3-sekunder).

3.5.2. Pulsform og varighet

Kapasitet MED Det er fornuftig å gjøre så lite som mulig. For en kapasitet på ca 10 pf og tidspunktet for bevegelse av ioner er omtrent 10-4 sek vi finner at motstanden bør være større enn eller omtrent 108 ohm Dette betyr at kapasitetsutladningstiden er mer enn 10-3 sek.

Fordelen med disse målerne er muligheten til å slukke utslippet.

Ulempen er tilstedeværelsen av en stor dødtid (Dødtid er tiden fra starten av partikkelregistreringen til tidspunktet da telleren vil registrere en ny partikkel).

Forelesning 12

3.6. Selvslukkende målere

Selvslukkende målere, i tillegg til monoatomisk gass, er fylt med en viss mengde damp fra en av de polyatomiske organiske forbindelser(etylalkohol, etylen, isopentan, etc.). Ioniseringspotensialet til den polyatomiske gassen må være lavere enn ioniseringspotensialet til hovedgassen. Denne sammensetningen av motfylleren sikrer at utslippet automatisk slukkes uten ytre inngrep.

Hvordan utvikler og slukkes utslippet i en selvslukkende disk?

Startfasen av utslippsutviklingen er den samme som i en ikke-selvslukkende teller. Den ioniserende partikkelen produserer positive ioner og elektroner i telleren. Sistnevnte beveger seg mot filamentet vil gi opphav til et elektronskred. Men det er ingen fotonisk utladningsmekanisme i denne telleren. Ultrafiolett stråling eksiterte argonatomer absorberes fullstendig av molekylene til det slukkende additivet allerede i en avstand på 1-2 mm fra filamentet. Utslippet forplanter seg langs tråden og beveger seg fra punkt til punkt, siden fotoner produserer ionisering bare i umiddelbar nærhet av opprinnelsen. Utladningshastigheten (hastigheten for bevegelse av "kappen" av ioner langs filamentet) er ~106 cm/sek. Ved å absorbere et foton, eksiteres et polyatomisk quencher-molekyl, og eksitasjonsenergien brukes på dissosiasjonen av quencheren.

Etter at hele filamentet er omgitt av en kappe av ioner, går koronaen ut. Positive ioner begynner å bevege seg bort fra filamentet, og potensialet til filamentet synker. Samtidig begynner potensialet til glødetråden å bli gjenopprettet fra likeretteren gjennom motstand R. Siden R er liten, vil den elektriske feltstyrken ved glødetråden som er tilstrekkelig for slagionisering oppnås før de positive ionene når katoden.

De mest brukte er selvslukkende tellere fylt med en blanding av argon (ioniseringspotensial 15,7 V) med et trykk på 87 mmrt. Kunst. og etylalkoholdamp (ioniseringspotensial 11.3 V). I en slik teller oppnås opphør av den resulterende utladningen under påvirkning av sekundære elektroner slått ut fra katoden til telleren på grunn av dissosiasjonen av polyatomiske alkoholmolekyler, som absorberer strålingskvanter fra både eksitasjon av argonatomer, og dermed forhindrer forekomsten av den fotoelektriske effekten ved katoden, og fra nøytraliseringen av positive argonioner på motkatoden.

Ar+ + C2H5OH® C2H5+ + OH- + Ar + h v(15,7 – 11,3 = 4,4 eV)

Nesten bare alkoholioner når katoden til telleren. Dette forklares med at argonioner nøytraliseres som følge av kollisjoner med alkoholmolekyler, siden argonionet har et høyere ioniseringspotensial enn alkoholmolekylet. De resulterende eksiterte argonatomene går tilbake til grunntilstanden ved å sende ut fotoner, som igjen blir absorbert av alkoholmolekyler. Positive ioner av alkohol, nærmer seg katoden på ganske kort avstand (10-7 cm), elektroner trekkes ut av det under nøytralisering og blir til eksiterte molekyler.

Ved utlading av C2H5+-ionet vil etylalkoholmolekylet ha en energi lik 11,3 – 4,5 = 7,8 eV

Det er kjent at et eksitert atom (eller molekyl) kan skyte ut et sekundært elektron hvis eksitasjonsenergien er nesten det dobbelte av elektronarbeidsfunksjonen. Men for dette må det eksiterte molekylet nærme seg katoden i en avstand på mindre enn 2 × 10-8 cm, som det vil kreve ³ 10-12 sekunder for.

Levetiden til et eksitert alkoholmolekyl før dissosiasjon er omtrent 10-13 sek, som er betydelig mindre enn strålingstiden, som er 10-8 sek og tidspunktet for tilnærming til katoden fra stedet for nøytralisering. Dermed er utslippet i en selvslukende teller med tillegg av polyatomiske molekyler av en enkelt skredkarakter.

3.6.1. Pulsform og varighet

La oss vurdere endringen i størrelsen på pulsen avhengig av tidspunktet for dens forekomst etter forrige puls (heltrukken kurve) og

Ris. 3.12 Endring i størrelsen på en puls avhengig av tidspunktet for dens forekomst fra forrige puls.

forekomsten av påfølgende impulser (stiplede kurver); Tm er dødtiden hvor telleren ikke er i stand til å registrere nylig ankomne partikler. Dødtid oppstår etter at et snøskred oppstår i telleren. I løpet av denne tiden samles elektroner ved anoden, og positive ioner beveger seg fra anoden til katoden. Selvslukende målere har en dødtid i størrelsesorden 10-4 sek, dvs. mindre enn ikke-selvslukkende 10-2 sek), derfor kalles de noen ganger raske tellere; TV - restitusjonstid. Dette er tidsintervallet fra slutten av dødtiden til potensialforskjellen på motelektrodene er fullstendig gjenopprettet (til øyeblikket da de positive ionene når katoden). Hvis en partikkel kommer inn i telleren under gjenoppretting, vil den resulterende pulsen (stiplede kurver) ha en amplitude mindre enn den nominelle verdien og vil ikke bli registrert. Gjenopprettingstiden for en selvslukkende teller er ca. 10-4 sek. Pulsvarigheten t bestemmes av summen av dødtiden og restitusjonstiden.

3.6.2. Levetid for selvslukkende målere

Levetiden til selvslukkende tellere bestemmes av antall alkoholmolekyler som fyller volumet av telleren. Vanligvis inneholder telleren omtrent 1020 molekyler alkohol. Med hver puls dissosieres 1010 molekyler. Derfor er levetiden til telleren omtrent 1010 tellinger. Erfaring har vist at stabil quenching oppnås etter ca. 108 utslipp, siden det kreves en viss konsentrasjon av quencheren for quenching-effekten. Som et resultat av registrering av pulser synker konsentrasjonen av quenchere, men på den annen side har noen av radikalene som den opprinnelige quencheren brytes ned i, en quenchende effekt. Det er eksperimentelt vist at som et resultat av dekomponeringen av den første quencher-etylalkoholen i disken, dannes lettere molekyler og radikaler av typen:

CH2OH; - NSO; C2H4; C2H2; Å - osv.

De fleste av dem, som inneholder tre eller flere atomer, er i seg selv slukkere.

Som et resultat av registrering av ioniserende partikler avtar imidlertid konsentrasjonen av quenchere gradvis.

Driftskarakteristikken til måleren endres: det innledende tellepotensialet øker, platået forkortes, platåets helning øker, og et øyeblikk kommer når dempningseffekten forsvinner og måleren svikter. Så levetiden til en selvslukkende måler måles ikke etter driftstid, men etter antall registrerte pulser.

3.6.3. Halogenmålere

For å måle b - Og g - Geigertellere fylt med en slukkeblanding av inerte gasser - neon med en blanding av argon og en av halogenene - klor eller brom (opptil 0,5%), hvis ioniseringspotensialer (13,2 og 12,8) er mye brukt. V) under neonioniseringspotensialer (21.5 V) og argon (15, V).

Slukkeeffekten av halogener kan åpenbart forklares som følger. Under påvirkning av ioniserende partikler som kommer inn i disken, er neonatomer i en opphisset tilstand. Når neonatomer går over til grunntilstanden, brukes energien som sendes ut av dem mer på ionisering av halogen og mindre på ionisering av argon. Positive argonioner nøytraliseres og tilegner seg elektroner når de kolliderer med halogenioner og molekyler. En liten driftsspenning (300–400 V) på motelektrodene reduserer sannsynligheten for at elektroner (som er kilder til nye snøskred) blir revet ut av katoden når positive ioner nærmer seg den. Under rekombinasjon ved katoden dissosieres halogenmolekyler til atomer, som etter en tid danner molekyler igjen.

Som et resultat av alle prosesser endres ikke sammensetningen av blandingen, og halogenmålere har ubegrenset levetid. I tillegg har slike målere en lav driftsspenning - 300 - 400 V (for konvensjonelle målere er den nødvendige spenningen 700-1600 V), er ikke redd for overbelastning og har en relativt høy tellehastighet (opptil 2 × 103 imp/sek). Ulempene med halogenmålere inkluderer en betydelig helling av platået (mer enn 5 % ved 100 V ) og en lang utviklingstid for utladning (omtrent to størrelsesordener høyere enn for høyspentmålere). På grunn av den kjemiske virkningen av halogener, brukes visse materialer til å lage målere. Katoden er laget av rustfritt stål, tantal eller karbon, og anoden er laget av wolfram.

Utformingen av telleren avhenger av typen og energien til de påviste partiklene. Tellere beregnet for telling b - og langbølget g -stråling, ha en vegg laget av lett materiale for å unngå fullstendig absorpsjon av stråling i selve motveggen. For høyenergistråling brukes tykkere vegger.

Forelesning 14

3.7. HALVLEDERS DETEKTORER

3.7.1. Driftsprinsipp for en halvlederdetektor

Rask utvikling i i fjor halvlederdetektorer er for det første assosiert med et stort følsomt volum (flere titalls og til og med hundrevis cm3) halvlederdetektorer og for det andre med deres svært høye oppløsning (tideldeler) samtidig som de opprettholder tilstrekkelig effektivitet. Halvlederdetektorer brukes til registrering og spektrometri av ladede partikler, nøytroner og g - kvantum.

Til en første tilnærming kan en halvlederdetektor betraktes som et ioniseringskammer med et solid dielektrikum mellom elektrodene (Dette er en type halvlederdetektorer som opererer i ladningsoppsamlingsmodus uten forsterkning, dvs. de er en analog av et pulsert ioniseringskammer Det finnes halvlederdetektorer med intern forsterkning (analoger av proporsjonale og gassutladningstellere), men de har ennå ikke funnet noen utbredt bruk.). Ofte i stedet for begrepet solid state-kamera bruke begrepet disk. Akkurat som i et gassfylt ioniseringskammer, når ioniserende stråling absorberes, dannes det ladningsbærere i faststoffkammeret, som under påvirkning av et eksternt elektrisk felt samles på elektrodene. De resulterende strøm- eller spenningspulsene brukes til å registrere stråling. Antallet ladningsbærerpar som dannes avhenger praktisk talt bare av energien som går tapt av den ioniserende partikkelen og avhenger ikke av dens egenskaper (ladning, hastighet, etc.). Dette gir et lineært forhold mellom pulsamplitude og energi tapt i det følsomme volumet til detektoren for alle typer partikler (samme som i ioniseringskammeret).

Tilkoblingsskjemaet for et slikt kamera er vist i fig. 3.13. La oss anta at kammeret er en ensartet halvlederstang og at det elektriske feltet er konstant gjennom hele volumet, dvs. at kammeret har ideelle elektroder som ikke forvrenger ladningsfordelingen i halvlederen noe sted og ikke endrer ladningskonsentrasjonen transportører. Passasjen av en ladet partikkel forårsaker dannelsen av motsatte ladningsbærere (elektroner og hull) i dielektrikumet. Ekstern spenning U skaper et elektrisk felt inne i krystallen. Elektroner og hull (ladningsbærere i en halvleder) beveger seg under påvirkning av dette feltet mot elektrodene. Når bærerne forskyves, induserer de en ladning på elektrodene som er proporsjonal med potensialforskjellen de passerer gjennom.

Halvledermaterialer, som inkluderer krystallinsk silisium og germanium, galliumarsenid, arsenikkarsenid, indiumfosfid, etc., oppfyller best alle kravene for å fylle faste kamre.

Fordeler med halvlederdetektorer fremfor gassfylte:

1. Det følsomme volumet til disse kamrene inneholder en mye større masse stoff enn gassgapet. Følgelig er rekkevidden av ioniserende partikler med mye høyere energi fullstendig inneholdt i et faststoffkammer enn i et gassfylt kammer. Under registrering g-quanta, effektiviteten til solid-state kameraer er også betydelig høyere. Veldig viktig for g -spektroskopi hva g -kvanter som kommer inn i detektoren slår ikke ut elektroner primært fra elektrodene, slik tilfellet er i gassfylte ioniseringskamre, men danner dem i det følsomme volumet i kammeret. Samtidig er det om nødvendig mulig å lage et solid-state kammer med et veldig lite gap mellom elektrodene. I en slik detektor absorberes kun en liten brøkdel av energien til innfallende partikler, noe som gjør det mulig å bruke den til å måle spesifikke energitap.

2. Solid-state kammer har betydelig bedre energi og tidsoppløsning, noe som er forbundet med prosesser for dannelse og bevegelse av ladningsbærere som er forskjellige fra de i et gassfylt kammer (og dette er enda viktigere).

3. Halvlederdetektorer er karakterisert ved en lav gjennomsnittlig energi som forbrukes av en ladet partikkel for å skape ett par ladningsbærere, derfor enn mindre verdi gjennomsnittlig energi, jo flere bærere vises i det følsomme volumet, jo større er signalet som tas opp fra kameraet, og jo mindre er den relative fluktuasjonen til dette signalet, som bestemmer grensen for kameraets energioppløsning. For halvlederdetektorer w - den gjennomsnittlige energien for dannelse av et par bærere er en størrelsesorden mindre enn for gassioniseringskamre, og to størrelsesordener mindre enn for scintillasjonstellere. For dannelse av ett par bærere, uavhengig av type stråling og dens energi i silisiumdetektorer w= (3,5±0,7) eV, og i germanium - w= (2,94±0,15) eV. Som oftest w er » 3DEz, der DEz er båndgapbredden.

4. Mangel på rekombinasjon og bærerfangst.

5. Stor og lignende mobilitet for bærere av begge skiltene;

6. Høy spesifikk elektrisk motstand.

De viktigste ulempene med halvlederdetektorer:

1. Vanskeligheter med produksjon. Opprettelsen av slike detektorer ble mulig som et resultat av utviklingen av høyteknologiske prosesser for å produsere svært rene stoffer.

2. Mange detektorer, spesielt germanium, må betjenes og lagres ved lave temperaturer, vanligvis ved flytende nitrogentemperatur.

3. Større følsomhet for stråleskader. Når detektorer opererer med ioniserende stråling, i tillegg til den nyttige prosessen: opprettelsen av elektron-hull-par, dukker det opp mange andre prosesser. bivirkninger, forverring av egenskapene til detektoren, og når store doser eksponering gjør den uegnet for arbeid.

3.7.2. Hovedtyper av halvlederdetektorer

Avhengig av parametere og produksjonsteknologi, er halvlederelektronhulldetektorer delt inn i overflatebarriere Au–Si og diffusjonsdetektorer. (p–p) Og (etc)- henholdsvis overganger og diffusjonsdrift (R-Jeg-P)- på en måte.

Overflatebarrieredetektorer. р–п Overgangen i detektorer av denne typen dannes ved oksidasjon av den etsede overflaten av basismaterialet med atmosfærisk oksygen. På overflaten dannet på denne måten R-laget er sprayet med et tynt lag metall, vanligvis gull, som fungerer som en elektrode.

Tykkelsen på det strålingsfølsomme området i overflatebarrieredetektorer overstiger ikke (2–5) 10-2 cm. Det ikke-fungerende (døde) laget av gullfilm på overflaten er veldig tynt, omtrent 3×10-6 cm. I slike detektorer kan tykkelsen på det følsomme området varieres ved å endre forspenningen, noe som gjør det enkelt å skille mellom ladede partikler basert på deres områder og ioniseringstetthet.

Overflatebarrieredetektorer er laget av silisium og kan operere i romtemperatur uten spesiell kjøling. De brukes hovedsakelig til registrering og spektrometri av ladede partikler med kort rekkevidde: fisjonsfragmenter, a-partikler og lavenergiprotoner.

Overflatebarrieredetektorer, på grunn av den lille tykkelsen på det følsomme området, har en stor kapasitans og derfor lav energioppløsning, siden energiekvivalenten til hovedsakelig kapasitiv støy er titalls kiloelektronvolt.

Tilkoblingsskjemaet for gull-silisiumdetektoren er vist i fig. 3.14.

Overflatebarriere silisiumtellere De brukes også til å registrere raske og langsomme nøytroner. En slik teller (fig. 3.15.) består av en silisiumskive 1 med to halvsirkelformede gullskiver påført. 2, som kontakter er knyttet til 3. Dermed representerer de to halvdelene to tellere som skal gi samme avlesning når bakgrunnen tas. Et lag med plastfilm legges på en av halvdelene 4, tjener som en kilde til rekylprotoner når telleren er bestrålt med raske nøytroner. Når en slik teller slås på ved hjelp av en differensialkrets, kan antall rekylprotoner bestemmes.

For å registrere termiske nøytroner i telleren brukes den kjernefysisk reaksjon Li6(n, en ) H3. Denne telleren består av to atskilte silisiumdetektorer. Et tynt lag gull påføres på den indre overflaten av en av dem, og Li6F påføres på den andre (fig. 3.16). Nøytroner er registrert i henhold til skjemaet for sammenfall av protoner med tritium. Pulser fra to tellere summeres, og den totale pulsen, etter forsterkning, mates til en flerkanalsanalysator. Effektiviteten til en slik teller er lav, siden den i stor grad avhenger av reaksjonstverrsnittet og tykkelsen på Li6F-laget.

Detektorer s p - Jeg - n- overgang. Egenskapene til litium innebygd i germanium eller silisium er slik at de tillater dannelse av tilstrekkelig store områder (tykkelse større enn 1 cm) nesten fullstendig kompensasjon, og derfor en region med ledningsevne nær sin egen. Dette skyldes både den eksepsjonelt høye mobiliteten til litiumioner i tetravalente krystaller og dens lave ioniseringsenergi (0,033 ev i Si og 0,0043 ev i Ge). For eksempel er mobiliteten, og derfor diffusjonskoeffisienten, til litium i Tyskland 107 ganger større enn for konvensjonelle givere, siden litiumionet på grunn av sin lille radius ikke kan lokaliseres i gittersteder, men i mellomrom.

Kompensasjon av akseptoratomer i R-materiale som bruker litiumdrift produseres som følger. Først sputteres litium på R-materiale, så stiger temperaturen til ca. 400 °C og litium diffunderer inn i prøven. Diffusjonen fortsetter i flere minutter og litium diffunderer til en dybde på ca. 0,01 cm. Etter det til р–i–n-en omvendt skjevhet påføres krysset og litiumioner, som har en positiv ladning, begynner å bevege seg bort fra P- sider av overgangen til R-siden der de kompenserer for akseptoratomer R-materiale.

Silisiumdetektorer med R- Jeg -n - overgang, tykkelsen på det følsomme området når 0,5-1 cm, har funnet anvendelse for å registrere tunge ladede partikler med middels energi og elektroner, hvis rekkevidde ikke passer inn i det følsomme laget av overflatebarriere- og diffusjonsdetektorer. Deres største fordel er muligheten til å jobbe uten kjøling. Energiekvivalenten til støyen til slike detektorer er flere titalls kiloelektronvolt.

Germanium detektorer med R- Jeg - n -overgang har blitt svært utbredt i g-spektrometri på grunn av sin høye oppløsning og effektivitet. Effektiviteten og linjeformen til en slik gammadetektor avhenger tydeligere av volumet til det følsomme området enn av dets bredde, derfor er germaniumdriftdetektorer vanligvis preget av volumet til det følsomme området. Flate, eller som de også kalles plane, detektorer har et volum på opptil 10–15 cm3. Koaksial-type detektorer, ved fremstilling av hvilke litium driver fra overflaten av en sylindrisk prøve til dens akse, kan ha et volum på opptil 100 cm3.

Germanium detektorer med R-Jeg– n- overganger må drives og lagres ved lave temperaturer, vanligvis flytende nitrogentemperaturer. Det er umulig å jobbe med dem ved romtemperatur på grunn av den høye mørkestrømmen, og å lagre dem ved lav temperatur er nødvendig for å forhindre at den irreversible prosessen med litium forlater detektorvolumet. Frigjøringen av litium til overflaten er en konsekvens av at det under avdriftsprosessen kl høy temperatur Mer litium er inkorporert i Germanium-enkeltkrystallen enn det som bør være i en likevektsløsning av litium i germanium, og ved romtemperatur er hastigheten for litiumutfelling fra løsningen uakseptabelt høy.

Drift ved lave temperaturer under forhold med lave mørkestrømmer og lav koblingskapasitans bestemmer rekordhøy energioppløsning for germaniumdetektorer med p - i - s-overgang.

Strålingsgermaniumdetektorer. I detektorer av denne typen opprettes den sensitive regionen som et resultat av kompensasjon av givere i originalen n-Tyskland av akseptornivåer av strålingsdefekter som oppstår i det under påvirkning g- stråling. Disse defektene er stabile ved romtemperatur. Dette innebærer hovedfordelen med slike detektorer fremfor driftdetektorer: de kan lagres ved romtemperatur. Energioppløsningen til germaniumstrålingsdetektorer er dårligere enn driftdetektorer (deres egen støy er omtrent 2 ganger høyere), og tykkelsen på det følsomme området er også mindre, og når i beste fall 0,2-0,3 cm.

3.7.3. Strålingsspektrometri

En nødvendig forutsetning for å bruke detektorer for å måle partikkelenergi er at partikkelbanen passer helt innenfor volumet til detektoren. Halvlederdetektorer er relativt små i størrelse. Derfor er anvendelsesområdet begrenset til middels og lav energi. Halvlederdetektorer har en spesielt betydelig fordel ved opptak av røntgen og g- stråling.

For å måle kortdistansepartikler (a-partikler, kjernefysiske fisjonsfragmenter, tunge ioner), detektorer med р–п overganger. For røntgenspektrometri og g - stråling brukes av detektorer med R-Jeg– n- en struktur med et betydelig større arbeidsvolum.

Ris. 3.17. γ-strålespektre målt med en germanium-litium-halvlederdetektor (---) og en scintillasjonsdetektor med en Csl(Na)-krystall ()

Energioppløsningen til halvlederdetektorer i mellomenergiområdet (i størrelsesorden hundrevis av kiloelektronvolt) overstiger energioppløsningen til andre detektorer (fig. 3.17). I henhold til effektiviteten av registrering av røntgen og g-stråling de overskrider gassstråling med flere størrelsesordener (med samme arbeidsvolum).

Forelesning 15

4. OPTISKE METODER FOR REGISTRERING AV IONISERENDE STRÅLING

4.1.Scintillasjonsdetektorer ioniserende stråling

Scintillasjonsmetoden for å oppdage partikler er en av de eldste og enkleste metodene.

Scintillatorer er stoffer som under påvirkning av ladede partikler kan elektromagnetisk stråling sender ut fotoner i den synlige eller ultrafiolette delen av spekteret.

I sin enkleste form ble denne metoden implementert i Crookes spinthariscope (fig. 4.1).

På spissen av nålen (2) er det plassert en kilde til a-partikler - en ubetydelig mengde Ra. I den nedre enden av røret er det en skjerm (1) laget av sinksulfid (ZnS). Når en a-partikkel treffer skjermen, oppstår et glimt av scintillasjon, som forskeren observerer gjennom linsen (3). Denne metoden ble vellykket brukt på det tidlige stadiet av utviklingen av kjernefysikk med dens hjelp, ble prosessene for transformasjon av kjerner under påvirkning av a-partikler oppdaget og studert.

Siden antall scintillasjoner ble talt visuelt, vil resultatet i stor grad avhenge av subjektive faktorer: forskerens trening, tretthet, etc. Naturligvis kan bare kilder med lav intensitet studeres ved hjelp av en slik enhet. Etter hvert som ioniseringstellere ble utviklet, ble den visuelle metoden for scintillasjontelling erstattet.

Scintillasjonsmetoden ble utbredt etter opprettelsen av fotomultiplikatorrør (PMT-er i 1948–49) - enheter som var i stand til å oppdage svake lysglimt. Dette ga metoden en objektiv karakter. En moderne scintillasjonsteller består av en scintillator og en fotomultiplikator.

Avgjørende for suksessen til denne metoden var bruken av scintillatorer fra organisk materiale(naftalen, antracen, etc.) og fra halogenider alkalimetaller Et gunstig trekk ved disse stoffene er at de er gjennomsiktige for sin fluorescens (luminescens), opphisset av en rask partikkel på vei inn i skjermen. I en scintillator vises lysglimt ikke bare under påvirkning av ladede partikler, men også under påvirkning av g-kvanter og nøytroner, siden g-kvanter, som interagerer med atomer, skaper rekylelektroner under spredning, og nøytroner, som samhandler med kjerner , skape rekylkjerner eller ladede partikler som et resultat av (n, a)-, (n, p)-reaksjoner osv. Dette gjorde det mulig å anvende denne metoden ikke bare for å registrere a-stråling, men også for b - g -stråling, nøytronstråling.

Tynne filmer (7 – 9 mg/cm2) av sinksulfid aktivert med sølv og kobber brukes som scintillatorer for a-stråling.

For å registrere b-stråling brukes aktiverte enkeltkrystaller av alkalihalogenidsalter NaI, CsI, LiI, Ca eller Cd wolframater, samt organiske krystaller med en tykkelse på ca. 1 mm.

For å registrere g-stråling kan du bruke de samme krystallene som for opptak av b-stråling, kun noen få cm tykke.

Hovedkarakteristikken til en scintillator er konverteringseffektiviteten - dette er forholdet mellom energien til lysglimt og energien som absorberes i scintillatoren.

Hvis energi absorberes i scintillatoren W, deretter antall utsendte fotoner ( n) med gjennomsnittlig energi ( hvons), er lik

n = W ∙ k / h ∙ n ons (4.1),

Hvor k– koeffisient som karakteriserer omdannelseseffektiviteten til scintillatoren.

Konverteringseffektivitet – Dette er effektiviteten ved å konvertere energien til ioniserende stråling til lysenergien til en luminescensblits i en scintillator.

Spekteret til scintillatorfotoner ligger derfor typisk i den synlige delen av spekteret hvons» 3 ev. Verdier k for forskjellige scintillatorer er forskjellige, men overstiger ikke 0,3.

Fysisk effektivitet – forholdet mellom fotonenergi og absorbert energi, eller brøkdelen av absorbert energi som faktisk omdannes til fotonlysenergi.

Teknisk effektivitet – forholdet mellom energien til fotoner som forlater scintillatoren og den absorberte energien – brøkdelen av energi som tilsvarer det utsendte (dvs. forlater scintillatoren) luminescenslyset.

Scintillatorer (luminoforer) med høy fysisk effektivitet, men liten gjennomsiktighet for egen stråling, har lav teknisk effektivitet. Spesielt strenge krav til åpenhet stilles til scintillatorer som brukes i scintillasjonsspektrometre. For scintillatorer som brukes i spektrometre er det viktig at konverteringseffektiviteten ikke er avhengig av strålingsenergien. Luminescensspekteret må tilsvare området med den høyeste spektrale følsomheten til fotomultiplikatoren. (for antimon-cesium fotokatoder 3800–7000Å).

I organiske krystaller, ved registrering av partikler med høy spesifikk ionisering (a-partikler), observeres en reduksjon i k. Så i antracen, når man absorberer en b-partikkel med en energi på 5 MeV, dannes det 10 ganger flere fotoner enn når man absorberer en a-partikkel med samme energi

Hovedkarakteristikkene til noen scintillatorer er gitt i tabell 4.1.

Tabell 4.1

Hovedkarakteristika for noen scintillatorer

Materiale	Type stråling	Lyseffekt i forhold til antracen (ved b-stråling)	Konverteringseffektivitet, k, % %	Blinktid (tid for å redusere blitslysstyrken med e ganger), sek
Naftalen Antracen Trans-stilben
Polystyren

Diagrammet av en scintillasjonssensor med fotomultiplikator er vist i fig. 4.2.

Detektoren fungerer som følger: En rask partikkel som kommer inn i scintillatoren eksiterer atomene, noe som resulterer i en scintillasjonsblink. Fotonene som produseres i scintillatoren, treffer fotokatoden til fotomultiplikatoren, slår ut elektroner der. Disse elektronene går inn i et akselererende elektrisk felt inne i fotomultiplikatoren. Et akselerert elektron som treffer den første dynoden slår ut flere elektroner fra den som følge av sekundær emisjon. De resulterende elektronene akselereres igjen og treffer den andre dynoden, hvor det samme skjer osv.

Samlet gevinst

K = Ln (4.2),

Hvor L – sekundær emisjonskoeffisient (multiplikasjon per 1 trinn) (ved en spenning på 100–120 volt per trinn L = 3–4), n– antall forsterkningstrinn.

Fig. 4.2 Skjematisk av en scintillasjonsdetektor med fotomultiplikator.

PMT-er som brukes i scintillatorsensorer har 9–13 dynoder og gir K =105–1010. Siden PMT gir høy forsterkning, mates spenningspulsen fra lastmotstanden til multivibratoren, hvor den forsterkes, dannes og endrer polaritet, og pulsen fra anodekretsen til multivibratoren mates direkte til konverteringskretsen. Den formende kaskaden i gamle kretser ble utført på lamper, i nye - på transistorer og mikrokretser.

Driftskarakteristikken til a-telleren har et platå på 100-300 volt, og ved registrering av b- og g-stråling er det ikke noe platå. (Rollen til konstanten til energien til a-partikler og dens fullstendige absorpsjon i scintillatoren, derfor samme størrelse på pulsene).

Driftsspenningen til scintillasjons b- og g-tellere er på maksimalt forhold https://pandia.ru/text/78/242/images/image023_4.gif" alt=" Signatur:" align="left" width="324" height="282">!} bestemme konsentrasjonen av radioaktive elementer på overflaten,

for eksempel i mikroskopiske mineralkorn av bergart.

Røntgenprøven må ha en flat overflate som den følsomme overflaten av den fotografiske platen plasseres på i mørket. Eksponeringstiden avhenger av emulsjonens følsomhet og intensiteten til strålingen. Etter eksponering fremkalles platen og et avtrykk av radioelementfordelingen oppnås på den. (Hvis stoffet kan forårsake skade kjemisk virkning på emulsjonen, deretter legges en tynn film av cellofan mellom preparatet og platen)

Kontrastradiografi gjør det mulig å visuelt undersøke fordelingen av et radioelement over en stor overflate. For kvantitativ bestemmelse fotometeres ulike områder

Gass-ioniserende strålingsmålere er en detektor og er designet for å registrere ioniserende stråling. En gassutladning brukes til forsterkning. Denne klassen av detektorer har høy følsomhet, derfor er de i stand til å oppdage individuelle partikler som oppstår i volumet til en gassfylt teller. Avhengig av typen gassutslipp, skiller jeg mellom følgende gassmålere:

Proporsjonal (basert på fenomenet ikke-selvbærende gassutslipp);

Geiger-Muller-tellere (basert på et selvbærende gassutslipp).

Proporsjonale tellere

Proporsjonale tellere tilhører gruppen av gassutladningsdetektorer. Dette navnet ble gitt til dem fordi det elektriske signalet ved tellerutgangen er proporsjonalt i amplitude med energien tapt av den detekterte partikkelen i arbeidsvolumet, forutsatt at partikkelens bane er fullstendig innenfor den. Ved hjelp av en proporsjonalteller kan du måle energispektrene til ioniserende strålingsfelt. Proporsjonale tellere er strukturelt ikke forskjellig fra sylindriske ioniseringskamre, men deres gassfylling (vanligvis 90 % argon og 10 % metan) og driftsmodus er forskjellige. En proporsjonalt teller, i motsetning til et pulsert ioniseringskammer, opererer ved en høyere spenning på elektrodene, det vil si i det området av strømspenningskarakteristikken der forholdene oppstår nær overflaten av en tynn anodeelektrode for utbruddet av sekundær slagionisering (Sekundær slagionisering er en prosess der elektroner dannet som et resultat av primær ionisering selv er i stand til å produsere ionisering på grunn av tilstrekkelig kinetisk energi). Telleren er ofte implementert i koaksial sylindrisk geometri. Anoden er laget i form av en tynn metalltråd (0,1 mm), strukket strengt langs aksen til den sylindriske kroppen. Volumet av måleren er fylt med inertgass med tilsetning av polyatomiske gasser. Gasstrykket velges nær atmosfærisk eller litt høyere. En positiv spenning U 0 på flere hundre V i forhold til katoden påføres anoden. Et uensartet elektrisk felt vises i volumet til telleren, hvis styrke endres når den nærmer seg anoden i henhold til loven 1/r, hvor r er den nåværende verdien av radien i volumet til telleren. Endring av feltstyrken får elektronene til å akselerere mot anoden. Nær anodeoverflaten akselereres elektroner til slike energier at de får evnen til å produsere sekundær slagionisering av arbeidsgassen. Prosessen med ioneformidling under sekundær ionisering er begrenset til flere generasjoner, men utvikler seg ikke til et ukontrollerbart snøskred. Utslippet stopper så snart primær ionisering stopper. Gassutslipp Denne typen kalles ikke-uavhengig, det vil si i stand til å stoppe uten ytterligere innflytelse på den. La oss vurdere en graf over avhengigheten av pulsstørrelsen på spenningen på gassdetektoren (fig. 1).

1 – Ioniseringskammerområde. Ved lave spenninger fungerer proporsjoneltelleren som et ioniseringskammer, strømmen er ikke avhengig av spenningen, men vil bli bestemt av antall ioner som dannes i gassvolumet. Deretter, når spenningen øker, vil pulsen øke på grunn av fenomenet slagionisering;

2 – Proporsjonal areal. Proporsjoneltelleren fungerer på en slik måte at amplituden til pulsene er proporsjonal med ioniseringen, tatt i betraktning gassforsterkning;

3 – Region med begrenset proporsjonalitet. Området som gassforsterkningen* øker i absolutt verdi med en ytterligere spenningsøkning til og avhenger av den initiale ioniseringen.

4 – Geiger-regionen. I dette området vil hvert sekundærelektron forårsake en utladning i gassen, dvs. i dette området avhenger ikke lenger størrelsen på impulsen av den initiale ioniseringen. Fungerer som en Geiger-Muller-teller.

Med en ytterligere økning i spenningen i gassen vil det observeres en økning i utladning som ikke er forbundet med ionisering - en spontan utladning. I dette tilfellet kan måleren ikke brukes, siden det oppstår et sammenbrudd i gassen.

Gassgevinstfaktor

Hvis antallet ionepar skapt av en detektert partikkel som flyr inn i arbeidslegemet til telleren er lik n, vil antallet ionepar skapt ved sekundær støt-ionisering være lik K ⋅ n. Verdien av K kalles gassforsterkningskoeffisienten. Du kan bestemme gassforsterkningskoeffisienten gjennom antall ionepar som er tilstede i tellervolumet under signaldannelse: K = n/n 0, hvor n 0 er antall ionepar som skapes av den ioniserende partikkelen; n er det totale antallet ionepar.

Deteksjonseffektivitet

Deteksjonseffektivitet er forholdet, uttrykt i prosent, mellom antall påviste partikler og antall partikler som kommer inn i detektorens arbeidsvolumet. Avhenger av materialet til detektorveggene, deres tykkelse og strålingsenergi.

Anvendelse av proporsjonale tellere

Anvendelsesområdet for proporsjonale tellere er ganske omfattende, som bestemmes av deres egenskaper. Effektiviteten av deres deteksjon av alfapartikler, fisjonsfragmenter, protoner og myk gamma- og røntgenstråling (med energier opp til 10–20 keV) er nær 100 %. For slike målinger (spesielt for målinger av ladede partikler) brukes sensorer med vinduer laget av tynn glimmer eller organiske filmer. Noen ganger er strålingskilden plassert inne i volumet. Proporsjonale tellere brukes aktivt for å undersøke overflater for forurensning, inkludert systemer for å overvåke forurensning av overflaten av kroppen, klær, sko, og så videre. For å registrere nøytroner fylles proporsjonaltellere med 3 He eller 10 BF 3 .

Bruken av proporsjonale tellere for spektrometri er begrenset. I de fleste tilfeller er systemer basert på dem dårligere enn halvleder- og scintillasjonssystemer. Pålitelighet og enkelhet gjør det imidlertid mulig å bruke dem, hvis høyenergioppløsning ikke er nødvendig, for arbeid i energiområdet ~0,2 keV, der en halvlederdetektor ikke er aktuelt. Sammenlignet med en scintillasjonsdetektor har proporsjonale tellere bedre energioppløsning, lavere støy og er ufølsomme for magnetiske felt.

Proporsjonal teller

Ulempen med ioniseringskammeret er de svært lave strømmene. Denne ulempen med ioniseringskammeret overvinnes i gassforsterkede ioniseringsdetektorer. Dette gjør det mulig å oppdage partikler med energi< 10 кэВ, в то время как сигналы от частиц таких энергий в ионизационных камерах "тонут" в шумах усилителя.
Gassforsterkning er en økning i antall frie ladninger i volumet til detektoren på grunn av det faktum at primærelektroner på vei til anoden i høye elektriske felt får energi som er tilstrekkelig for støtionisering av nøytrale atomer i arbeidsmediet til detektoren. . De nye elektronene som oppstår i dette tilfellet klarer på sin side å skaffe energi tilstrekkelig for ionisering ved støt. Dermed vil et voksende elektronskred bevege seg mot anoden. Denne "selvforsterkningen" av elektronstrømmen (gassforsterkningskoeffisient) kan nå 10 3 -10 4. Denne driftsmåten tilsvarer proporsjonal teller (kammer). Navnet gjenspeiler det faktum at i denne enheten forblir amplituden til strømpulsen (eller den totale ladningen samlet) proporsjonal med energien brukt av den ladede partikkelen på den primære ioniseringen av detektormediet. Dermed er proporsjoneltelleren i stand til å utføre funksjonene til et spektrometer, som et ioniseringskammer. Energioppløsningen til proporsjonale tellere er bedre enn for scintillasjonstellere, men dårligere enn for halvledertellere.
Strukturelt lages vanligvis en proporsjonalteller i form av en sylindrisk kondensator med en anode i form av en tynn metalltråd langs sylinderens akse (fig. 1), som gir en elektrisk feltstyrke nær anoden som er betydelig høyere enn i resten av detektorområdet. Med en potensialforskjell mellom anode og katode på 1000 volt kan feltstyrken nær anodefilamentet nå 40 000 volt/cm, mens den ved katoden er lik hundrevis av volt/cm.

Hvis potensialforskjellen mellom anoden og katoden økes ytterligere og gassforsterkningskoeffisienten økes til verdier >10 4, begynner proporsjonaliteten mellom energien tapt av partikkelen i detektoren og størrelsen på strømpulsen å sammenbrudd. Enheten går i begrenset proporsjonalitetsmodus og kan ikke lenger brukes som et spektrometer, men kun som en partikkelteller.
Tidsoppløsningen til proporsjonaltelleren kan nå 10 -7 s.
Proporsjonale tellere brukes til å registrere alfa-, beta-partikler, protoner, gammastråler og nøytroner. Proporsjonale tellere er oftest fylt med helium eller argon. Ved registrering av ladede partikler og gammakvanter benyttes tynne inngangsvinduer for å unngå energitap ved partikler før registrering. Noen ganger er kilden plassert i volumet til telleren. Deteksjonseffektivitet for myke gammakvanter med energi< 20 кэВ >80 %. For å øke effektiviteten til å registrere mer energiske gammastråler, brukes xenon.
Ved registrering av nøytroner fylles proporsjonaltellere med 3 He eller 10 BF 3 gasser. Reaksjoner brukt

La oss først analysere oppførselen til gassfylte gassutslippsrør, som er skjematisk vist i fig. 6.4. Hva skjer hvis du øker spenningen mellom den sentrale ledningen og kamerahuset? Utgangssignalet varierer avhengig av påført spenning (fig. 6.5). Grafen viser utgangssignalet til enheten når et elektron og -partikkel passerer gjennom den. I dette tilfellet gjenspeiler ulike deler av kurvene følgende:

Ris. 6.4. Gassfylt detektor og enhet for registrering av strømpulser fra ioniserende partikler som passerer gjennom et gassvolum.

Ris. 6.5. Utgangspulsen til den gassfylte detektoren vist i fig. 6.4, som funksjon av spenning Den stiplede horisontale linjen er diskrimineringsnivået for en Geiger-Müller-teller. De to kurvene er responsen på et raskt elektron og en heliumkjerne. Områdene er beskrevet i teksten.

Ris. 6.6. Prinsippet for en proporsjonal teller brukt i røntgenastronomi.

A. Det er betydelig rekombinasjon, slik at ikke alle de frie elektronene som kommer fra passasjen av en ladet partikkel når anoden.

B. Spenningen har nådd en tilstrekkelig størrelse til at rekombinasjonen blir neglisjerbar.

C. Dette er et veldig viktig område. Ved slike spenninger får frie elektroner som kommer nær nok anoden energi tilstrekkelig til å danne nye elektron-ionepar. Dette kan føre til en veldig sterk økning i amplituden til spenningspulsen ved utgangen, som deretter registreres av den elektroniske kretsen til måleren. I praksis prøver de å levere så høy spenning som mulig til disse enhetene. Den heves til lineariteten til målerens utgangssignal opprettholdes, dvs. det totale antallet sekundære elektron-ion-par er proporsjonalt med antallet elektron-ion-par som dannes under passasjen kosmisk partikkel. Denne delen kalles proporsjonal regionen, og enheter som opererer i denne modusen kalles proporsjonale tellere.

D. Proporsjonalitet forsvinner.

E. Ved de høyeste spenningene vil enhver partikkel som produserer selv minimal ionisering produsere en puls med stor amplitude ved utgangen. I dette tilfellet fungerer enheten i metningsmodus.

Proporsjonale målere er langt foran alle slike enheter i sin betydning. Riktignok, på grunn av deres lille størrelse sammenlignet med rekkevidden av energiske partikler, brukes de sjelden til å oppdage ladede partikler (selv om de selvfølgelig utløses når en kosmisk strålepartikkel passerer gjennom deres følsomme volum). De brukes først og fremst som røntgendetektorer i energidomenet. Det er ved hjelp av slike detektorer at de fleste av de siste store funnene innen røntgenastronomi er gjort (se nedenfor). La oss vurdere mer detaljert design, følsomhet og frekvensrespons for detektorer installert på satellitter og raketter (fig. 6.6). Et røntgenfoton trenger gjennom inngangen

vinduet inn i volumet inne i huset og absorberes på grunn av den fotoelektriske effekten i gassen, og slår ut fotoelektronet. Et eksitert atom går tilbake til grunntilstanden ved å sende ut et fluorescerende røntgenkvante eller et Auger-elektron. Fotoelektronet har nok energi til å ionisere andre atomer i gassen, slik at det til slutt, som i tilfellet med ioniseringstap, dannes ett elektron-ionepar for hver energi av det innfallende røntgenfotonet. Disse parene driver inn i et område med høy intensitet, hvor antall par øker med en faktor på 10, hvoretter et signal registreres. Denne forsterkningen er tilstrekkelig til å produsere et signal som kan detekteres av en elektronisk krets.

La oss vurdere energifunksjonen til detektorresponsen. Sannsynligheten for absorpsjon av et foton med energi Ni i motgassen er

hvor er henholdsvis absorpsjonskoeffisienter, vindustykkelse og gassgapdybde. La oss vurdere prosessen med absorpsjon på atomskallene ulike materialer. En typisk er vist i fig. 4.1. Mellom grensene

Ris. 6.7. Sannsynligheten for absorpsjon av et røntgenfoton i basisvolumet til en proporsjonal teller med argonfylling uten å ta hensyn til absorpsjon i vinduet; fotoelektrisk absorpsjonstverrsnitt, gasslagstykkelse.

Ris. 6.8. Sannsynligheten for absorpsjon av et røntgenfoton i gassvolumet til en proporsjonalteller (fig. 6.7) med et vindu laget av et organisk materiale som Mylar.

absorpsjon, absorpsjonstverrsnittet o er proporsjonalt og derfor velges et materiale for inngangsvinduet med en liten og gass - med maksimalt mulig

Se nå som en funksjon av energi for en argonfylt detektor og et inngangsvindu laget av mylar (en organisk plast). Hvis bare argon ble tatt i betraktning, ville utgangssignalet ha formen vist i fig. 6.7. Absorpsjon i vinduet påvirker formen og det ser ut som i fig. 6.8. Vi ser et hopp når vi nærmer oss Carbon Absorption Colimit, men ellers er detektoreffekten i stor grad bestemt av gasstypen og inngående vindusmateriale. Det er mulig å produsere en Mylar-film så tykk som tykkelsen på argonlaget kan nå. Ved produksjon av slike enheter oppstår det selvfølgelig betydelige problemer, for eksempel gasslekkasje som er uunngåelig for slike tynne vinduer. For å jobbe på satellitter er det nødvendig å bruke tykkere vinduer, noe som begrenser driftsenergiområdet, siden bare fotoner med høyere energi er tilgjengelige for observasjoner. Noen ganger er vinduer laget av berylliumfolie. For å operere på de laveste energiene brukes svært tynne vinduer i dette tilfellet, et gassstrømsystem er nødvendig for å holde gasstrykket i detektoren konstant. Energioppløsningen kan forbedres ved hjelp av filtre, og selvfølgelig, siden telleren er proporsjonal, får vi informasjon om energien til hvert innkommende foton fra amplituden til utgangssignalet. Nøyaktigheten for å bestemme fotonenergien er begrenset av statistiske svingninger i antall utstøtte elektroner. For eksempel, ved fotonenergi, selv om detektoreffektiviteten nådde 100 %, vil det dannes omtrent 300 elektron-ionepar, og den statistiske nøyaktigheten bør være dårligere enn d.v.s. i beste fall 5 %. Vanligvis er det litt verre.

Merk at enhetene er fylt med inerte gasser, noe som betyr at det meste av fotonenergien går inn kinetisk energi elektroner. Hvis en molekylær gass ble brukt, ville noe av dens energi bli omfordelt mellom nivåene som tilsvarer vibrasjons- og rotasjonsfrihetsgradene.

I proporsjonale tellere er skyen av elektroner ganske kompakt, så det er mulig å komme opp med en enhetsdesign som vil gjøre det mulig å bestemme plasseringen for registrering av hvert røntgenkvante. Dette gjøres i posisjonsfølsomme detektorer. Posisjonen til punktet der skyen av elektroner når anoden kan måles ved forholdet mellom ladningene som fjernes fra hver ende av ledningen, siden ladningen, som sprer seg langs ledningen i motsatte retninger, er fordelt omvendt proporsjonalt med lengden av segmentet fra samlingspunktet til enden av ledningen. For å bestemme den andre koordinaten til registreringsstedet kan flertrådsanoder brukes, og ledningen som ladningen flyter langs gir koordinaten i retningen ortogonalt på anoden. Et alternativt opplegg er å installere to plan med gjensidig perpendikulære anode- og katodetråder langs hvilke hver hendelse er lokalisert.

Denne modifikasjonen er spesielt viktig for røntgenteleskoper som fokuserer røntgenstråler i fokalplanet og et todimensjonalt bilde av røntgenhimmelen tas opp.

Proporsjonal teller, gassutladningsanordning for opptak ioniserende stråling , skaper et signal hvis amplitude er proporsjonal med energien til den detekterte partikkelen tapt i volumet til ionisering. En ladet partikkel, som passerer gjennom gassen som fyller partikkelen, lager ione-elektronpar langs sin vei, hvor antallet avhenger av energien som går tapt av partikkelen i gassen. Med fullstendig nedbremsing av partikkelen i P. s. momentum er proporsjonalt med energien til partikkelen. Som i ioniseringskammer , under påvirkning av et elektrisk felt, beveger elektroner seg til anoden, ioner - til katoden. I motsetning til ioniseringskammeret nær anoden til P. s. feltet er så sterkt at elektronene får energi tilstrekkelig for sekundær ionisering. Som et resultat, i stedet for hvert primærelektron, kommer et snøskred av elektroner til anoden, og det totale antallet elektroner samlet ved anoden til PS er mange ganger større enn antallet primærelektroner. Forholdet mellom det totale antallet innsamlede elektroner og det første antallet kalles gassforsterkningskoeffisienten (ioner deltar også i dannelsen av pulsen). I P. s. Vanligvis er katoden en sylinder, og anoden er en tynn (10-100 µm) metalltråd strukket langs sylinderens akse (se. ris. ). Gassforsterkning utføres nær anoden i en avstand som kan sammenlignes med filamentets diameter, og resten av veien driver elektronene under påvirkning av feltet uten "reproduksjon". P.S. fylt med inerte gasser (arbeidsgassen skal ikke absorbere drivende elektroner) med tillegg av en liten mengde polyatomiske gasser som absorberer fotoner generert i snøskred.

Typiske egenskaper PS: gassforsterkningskoeffisient 10 3 -10 4 (men kan nå 10 6 eller mer); pulsamplitude 10 - 2 V med kapasitet P. s. ca 20 PKF; Utviklingen av et snøskred skjer innen 10 - 9 - 10 - 8 sekunder, men i det øyeblikket signalet vises ved utgangen til P.S. avhenger av plasseringen av passasjen til den ioniserende partikkelen, dvs. av drifttiden til elektronene til filamentet. Ved radius 1 cm og trykk 1 atm forsinkelsestid for signalet i forhold til passasje av partikkelen 10 - 6 sek. I henhold til energioppløsningen til P. s. overlegen scintillasjonsteller , men underlegen halvlederdetektor. Imidlertid, P. s. tillate deg å jobbe i energifeltet< 1 kev, der halvlederdetektorer ikke er aktuelt.

P.S. brukes til å registrere alle typer ioniserende stråling. Det er P. s. å registrere a - partikler, elektroner, kjernefysiske fisjonsfragmenter, etc., samt for nøytroner, gamma- og røntgenkvanter. I sistnevnte tilfelle brukes nøytroninteraksjonsprosesser, f - og røntgenkvanter med gass som fyller telleren, som et resultat av at det dannes registrerte fotoner. sekundært ladede partikler (se Nøytrondetektorer ). P.S. spilte en viktig rolle i kjernefysikk på 30- og 40-tallet. 20. århundre, sammen med ioniseringskammeret, praktisk talt den eneste spektrometriske detektoren.

Andre fødsel til P. s. mottatt i høyenergipartikkelfysikk på slutten av 60-tallet. i form av et proporsjonalt kammer bestående av stort nummer(10 2 -10 3) P.s. plassert i samme plan og i samme gassvolum. En slik enhet gjør det ikke bare mulig å måle ioniseringen av en partikkel i hver enkelt teller, men også å registrere plasseringen av dens passasje. Typiske parametere for proporsjonal kamre: avstand mellom tilstøtende anode filamenter 1-2 mm, avstand mellom anode- og katodeplan 1 cm; oppløsningstid 10 - 7 sek. Utvikling mikroelektronikk og introduksjonen av datamaskiner i eksperimentell teknologi gjorde det mulig å lage systemer bestående av titusenvis av individuelle tråder koblet direkte til en datamaskin, som lagrer og behandler all informasjon fra proporsjonalkammeret. Dermed er det både et høyhastighetsspektrometer og en spordetektor.

På 70-tallet et driftkammer har dukket opp, hvor elektrondriften før dannelsen av et snøskred brukes til å måle plasseringen av en partikkels passasje. Veksling av anodene og katodene til individuelle P. s. i ett plan og ved å måle elektrondriftstiden er det mulig å måle plasseringen av partikkelen som passerer gjennom kammeret med høy nøyaktighet (0,1 mm) med antall gjenger 10 ganger mindre enn i proporsjonalkammeret. P.S. brukes ikke bare i kjernefysikk, men også i fysikk kosmiske stråler , astrofysikk, teknologi, medisin, geologi, arkeologi, etc. For eksempel ved hjelp av P. s installert på Lunokhod-1. En kjemisk elementær analyse av stoffet på måneoverflaten ble utført ved bruk av røntgenfluorescens.

Litt.: Veksler V., Groshev L., Isaev B., Ioniseringsmetoder for å studere stråling, M. - L., 1949; Registreringsprinsipper og -metoder elementære partikler, trans. fra engelsk, M., 1963; Kalashnikova V.I., Kozodaev M.S., Detektorer av elementærpartikler, M., 1966 ( Eksperimentelle metoder kjernefysikk, [del. 1]).

V. S. Kaftanov, A. V. Strelkov.

Skjema av en proporsjonal teller: a - elektrondriftsområde; b - område for gassforsterkning.

Great Soviet Encyclopedia M.: "Sovjet Encyclopedia", 1969-1978