книги из ГПНТБ / Мазин П.Н. Основы ядерной электроники учеб. пособие

мый анодом. Подойдя к аноду на расстояние i , элек­ троны образуют отрицательную лавину, быстро направляю­ щуюся к аноду, и положительную лавину, медленно направ­ ляющуюся к отрицательному электроду, называемому като­ дом. За счет большой подвижности электронов отрицатель­ ная лавина быстро уходит на анод, формируя часть фрон­ та импульса. Вклад электронной составляющей обычно со­ ставляет единицы процента. Основное участие в формиро­ вании импульса на выходе ПС принимает положительная ла­ вина. Так ка, большинство положительных ионов создает­ ся у анода, вследствие самого характера формирования лавин, положительной лавине приходится проходить прак­ тически весь участок анод-катод, что может занимать до­ вольно большое время (сотни микросекунд). Форму фрон­ та импульса на выходной емкости за счет положительных ионов можно описать формулой [17]

о- напряжение на электродах ПС;

р- давление газа б ПС;

л- подвижность положительных ионов;

а, # - внутренний и внешний радиусы ПС. Положительные ионы собираются на катол за время t0

равное

210

P * n ( t * )

(4.2.22)

* Л ио

Начальная крутизна фронта импульса довольно велика. Это используют для укорочения импульса с помощью диффе­ ренцирующей цепочки с'постоянной времени, равной

(4.2.23)

2А ио « а

В работе [ 17 ] приведена также формула для оценки коэффициента газового усиления М для случал цилин­ дрического ПС

К- постоянная, зависящая от газового наполне­

где ц. - потенциал ионизации газа;

-длина свободного пробега электрона при ио­ низационных столкновениях.

В этой же работе приводятся значения К для различ­ ных наполнений ПС.

211

В заключение отметим две особенности работы ПС. Первая заключается в наличии задержки импульса на выходе ПС относительно момента попадания ядерной части­ цы в чувствительный объем счетчика. Действительно, ядер-

ная частица может попасть в ПС вблизи катода. Тогда процесс усиления начнется только с момента достижения ионизационным сгустком области усиления. Время дрейфа сгустка случайно и может достигать долей микросекунды. Наводки от первичной ионизации малы по величине и на фоне щумов не регистрируются.

Вторая особенность состоит в том, что лавина зани­ мает только часть объема ПС. Это приводит к тому, что пропорциональный счетчик становится способным к детек­ тированию одновременно нескольких ядерных частиц. Иони­ зационные эффекты от них суммируются из-за большой дли­ тельности импульсов, но, применив дифференцирование, можно отделить их друг от друга.

Несколько слов о статистической природе механизма образования лавин. Очевидно, что формулы, определяющие коэффициент газового усиления, а также напряжение, соз­ даваемое лавиной, написаны для средних величин. Усред­ нение заключено уже в природе коэффициента объемной ионизации сI [ см. формулу (4 .1 .II)], поэтому ток лавины также является средней величиной. Обычно число N в формуле (4 .1 .II) велико, и флуктуации поэтому ма­ лы, но в ряде случаев их надо учитывать. Особенно боль­ шое значение флуктуации имеют при первых актах иониза­ ции, когда число первичных электронов мало. При большом числе столкновений, когда общее число пар ионов уже ве­ лико, процесс гораздо ближе к математической модели, описанной в § I . Для того чтобы устранить влияние флук­ туаций, нужно создавать условия, при которых первичная ионизация велика.

212

где *£(М) - вероятность появления лавины с числом

-среднее число электронов, созданное од­ ним первичным электроном.

При выводе формулы (4.2.26) предполагалось, что каж­ дый электрон имеет одну и ту же вероятность ионизации oioix , независимо от пути, пройденного им от преды­ дущего ионизирующего столкновения.

. Следует обратить внимание на то, что в данном слу­ чае сигнал на выходе ПС будет определяться еще одной независимой случайной величиной. При использовании те­ оремы о наложении случайных возмущений закон распреде­ ления амплитуды импульсов будет определяться законами распределения величин энергии ядерной частицы, числа пар ионов первичной ионизации, приходящихся на единицу энергии, и числа пар ионов, создаваемых газовым усиле­ нием.

Для определения формы импульса на выходе пропорцио­ нального счетчика можно, как и в случае ионизационной камеры, применить теорему Шокли. Примем простую модель формирования импульса на обычной RC - нагрузке детек­ тора положительной лавиной, занимающей определенный объем у анода и движущейся в направлении катода. Тогда по теореме Шокли ток идеального генератора (см.рис.4.4) равен

213

Форма импульса определится решением системы дифференпиальных уравнений типа (4.2.1):

Оно дает форму импульсе на первом этапе. Решение второ­ го уравнения определяет экспоненциальный спад импульса на нагрузке детектора.

3. Счетчик Гейгера-Мюллера

Газонаполненные детекторы, работающие на участке существования самостоятельного разряда (или зажигания самостоятельного разряда, как говорит ряд авторов), уже не создают пропорциональность между первичной иоиизаци-

214

ей и амплитудой импульса на выходе детектора. Амплитуда выходного импульса почти постоянна и может достигать нескольких десятков вольт. Б случае счетчика ГейгераМюллера большую роль начинают играть фотоэлектроны, ко­ торые создаются фотонами, испускаемыми возбужденными атомами и молекулами газа. С приходом ядерной частицы в чувствительный объем детектора она производит первич­ ную ионизацию практически в любом месте. Так как напря­ женность поля в счетчике Гейгера-Мюллера выше, чем в пропорциональном счетчике, ионы начинают быстро разно­ ситься на электроды. Электроны, достигнув зоны газового усиления, создают основную лавину, развивающуюся в на­ правлении к аноду. Одновременно под действием фотонов образуются дочерние лавины, заполняющие всю область га­ зового усиления. Весь анод охватывается разрядом. Элек­ троны, подвижность которых в сотни раз больше, чем у

положительных ионов, за доли микросекунды собираются на аноде. Положительно заряженные ионы за это время прак­ тически не сдвинутся с места. В результате центральный электрод оказывается охваченным "чехлом" из положитель­ ных ионов, который создает пространственный заряд, уменьшающий напряженность поля у анода настолько, что дальнейшее газовое усиление становится невозможным. Де­ тектор теряет чувствительность к ядерному излучению. Затем положительное облако пространственного заряда на­ чинает двигаться к катоду. На нагрузке детектора возни­ кает импульс, наводимый движущимися положительными ио­ нами. По мере их удаления от анода результирующая на­ пряженность поля начинает возрастать, и на определен­ ном расстоянии ионов от анода напряженность восстанав­ ливается до значения, при котором снова возможно газовое усиление. При подходе ионов к катоду начинается процесс

215

их рекомбинации за счет электронов, вырываемых из ка­ тода. При нейтрализации образуются возбужденные атомы, которые, возвращаясь в исходное состояние, излучают фо­ тоны ультрафиолетового света, способные ионизировать среду чувствительного объема детектора, что приводит к образованию лавин Таунсенда. Разряд возобновляется, что, естественно, нежелательно.

Гашение разряда производится двумя способами: с по­ мощью электронной схемы и с помощью специальных добавок в основное наполнение детектора, так называемых "гася­ щих примесей".

Первый способ имеет несколько схемных решений. Од­ ним из них является включение в качестве нагрузочного резистора высокоомного элемента ( R ==. 10®). Тогда паде­ ние напряжения на этом резисторе, включенном последова­ тельно с детектором, во время протекания тока разряда таково, что оно становится меньше напряжения, при кото­ ром возможен самостоятельный разряд.

В самогасящихся счетчиках, т.е. в счетчиках с гася­ щими примесями, резистор нагрузки имеет нормальную вели­ чину около I Мом. Напряжение на детекторе во время разря­ да практически остается постоянным. При гашении разряда используется способность молекул многоатомных газов по­ глощать фотоны ультрафиолетового света, а энергию воз­ буждения расходовать не на высвечивание, а на диссоциа­ цию самой молекулы. Фотоны, создаваемые в лавинах Таун­ сенда вблизи анода детектора, уже на расстоянии 1-2 мм полностью поглощаются многоатомными молекулами, и раз­ ряд происходит вблизи анода. Как и раньше, анод окажет­ ся охваченным положительным пространственным зарядом. Имеет место "мертвое" время. При движении положительных ионов к катоду происходит передача электронов от много­

216

атомных молекул гасящей примеси ионам одноатомных моле­ кул, так как процесс энергетически выгоден: потенциал ионизации многоатомных молекул меньше, чем у одноэтом­ ных. Таким образом, ионы одноатомных молекул успевают рекомбинировать еще до подхода к катоду. Передача элек­ тронов сопровождается излучением фотонов, которые по­ глощаются тяжелыми молекулами, расходующими полученную энергию на диссоциацию, к катоду подходят только поло­ жительные ионы тяжелых молекул, которые при рекомбина­ ции не образуют электроны, а диссоциируют. В результа­ те процесс разряда носит одноступенчатый характер. Ко­ нечно, из-за случайного характера процессов всегда есть вероятность появления еще одного импульса, назы­ ваемого "ложным", но она мала. Таким образом, много­ атомный газ имеет два назначения:

-препятствует возникновению фотоэффекта на катоде;

-препятствует образованию вторичных электронов при попадании положительных ионов на катод.

Мертвое время самогасящихся счетчиков определяется лишь временем прохождения положительными ионами про­ странственного заряда такого расстояния от анода при котором напряженность поля у анода восстанавливается до значения, необходимого для газового усиления. Это время имеет порядок Ю"*1 сек.

Форма импульса на выходе детектора имеет вид, изо­ браженный на рис. 4.6. Она определена на трех участках. Первый участок невелик (1СГ7 сек) и обязан своим видом электронам. Затем основной вклад вносится положительны­

ми ионами, здесь имеет место мертвое время (КГ** сек). На третьем участке детектор восстанавливает свои харак­ теристики, т.е. он чувствителен к ядерному излучению, но работает в режиме пропорционального счетчика. Это время тоже занимает доли миллисекунды.

217

Отличие формы импульса на выходе счетчика ГейгераМюллера от импульсов ионизационной камеры и пропорцио­ нального счетчика обусловлено тем фактом, что разряд охватывает весь объем счетчика. Если до этого разряд формировался по длине счетчика на участке, определяе­ мом проекцией траектории движения ядерной частицы на анод, то теперь он распространяется с конечной скоро­ стью и вдоль анода. Зто приводит к увеличению тока по­ ложительных ионов и дополнительным флуктуациям за счет попадания частиц в разные меета счетчика, что приводит к неодинаковым путям распространения ионов вправо и влево.

Для определения им- ,чпульса на нагрузке детек- ? тора применить теорему

Шокли можно только при­ ближенно, так как труд­ но оценить характер из­ менения напряженности поля при движении лави­ ны положительных ионов.

Примем следующую уп­ рощенную модель формиро­ вания импульса на RC - нагрузке счетчика: как

и в предыдущих случаях, вначале создается положитель­ ная лавина, затем она распространяется вдоль анода (в ее распространении принимают участие фотоны, т.е.

достаточно велика - около 10° см/сек), далее объеди­ ненное облако положительных ионов в виде "чехла" во­ круг анода начинает свое движение к катоду. Такой меха­ низм можно принять в случае достаточно большой постоян­ ной времени RC - нагрузки детектора. Обычно нагрузка

218

Увеличение числа положительных ионов за счет распро­ странения разряда вдоль анода с конечной скоростью было

Um Uj

и- потенциал катода (потенциал анода принят равным нулю).

Коэффициент R , как видно из его определения, характеризует величину перенапряжения на счетчике в до­ лях - « , показывающую, на сколько напряжение на счетчике больше напряжения, при котором зажигается самостоятельный заряд.

219