Другие типы детекторов

5. Другие типы детекторов. К трековым  приборам относят устройства, в которых заряженные частицы в результате взаимодействия изменяют состояние вещества детектора таким  образом, что делают видимыми следы (треки) заряженных частиц. Трековые приборы не только регистрируют акт прохождения заряженной частицы, но и определяют некоторые её характеристики по плотности ионизации, по величине пробега, по числу δ – электронов. Возможности трековых приборов значительно увеличиваются, если их помещают в магнитное поле. В этих случаях измерение радиуса кривизны трека даёт дополнительную информацию о заряде, импульсе, массе заряженной частицы.

Камеры Вильсона. Если в паро – газовой смеси давление паров выше давления насыщенных паров при данной температуре, то такое состояние пара называется пересыщенным. Величина пересыщения S определяется как отношение плотности пересыщенного пара (в данный момент) к плотности насыщенных паров при той же температуре. Пересыщенное состояние пара можно получить при быстром увеличении обьёма. Пересыщенное состояние пара не стабильно и при наличии центров конденсации происходит переход части пара в жидкую фазу, пока давление не достигнет давления насыщенных паров.

В 1899г. Вильсон обратил внимание на то, что в паро-газовой смеси очищенной от пыли, конденсация происходит при перенасыщении S > 4, если рядом с объёмом поместить источник ионизирующего излучения. Несколько позднее Дж. Дж. Томсон показал, что центры ионизации в данном случае – ионы. И, наконец, при S > 8 во всём объёме камеры образуется туман, плотность которого тем больше, чем больше величина перенасыщения. В этом случае конденсация происходит и без ионизирующего излучения. Таким образом, если создаётся пересыщенное состояние при 4 < S < 8, центрами конденсации могут быть ионы. Это явление и было использовано Вильсоном для создания камеры, в которой за счёт расширения создаётся метастабильное пересыщенное состояние. При прохождении заряженной частицы образуются ионы, на которых и происходит конденсация, т. е. вырастают капельки жидкости, которые фотографируются. Такая камера позволяет  сфотографировать след (трек), оставленный заряженной частицей.

              Схема камеры Вильсона. Верхнюю крышку камеры и боковые стенки обычно делают стеклянными; через верхнюю крышку производится фотографирование треков, а через боковые стенки – освещение. Дно камеры – это диафрагма, при движении которой образуется пересыщенное состояние пара. Дно камеры покрывают чёрным бархатом (для лучших условий фотографирования), пропитанным водой (или водо-спиртовой смесью).

              Камеры Вильсона часто помещают в магнитное поле, это позволяет определять больше параметров регистрируемых частиц. След частицы необходимо сфотографировать таким образом, чтобы можно было найти длину пробега отдельной частицы, кривизну её траектории, углы между траекториями частиц, движущихся в любой плоскости. Для этого треки фотографируют с двух различных точек. Стереоскопическая съёмка следов частиц производится как одним объективом, так и двумя.

              Рабочий цикл камеры включает в себя расширение, включение освящения, фотографирование треков и сжатие. Расширение камеры производится за время от нескольких сотых до десятых долей секунды, в зависимости от конструкции и размеров камеры. После того как произошло расширение, газ в камере постепенно нагревается за счёт притока тепла от стенок, перенасыщение уменьшается и после некоторого времени, называемого временем чувствительности камеры, конденсация на ионах прекращается. Время чувствительности камеры определяют как время после расширения, в течение которого в камере остаётся перенасыщение, достаточное для конденсации на ионах. Это время имеет большое значение при работе камер с управлением. Длительность экспозиции при фотографировании треков выбирают из условий получения наиболее чётких снимков. После фотографирования треков производят уменьшение объёма камеры. Паро-газовая смесь в камере после сжатия будет находиться при более высокой температуре, чем в начале рабочего цикла. Повышение температуры, как уже отмечалось выше, требует больших расширений для определения необходимого перенасыщения. Поэтому после сжатие, чтобы установить начальную температуру, необходимо некоторое время. Это время для камер с низкими давлениями и небольшими объёмами может составлять порядка одной секунды. Но в камерах с большим объёмом и высоким давлением оно может достигать сотен секунд.

Плотность капель вдоль треков заряжённых частиц в камерах  Вильсона оказывается пропорциональной плотности ионизации. Плотность треков определяют по числу сгустков капель вдоль трека. Такие сгустки образуют электроны, появляющиеся в результате ионизации, с энергиями порядка нескольких сот электронвольт. Кривизну трека (при длине трека 10…20 см) с помощью камеры Вильсона, помещенной в магнитное поле, можно определить с точностью порядка 0,01…0,02 см.

Камеры непрерывного действия (диффузионные камеры).  В некоторых случаях при исследованиях постоянного во времени поля излучений и невозможности управления камерами желательно иметь время чувствительности камер как можно больше. Поэтому представляют интерес камеры непрерывного действия (диффузионные камеры).

              Принцип работы: диффузия пара через газ, в котором создан большой температурный градиент. Диффузионная камера для исключения конвективных потоков всегда располагается так, чтобы температурный градиент был направлен против силы тяжести. В верхней части камеры находится желоб с испаряющейся жидкостью (например, спирт). Желоб имеет подогреватель. Верхняя и боковые стенки камеры - стеклянные. Основание камеры – массивная медная пластина, которая поддерживается при температурах около –70…40 ⁰С. Такое устройство создаёт вертикальный температурный градиент в газе. Насыщенные пары спирта диффундируют вниз в область низких температур, и постепенно, по мере падения, они становятся всё более пересыщенными. Следовательно, в некоторой области они будут иметь достаточное перенасыщение для образования капель на ионах, а затем будет область, где происходит конденсация пара. Глубина чувствительного слоя может достигать почти 10 см.

Поскольку диффузионная камера имеет непрерывную чувствительность, то она не может работать при большом уровне мощности излучения. Ионизация в этом случае уменьшает количество пара, находящегося в пересыщенном состоянии, и это может привести к тому, что не будут образовываться треки. Если камеры регистрируют частицы от импульсных источников излучения, то после каждой регистрации большого числа частиц необходимо время для диффузии пора в чувствительный объём. Это время составляет порядка нескольких секунд. По этим же причинам диффузионную камеру нельзя использовать в случаях большого постоянного фона ионизирующего излучения.

Рекомендуемые материалы

Идея создания пузырьковой камеры возникла у Глейзера (1952 г.) во время работ с перегретыми жидкостями. Глейзер нагревал в небольшом объёме эфир, поддерживая его в жидком состоянии увеличением действующего на объём давления. Если давление внезапно снималось, то эфир оставался в перегретом жидком метастабильном состоянии. Поднесенный к объёму радиоактивный препарат вызывал немедленное вскипание эфира, и кинокамера, регистрирующая кипение, показывала не вызывающие сомнений треки ионизирующих частиц. Глейзер установил, что длительное метастабильное состояние перегретой жидкости возможно только в том случае, если внутренняя поверхность колбы с жидкостью не имеет царапин, углов, является плавной. В противном случае происходит интенсивное самопроизвольное (без облучения) вскипание перегретой жидкости.

              Подобного рода устройства стало известно как «чистая» пузырьковая камера. В такой камере перегретая жидкость не вскипала в течение 1 мин. и даже дольше; она, по-видимому, могла бы оставаться в этом метастабильном состоянии очень долго, если бы не действие космического излучения. Эти камеры не удалось применить для исследований, так как только из стекла изготовить камеру больших размеров (высокие давления перегретой жидкости) невозможно и, кроме того, через толстые искривленные стёкла нельзя фотографировать треки частиц с достаточной точностью. В результате работ Глейзера было установлено, что перегретая жидкость вскипает (начинает вскипать) вдоль трека заряжённой частицы и, что паровые пузырьки, образованные вдоль пути частицы, успевают вырасти до приемлемых для фотографирования размеров прежде, чем вскипает вся жидкость.

              По-видимому, пузырьковые камеры так бы и остались иллюстрацией интересного физического явления, если бы не получили развитие так называемые грязные камеры. Были изготовлены камеры из полированного металла с плоским стеклом, в которых удалось наблюдать треки заряжённых частиц. Опыты с грязной камерой показали, что при быстром сбросе давления происходит быстрое вскипание жидкости в основном вблизи уплотняющих прокладок между стеклом и корпусом камеры, вблизи поршня, изменяющего давление, но скорость распространения кипения оказывается ограниченной теплопроводностью жидкости и стенок камеры и повышением давления в жидкости при кипении у стенок.

Таким образом, центральная часть камеры после изменения  давления в течение некоторого времени находится в метастабильном состоянии, где заряженные частицы могут образовать пузырьки пара.

Длительность рабочего цикла камеры во многом определяется временем, в течение которого камера выдерживается со сброшен­ным давлением. Если это время велико, то пузырьки успевают вырасти до значительных размеров и переместиться в верхнюю часть камеры, где и произойдет их конденсация после повышения давления в камере. Таким образом, будет происходить охлаждение нижней части камеры (поглощение тепла при образовании пара) и нагрев ее верхней части (выделение тепла при конденсации пузырьков). Это создаст нежелательный температурный градиент в камере, выравнивание которого может потребовать несколько минут из-за малой теплопроводности жидкости.

Жидкость для пузырьковой камеры определяется содержанием проектируемого физического эксперимента. Для изучения взаимодействия эле­ментарных частиц наилучшей рабочей средой является жидкий водород — идеальная мишень для исследования элементарных столкновений. Большой интерес для изучения элементарных взаи­модействий представляет и дейтерий, поскольку опыты, проведен­ные на дейтерии, в совокупности с опытами, проведенными на про­тонах, в некоторых случаях позволяют сделать заключения о взаи­модействии частиц с нейтронами.

Пузырьковые камеры с жидким водородом и дейтерием, имею­щие исключительные свойства как мишени, оказываются не очень хорошими детекторами частиц из-за малой плотности  наполни­теля, когда возникает необходимость в изучении закономерностей распада и продуктов распада нестабильных частиц. Вероятность наблюдения таких   распадов тем  больше,  чем   меньше  пробеги частиц в камере, т. е. для этого необходимы камеры, наполненные жидкостями с большими плотностями. Малая плотность жидкого водорода и дейтерия и их малый атомный номер не позволяют регистрировать распады нестабильных частиц с большой эффек­тивностью. С этой точки зрения представляют большой интерес такие вещества, как пропан, фреон, йодистый метил, шестифтористый вольфрам, ксенон. Все эти вещества в жидком состоянии имеют гораздо большие плотности, чем  жидкий  водород. Кроме того, создание пузырьковых камер с жидким водородом и дейтери­ем представляет собой более сложную задачу, поскольку они рабо­тают   при   низких   температурах   (~  30 °К).   Для регистрации и исследования γ-квантов,  сопровождающих    элементарные взаимодействия,    представляют    особый    интерес    пузырьковые камеры, наполненные ксеноном или шестифтористым вольфрамом.

                                  Современные пузырьковые камеры представляют собой сложные инженерные сооружения. Основные узлы пузырьковых камер: камера с рабочей жидкостью, механизм изменения давления, система импульсного освещения камеры и фотографирования треков, система, обеспечивающая поддержание в камере постоянной температуры. Пузырьковые камеры обычно помещают между полюсными наконечниками магнитов. Вес таких магнитов достигает нескольких сот тонн.

Радиус кривизны траекторий частиц в пузырьковых камерах не остается постоянным, поскольку частицы при движении теряют свою энергию. Поэтому радиус кривизны траектории имеет смысл определять на таком отрезке траектории, где потери энергии приводят к незначительным изменениям ρ в сравнении с возмож­ной точностью измерения радиуса кривизны траектории. Точность измерения ρ ограничена главным образом многократным рассея­нием заряженных частиц. В результате многократного рассеяния траектории частиц (даже при отсутствии магнитного поля) на выбранном участке можно представить кривой с радиусом кри­визны, прямо пропорциональным длине этого участка и обратно пропорциональным среднеквадратичному углу рассеяния на этом участке. Величина угла среднеквадратичного отклонения на за­данной длине пробега частицы тем больше, чем больше атомный номер среды. Точность определения средней величины пробега ограничена:

во-первых, флуктуациями величины пробега (около 2 % для прото­нов высоких энергий),

во-вторых, точностью, с которой извест­на плотность рабочей среды камеры в момент прохождения части­цы (около 3 % для водородных камер).

Плотность трека в пузырьковой камере (число пузырьков на единице длины следа) зависит не только от скорости и заряда частиц, но и сильно зависит от термодинамического состояния рабочей жидкости. Поэтому при измерениях плотности пузырь­ков необходимы камеры с высокой стабильностью температуры и величины перегрева жидкости. С другой стороны, необходима оптимальная плотность, поскольку при малой плотности трека (малый перегрев жидкости) велика статистическая ошибка, опре­деляемая числом подсчитанных пузырьков на выбранном участке траектории частицы.

Как известно, почернение фотопластинки под воздей­ствием неизвестного в то время излучения в 1896 году привело А. Беккереля к открытию явления радиоак­тивности. Поэтому фотохимический метод стал исторически первым способом регистрации радиоактивных из­лучений. В основе этого метода лежит факт, что воз­действие ионизирующего излучения на фотоэмульсию приводит к эффекту, аналогичному воздействию на нее видимого света. При этом доказано, что существует оп­ределенная связь между степенью почернения фотоплен­ки (фотопластинки) и дозой ее облучения. Современные фотопленки, используемые для целей фото-дозиметрии, представляют собой тонкий слой желатина, нанесенный на подложку из целлулоида, стекла или другого мате­риала, в котором равномерно распределены кристаллики галлоидного серебра (AgBr, AgCl и др.) Радиоактивное излучение ионизирует атомы в этих кристаллах, что приводит к возникновению в них скрытых центров изо­бражения. При проявлении фотопленки на месте скры­тых центров изображения появляются черные зернышки восстановленного серебра, что приводит к почернению фотопленки. Для того чтобы сделать пленку нечувствительной к излучению после проявления, ее закрепляют (фиксируют). При этом из эмульсии выводятся остатки не восстановленного серебра. Степень почернения фотоэмульсии пленки характе­ризуется оптической плотностью почерненияS=lg(I₀/I), где I_o – интенсивность видимого света, падающего на пленку; I – интенсивность прошедшего через пленку видимого света,.

Для определения плотности почернения используют­ся специальные приборы, называемые денситометрами.

     Так как оптическая плотность почернения фото­эмульсии фактически определяется ионизационной спо­собностью излучения, то, следовательно, она зависит не только от рода регистрируемых частиц, но и от их энер­гии. Это справедливо и для гамма-излучения, регистра­ция которого с помощью оценки почернения фотопленки характеризуется

Фотографический метод получил широкое распространение при индивидуальном дозиметрическом фотоконтроле в полях гамма-, бета-излучений, тепловых и быстрых нейтронов. Он имеет ряд преимуществ по сравнению с дру­гими методиками: сравнительно невысокая стоимость, документальность (обработанные пленки можно хранить длительное время), возможность массового применения, широкий диапазон и практическое отсутствие инерцион­ности, невосприимчивость к ударам, изменению темпера­туры и т. д.

     К недостаткам метода следует отнести:

· невысокую чувствительность,

· невозможность измерения дозы непо­средственно в процессе облучения,

· необходимость обра­ботки пленки и зависимость показаний от условий ее обработки.

Во многих самых распространенных твердых изоляторах заря­женные частицы с большой массой и энергией создают зоны повре­ждения или треки, которые можно наблюдать с помощью оптиче­ских или электронных методов усиления изображения.

Впервые такие треки наблюдались с помощью электронного микроскопа в тонких кристаллах циркона (ZrSiO₂), облученных осколками деления урана. Треки были видны, так как радиационные повре­ждения обусловливали дифракцию электронов на треке. Следы осколков были обнаружены этим методом и в других материалах, но сама процедура их наблюдения была очень трудоемка и тре­бовала приготовления очень тонких образцов. Так как в этом методе использовалось большое усиление, то найти трек было нелегко, а в поле зрения микроскопа наблюдалась лишь часть трека.

В дальнейшем было найдено, что треки можно “проявлять”, т. е. увеличивать, облегчая тем самым их наблюдение. Идея “проявления” состоит в том, что поврежденные области твердого тела разъедаются различными химическими соединениями гораздо более быстро, чем неповрежденные. Впервые этот эффект был обна­ружен на слюде. Если образец слюды, содержащий следы частиц, поместить в раствор фтористоводородной кислоты, то кислота быстро проникает на всю глубину следа (трека), превращая повре­жденную область в четко очерченную полую трубку диаметром около 50 нм. При этом, диаметр следа увеличивается до такой величины, что он становится больше длины волны видимого света, и, следовательно, сама трубка становится видимой в опти­ческом микроскопе (в проходящем свете как темный объект на свет­лом фоне).

В некоторых материалах, таких, как слюда и циркон, скорость увеличения диаметра трубки много меньше скорости травления по глубине следа. Это обстоятельство обеспечивает сохранение цилиндрической формы растравливаемого следа. В материалах типа стекла скорость увеличения диаметра при травлении хотя и меньше скорости травления вглубь, но сравнима с ней. В этом случае протравленные следы имеют скорее коническую, чем цилиндрическую форму. В некоторых диэлектриках (кальците или LiF) возникают только мелкие углубления. Диаметр протрав­ленного следа в стекле достигает 20…50 мкм, причем примерно до 20 мкм диаметр увеличивается линейно со временем травления.

Формы протравленных следов различны и зависят от материала, травителя, времени и температуры при травлении. Можно утверждать лишь следующее: почти во всех изоляторах — минералах, стеклах, полимерах — можно проявить следы заря­женных частиц с достаточной плотностью ионизации.

Основной характеристикой вещества с точки зрения его при­годности как детектора следов является “трековая” чувствитель­ность. Оказывается, что эта характеристика зависит только от одного параметра — минимального (критического) значения удель­ных потерь энергии dE/dx заряженной частицей, при которых возникают повреждения, приводящие к образованию следа. Зная критическое значение dE/dx, можно предсказать, какие частицы будут создавать следы и при каких энергиях.

Однажды образованные повреждения сохраняются практи­чески неограниченное время (сравнимое с возрастом Земли) и даже при нагревании до температур в сотни градусов (в соответствую­щих материалах — кварце, например) и при охлаждении до тем­ператур, порядка десятков градусов шкалы Кельвина. На образо­вание и проявление повреждений не влияют ни давления, ни очень большие дозы радиации.

Было предложено несколько механизмов, объясняющих про­цесс образования следов. Лучше всего объясняет детали, а в осо­бенности резкую зависимость способности материала образовывать след от его электропроводности (в изоляторах и полупроводниках с большим сопротивлением следы образуются; в металлах и полу­проводниках типа Ge и Si — нет) следующий механизм.

Вытянутая область повреждений вдоль пути прохождения заряженной частицы создается в результате кулоновского оттал­кивания положительных ионов, которые оставляются после срыва электронов проходящей заряженной частицей. Сразу же пос­ле прохождения заряженной частицы (через время примерно 10…12 с) создается область объемного заряда, поскольку электро­ны в результате взаимодействия с заряженной частицей получили импульс и удалились от ионов. Кулоновское взаимодействие между оставшимися ионами приводит к тому, что ионы, отталкиваясь друг от друга, нарушают кристаллическую решетку и внедряются в междоузлия. Таким образом, образуется вытянутая область повреждений, которая видна в электронный микроскоп.

Диэлектрические детекторы весьма неприхотливы (не боятся высоких и низких температур, больших потоков слабо ионизи­рующего излучения g-квантов, электронов и т. д.), в простейшем случае измерения числа треков требуют очень скромной аппарату­ры. Сравнительно легко осуществляется автоматизация процесса счета треков. Для этого можно использовать сложную технику, развитую для анализа следов в пузырьковых и искровых камерах и фотоэмульсиях. Особенно легко осущест­вляется автоматизация при большой плотности следов, когда заметно изменяются свойства самой поверхности — поверхность стекла становится матовой. Степень матовости пропорциональна плотности проявленных треков и может быть легко определена, например, по изменению отражающих свойств поверхности.

Если по условиям эксперимента нет необходимости во времен­ном анализе событий, то диэлектрические детекторы со слоем делящегося материала могут успешно заменять камеры деления, а в некоторых случаях, и позволяют проводить эксперименты, невозможные с ионизационными камерами деления. При этом делящиеся элементы вовсе не обязательно вводить внутрь детек­тора, а достаточно просто приложить их к его поверхности. Эффек­тивность регистрации осколка определяется в этом случае только критическим углом входа осколка в данный диэлектрик, и, если угловое распределение осколков изотропно, как это в большинстве случаев и бывает, может быть вычислена по величине критиче­ского угла. Для обычного стекла со слоем делящегося элемента, приложенного к его поверхности, эффективность регистрации 0,3…0,4, а для слюды близка к единице. В такой “твердой” камере одиночный акт деления легко выделяется на фоне практически любого числа a-частиц или протонов, что делает возможным изме­рение сечений деления или делительных событий например, внут­ри камеры ускорителя в условиях огромного фона заряженных частиц. Такую же твердую камеру с диэлектриком, устойчивым к высокой температуре (кварц, например), можно использовать для измерения распределений числа актов деления в активной зоне мощного энергетического реактора в условиях высокой темпера­туры и большого нейтронного и g-фона.

Удобны детекторы со слоями делящихся материалов в нейтрон­ной дозиметрии из-за их нечувствительности к g-квантам и элек­тронам, а также нейтронам, не вызвавшим актов деления в слое.

Детекторы с малым содержанием делящихся элементов (напри­мер, стекло, не загрязненное ураном) могут выдерживать инте­гральные потоки до 10²⁰ нейтрон/см².

Если использовать набор делящихся материалов с разными порогами деления, то можно методами, совершенно аналогичными методам, применяемым при работе с индикаторами, судить о спек­тре нейтронов, облучавших данный набор элементов. При массо­вых дозиметрических измерениях удобно использовать слои деля­щихся элементов, толщина которых заведомо больше, чем макси­мальный пробег самого энергичного осколка. Тогда эффективность регистрации актов деления не зависит от толщины слоя и практически не зависит от делящегося элемента, поскольку энергетические  и угловые распределения осколков у всех элементов с точностью, необходимой для дозиметрии, можно считать одинаковыми. Число зарегистрированных следов определяется только сечением деления и потоком нейтронов.

Перечислим еще некоторые области применения детекторов. Это активационный анализ на определение примесей бора, лития и делящихся элементов, который оказывается достаточно чувствительным. Интересны приложения в технологии, где эффекты повреждения используются для изготовления фильтров для задержки вирусов (отверстия порядка нескольких микрон). Подсчеты повреждений в минералах, вызванных спонтанным делением примесей делящихся элементов, позволяют определять их возраст.

Общим для счетчика любого вида преимуществом является немедленность регистрации, т. е. отсутствие последующей обработки. С другой стороны, общим преимуществом всех следовых регистра­торов является полнота информации о траекториях заряженных частиц.

Оба эти преимущества объединены в искровой камере. Ее главная часть похожа на многослойный плоский конденсатор. Она состоит из набора близких (несколько мм друг от друга) плоскопараллельных электродов площадью до 1 м², соединенных через один. Половина электродов заземлена, а на другую половину в момент прохождения частицы подается короткий высоковольтный импульс величиной порядка десятков кВ/см. При этом между электродами в местах пролета ионизующей частицы возникают искровые разряды. Искры можно не только фотографировать, но и регистрировать двумя (для стереоскопичности) ультразвуковыми детекторами, сигналы с кото­рых подаются на вход вычислительной машины, запрограммиро­ванной на отбор нужных событий с последующим расчетом всех необходимых характеристик исследуемых реакций. Это дает воз­можность не тратить времени на обработку фотографий. Это позволяет работать с очень интен­сивными пучками частиц.

Искровые камеры обладают и рядом других ценных качеств. Их эффективный объем ничем не ограничен. Рабочий объем камеры складывается из отдельных «кирпичей», каждый из которых пред­ставляет собой небольшую камеру. Количество же «кирпичей» может быть любым. У искровых камер очень быстрый рабочий цикл, примерно 10^-2 с, так что камера может совершать сотни циклов в секунду. В отличие от пу­зырьковой камеры, искровая камера управляема, т. е. может включаться внешними счетчи­ками. Недостатком искровой ка­меры является значительно мень­шая точность, чем у пузырько­вой, поскольку трек частицы создается отдельными искрами, число которых равно числу пе­ресекаемых частицей пластин, т. е. невелико. Кроме того, и сами искры сравнительно толстые. Электроды искровой камеры могут состоять из проволочек. В этом случае искровые разря­ды идут на отдельные прово­лочки, что существенно облег­чает бесфильмовый съем инфор­мации. Подобно пузырьковым каме­рам большие искровые камеры очень дороги. Они используются в физике высоких энергий для изучения сложных многокаскад­ных процессов и для регистрации редких событий.

Наряду с обычными искровыми камерами в физике высоких энергий широко применяются стримерные искро­вые камеры. Обе камеры по своей конструкции напоминают плоский конденсатор с расстоянием между электродами порядка десятков сантиметров. Различаются камеры главным образом длительностью высоковольтного импульса. В широкозазорной искровой камере искровой разряд происходит вдоль трека ионизирующей частицы. Это замечательное свойство искрового разряда имеет место, однако, в том случае, если направление движения частицы составляет с направлением электрического поля угол не более 40…50°. При больших углах происходят множественные искровые разряды из точек трека на электроды, что не позволяет получить полную информацию о траектории.

В стримерной камере импульс напряжения является столь корот­ким (~ 20 нс), что за время его действия в окрестности трека частицы успевают возникнуть только зародыши искры — стримеры. В результате трек частицы оказывается светящимся, но намного слабее, чем в широкозазорной искровой камере. Преиму­щество стримерной камеры состоит в 4π-геометрии — в возмож­ности получения светящихся треков частиц, влетающих в камеру под любыми углами. Это особенно важно при регистрации после­довательности распадов, а также при измерении импульсов частиц (камера помещается в магнитное поле).

Для исследования распределения частиц по скоростям применяются счетчики Черенкова, или детекторы, как их иногда называют. Широкое практическое применение открыто­го С. И. Вавиловым и П. А. Черенковым свечения, возникающего при прохождении быстрой заряженной частицы через диэлектрик, стало   возможным   только   после   разработки   фотоумножителей с большим коэффициентом усиления и малым шумом. В большин­стве   конструкций   счетчиков   Черенкова   излучение,   возникшее в радиаторе, собирается специальной оптической системой и реги­стрируется фотоумножителем.   Счетчики Черенкова применяют­ся почти исключительно в физике элементарных частиц, в системах, предназначенных для селекции частиц по скоростям и зарядам.

Качественно  возникнове­ние излучения Вавилова — Черенкова можно понять из следую­щих рассуждений. Пусть частица, например электрон, движется в прозрачном диэлектрике. Электрон при движении поляризует атомы в объеме, прилегающем к его траектории. Это означает, что каждый «элементарный» объем вблизи траектории электрона будет получать некоторую энергию. После ухода электрона состоя­ние поляризации исчезает и энергия, затраченная на поляриза­цию  атомов,  может  быть  унесена  излучением.   При  медленном движении частицы, когда ее скорость меньше, чем скорость распро­странения электромагнитного поля в диэлектрике, вследствие пол­ной симметрии поляризации вокруг частицы, излучения от отдель­ных  атомов гасят друг друга.  При движении частицы со ско­ростью, большей скорости света в диэлектрике, поляризация уже не будет полностью симметричной, так как частица опережает световой сигнал о своем появлении.  Вдоль направления движе­ния  появится  результирующее  электромагнитное  поле  диполя, которое будет существовать и на больших расстояниях. При таком движении   частицы   поле   возбуждается   поочередно и каждом элементе объема вдоль ее траектории, затем каждый элемент излу­чает кратковременный электромагнитный импульс. Волны, испу­скаемые  на   различных   участках   траектории,   могут  оказаться в фазе, так что в удаленной точке наблюдения будет существовать результирующее поле, т. е. наблюдаться  излучение. Естественно, существует полная симметрия относительно траектории частицы. Свет, возникающий на каждом участке траектории, распростра­няется по поверхности конуса, вершина которого расположена на этом участке, ось совпадает с траекторией частицы.

Существует еще один механизм образования электромагнитного (так называемого тормозного) излучения при движении заряженной частицы в среде. Образуется это тормозное излучение, если скорость частицы резко изменяется. Между излучением Вавилова — Черенкова и тормозным имеется прин­ципиальное различие. Излучение Вавилова — Черенкова обуслов­лено макроскопическими свойствами среды, а тормозное — взаимо­действием с отдельными атомами. Для тормозного излучения характерны большие передачи энергии при одном взаимодействии, т. е. высокочастотный спектр излучения. Кроме того, интенсив­ность тормозного излучения — функция массы частицы н суще­ственна только для наиболее легких частиц - электронов н пози­тронов. Заметим, что хотя полная энергия, испускаемая электроном при тормозном излучении, гораздо больше, чем при излучении Вавилова — Черенкова, однако существенное различие в спек­тральном распределении этих излучений приводит к тому, что в видимой части спектра излучение Вавилова — Черенкова ока­зывается гораздо более интенсивным, нежели тормозное. Угловые распределения тормозного излучения и излучения Вавилова — Черенкова также резко отличаются друг от друга. В первом случае угол испускания уменьшается с ростом энергии частицы, а во втором увеличивается. 

Число фотонов, выходящих из радиатора, и их спектр зависят не только от скорости и заряда частицы, но и от оптических характеристик диэлектрика-радиатора. Излучение Вавилова — Черенкова харак­теризуется непрерывным спектром частот. Полная энергия, теряемая заряженной частицей на излучение Вавилова — Черенкова, существенно меньше энергии, теряемой электроном на тормозное излучение. Однако, как уже говорилось выше, из-за различия в спектральном распределении излучения число «черенковских» квантов в видимой области спектра на несколько порядков больше, чем число «тор­мозных » квантов в той же области. Излучение Вавилова — Черен­кова существует в любых средах с показателем преломления, большим единице, в том числе и в сцинтилляторах, однако в них нельзя наблюдать этого излучения из-за сильной конкуренции собственной люминесценции (по интенсивности на два порядка больше). Поэтому одно из основных требований к веществам, применяемым в качестве радиаторов излучения Вавилова — Черенкова,— отсутствие люминесценции.

Большим преимуществом счетчиков Черенкова является то, что вещества, исполь­зуемые в качестве радиаторов излучения, не нужно изготовлять в виде монокристалла высокой чистоты или с острого дозированны­ми примесями. В качестве радиаторов можно использовать широ­кий набор прозрачных в оптическом диапазоне твердых диэлектри­ков, жидкостей и газов.

Для того, чтобы достичь максимальной интенсивности, при выборе материала радиатора необходимо стремиться к максималь­ному значению п, но при большом п падает способность радиатора отличать частицы с разными скоростями. Необходимо, чтобы показатель преломления радиатора не зависел от частоты; это требование вытекает из условия достижения хорошего углового разрешения. Желательно также, чтобы материал радиатора имел малую плотность и малый атомный номер и соответственно малые удельные потери энергии на ионизацию и малое сечение рассея­ния и, естественно, радиатор должен быть прозрачным в области спектральной чувствительности умножителя. Как и в любом слу­чае идеального, т. е. удовлетворяющего всем требованиям, радиа­тора не существует. Особенно широко применяют для изготовления радиаторов плексиглас, который обладает хорошей прозрачностью и легко обрабатывается, из плексигласа можно изготовить радиаторы практически любой формы и достаточно больших размеров. Если нужен очень боль­шой радиатор, то используют дистиллированную воду. Также применяют и газы,  особенно фреон.  Хотя при нормальных  условиях показатель преломления всех  газов очень мал (для фреона он равен 1,00084, а для других газов еще меньше), такие радиаторы обладают уникальной возможностью изменения п в широком диапазоне простым изменением давления. Следовательно,  у счетчиков с газовым радиатором легко изме­няется пороговая энергия.

Такие счетчики разделяются на два типа: с фокусировкой и без фокусировки в зависимости от того, используются или не используются в них оптические системы для создания изображения излучающей области или фоку­сировки излучения, испущенного в заданном направлении в опре­деленную точку пространства.

Счетчик без фокусировки используется для счета прошедших через радиатор частиц, скорость которых превышает пороговое значение для данного радиатора. Он состоит из радиатора, поме­щенного в контейнер со стенками, которые обладают высокой отра-  жательной способностью. Весь объем радиатора просматривается одним   или   несколькими   фотоумножителями.  Интенсивность световой вспышки в счетчике Черенкова мала по сравнению со сцинтилляционной. 

В пороговом счетчике с плексигласом не возникает фотонов, если скорость частицы меньше чем 2·10¹⁰ см/с (β = 0,67). На практике из-за наличия порога у электронной схемы детектора и шумов умножителя будут регистрироваться лишь импульсы, большие некоторой величины. Это приводит к тому, что действи­тельный порог оказывается ближе к величине β = 0,75, а соответ­ственно величина пороговой энергии для электронов приблизи­тельно 200 кэв, а для протонов — около 400 Мэв. В некоторых случаях необходимы счетчики с высоким порогом. Применение газовых радиаторов позволяет довести порог регистрации до вели­чин β ~ 0,99. В радиаторе с малой плотностью интенсивность вспышек чрезвычайно мала, и для уверенного выделения их из шума изготовляют большие газовые радиаторы длиной 1 м, и больше.

Характерная особенность излучения Вавилова — Черенкова, а именно практически однозначная связь направления волнового фронта излучения со скоростью частицы позволяет создавать оптические системы, эффективно собирающие свет только от частиц, скорости которых находятся в весьма узком интервале. Конструкций счетчиков Черенкова с фокусировкой много: в одних излучение попадает на фотокатод, умножителя только тогда, когда скорость частиц соответствует заранее выбранному и фиксированному значению угла θ, в других этот угол может изменяться, и тогда становится возможным изме­рить распределение частиц по скоростям. Очевидно, что фиксиро­вать определенное значение угла θ возможно лишь в том случае, когда пучок частиц, проходящий через радиатор, имеет малые размеры и характеризуется малым угловым разбросом. Это условие обычно выполняется, и будем считать, что частицы входят в радиатор в одной точке и движутся в одном направ­лении.

В некоторых случаях счетчик Черенкова может быть использован для определения не только скорости, но и энергии электрона или фотона. Если изготовить радиатор больших размеров из свин­цового стекла, то в нем может поглотиться практически вся энергия электрона или фотона с начальной энергией в сотни мегаэлектронвольт. Так как большая часть энергии падающей частицы расходуется на релятивистские электроны и позитроны в ливне, полное количество излучения Вавилова — Черенкова можно   связать   с   энергией,   отдаваемой   первичной    частицей.

Энергетическое разрешение детекторов с фокусировкой. Энер­гию частицы в черенковском детекторе можно измерять, используя однозначную связь угла излучения со скоростью частицы, а, следо­вательно, и ее энергией. Любая причина, искажающая связь между углом и скоростью или ограничивающая точность измерения угла, влияет на точность измерения скорости и энергии.

Неопределенность при измерении угла может возникнуть по многим причинам, как связанным с конструкцией счетчика (например, ширина коллимирующей щели) и параметрами пуч­ка, так и вытекающим из физики явления.

Рассмотрим   основные   физические   эффекты,    определяющие энергетическое разрешение счетчика Черенкова, а именно:

а) опти­ческую дисперсию; 

б) уменьшение скорости частицы при про­хождении ее через радиатор,

в) многократное кулоновское рассеяние частицы в  радиаторе.

Угловая дисперсия, возникающая из-за оптической дисперсии, приводит к неоднозначности при измерении угла излучения Вавилова — Черенкова

Обычно дисперсия меньше 1° для видимой части спектра излучения Вавилова — Черенкова. Вследствие потери энергии частицей при прохождении через радиатор ее скорость уменьшается, что приводит к изменению угла θ и уменьшению числа фотонов, испущенных на единице длины пути. Для частиц с очень большими энергиями, для кото­рых ионизационные потери минимальны и выход фотонов практи­чески не меняется, эти эффекты не существенны. Но при уменьшении энергии частицы, когда растет теряемая энергия на единице пути и усиливается зависимость скорости частицы энергии, эти эффекты могут быть заметными. Скорость изменения угла излу­чения   Вавилова — Черенкова  вдоль  пути  частицы  про­порциональна   удельным  потерям  энергии   dE/dx. Отклонение направления движения частицы в среде от ее первичного направления   вследствие   многократных   уклонений на малые углы при кулоновском рассеянии на ядрах принято характеризовать среднеквадратичным углом рассеяния. Вели­чина его прямо пропорциональна корню квадратному из расстояния, пройденного частицей в радиаторе, и уменьшается при увеличении энергии частицы.

Относительное значение каждого из рассмотренных трех источ­ников неопределенности θ зависит от типа частицы, ее энергии, ядерных и оптических свойств среды.   Вклады этих процессов в большинстве случаев приблизительно одинаковы. Следует заме­тить, что очень часто, особенно когда счетчик Черенкова является частью сложной экспериментальной установки,  его  энергетиче­ское разрешение определяется поперечным размером пучка заря­женных   частиц   и   возникающей   вследствие   этого   аберрации. В   детекторах,   специально   сконструированных для   измерения энергии частиц, можно добиться в сравнительно узком диапазоне энергетического   разрешения   ΔЕ/Е ~ 1 %.

Временное разрешение счетчиков Черенкова с фокусировкой практически всегда определяется временными характеристиками фотоумножителей, поскольку длительность световой вспышки в радиаторе очень мала. Она определяется временем прохождения релятивистской частицы через радиатор, которое обычно меньше 10^-9 с для твердых и жидких радиаторов, и конечной длитель­ностью волнового фронта излучения Вавилова — Черенкова, которая также существенно меньше 10^-9 с. В черенковских пороговых детек­торах большого объема, в которых излучение достигает фотокатода фотоумножителя после многократных отражений от стенок контейнера с радиатором, длительность вспышки заметно увели­чивается и может достигать десятков наносекунд.

Магнитные спектрометры заряженных частиц. Магнитный спектрометр – вакуумный прибор, в котором заряженные частицы проходят в магнитном поле определённой конфигурации, по-разному отклоняясь в нём в зависимости от величины их импульса и заряда. В результате происходит разложение пучка заряжённых частиц по импульсам. Это и даёт возможность изучать энергетический спектр частиц. В магнитных спектрометрах обычно используют фокусирующее свойство магнитного поля, что позволяет частицам с одинаковыми энергиями, выходящими из источника в пределах довольно большого телесного угла, собираться в небольшой области, где размещают подходящий детектор. Магнитные спектрометры бывают самых разнообразных типов. Для удобства описания их устройства и основных характеристик, разделим все спектрометры на две большие группы:

· спектрометры с поперечным магнитным полем, в которых траектории заряженных частиц лежат в плоскости, перпендикулярной силовым линиям магнитным поля,

·  спектрометры с продольным магнитным полем, в которых заряженные частицы перемещаются главным образом вдоль силовых линий магнитного поля.

Чтобы описать работу магнитных спектрометров, необходимо рассмотреть движение заряженных частиц в магнитном поле.

     Точность измерения энергии заряжённой частицы по её траектории определяется точностью измерения радиуса ее траектории r:

При b » 0, т. е. для частиц, кинетическая энергия которых E<<M₀c², DE/E = 2Dr/r, а при b » 1, т. е. Для E>>M₀c², DE/E = Dr/r. За меру энергетического разрешения принимают отношение ширины распределения на половине высоты к среднему значению этого распределения. Поэтому величину Dr будем считать равной ширине распределения измеренных значений r  на половине его высоты. В магнитных спектрометрах измеряемой величиной редко бывает радиус кривизны траектории, гораздо чаще это координата какой-либо точки траектории x, которую можно связать с радиусом кривизны r = f(x). В этом случае энергетическое разрешение

где Dx – ширина измеренного распределения при данной энергии заряженных частиц на половине высоты.

              Важной характеристикой магнитных спектрометров является их светосила, которая определяется отношением числа отсчётов в максимуме распределения к числу испущенных источником заряженных частиц.

Соотношение между светосилой и энергетическим разрешением определяет область применения магнитных спектрометров. Идеальным спектрометром был бы такой, форма поля которого обеспечивала бы фокусировку заряженных частиц, вышедших из источника с одной энергией и по разным направлениям, в область с размерами порядка или меньше размеров источника. Это соответствовало бы полной фокусировке. В магнитных же спектрометрах получается неполная фокусировка.

Метод прямого  отклонения не имеет в настоящее время практических приложений и рассматривается для общего понимания процессов.

 Заряженные частицы, испускаемые источником в виде тонкой нити, проходят через узкую щель и регистрируются фотопластинкой (рис. 1). Траектории частиц  представляет собой дуги окружностей радиуса r, связанного с импульсом частицы, поскольку частицы проходят в поперечном однородном магнитном поле. Поэтому частицы с разными энергиями попадают в различные места фотопластинки  и образуют изображение источника Dх в виде длинных и узких полос. Ширину изображения Dх можно найти как разность значений х(a₁)-х(a₂), где углы a_{2 >}a_{1 .} Введя обозначение Da = a₂ - a_1, полагая a₂< 10⁰ и пренебрегая величиной (Da)², найдём, что Dх= aDa . Величина угла  Da определяется отношением ширины щели х_щ к расстоянию от неё до источника, которое примем равным а/2. В этом случае Dх/х=2 х_щ. При малых значениях углов a отношение Dх/х= Dr /r.

Магнитный спектрометр прямого отклонения

Рис.1

Тогда

Заметим, что вычисленное значение h взято как отношение ширины изображения у основания Dх к расстоянию от оси у. В данном случае (изображение точечного источника в плоскости ху) ширина изображения на половине его высоты также равна Dх. Светосила такого плоского прибора будет определяться отношением ширины щели к расстоянию от её источника, т.е.L » х_щ/2pа. Весьма показательной характеристикой спектрометра является отношение h/L, которое для спектрометра прямого отклонения не зависит от ширины щели и по порядку величин равно 8pr/а. Ясно, что чем меньше h/L,  тем лучше характеристики спектрометра. Для спектрометра прямого отклонения r/а велико, т.е. спектрометр обладает малой светосилой даже при плохом энергетическом разрешении. Если потребовать, чтобы h= 1,0 %, то при r/а=10а/х_щ = 4×10³ и L » 4×10^–5. Отношение  h/L для такого случая будет  равным примерно 60. При тех же условиях при достижении h » 0,1 % светосила уменьшится в 10 раз; L » 4×10^–6.

Фокусирующее действие поперечного магнитного поля. Надлежащим выбором формы магнитного поля можно добиться того, что все частицы одинаковой энергии, испущенные источником, вновь соберутся в одной точке после прохождения в магнитном поле. Вне поля путь частиц прямолинейный и в точках, лежащих на границе поля, сопрягается с окружностями радиуса r, по которым частицы движутся внутри поля (рис. 2).

Магнитное однородное поле специальной формы

Рис. 2

  Форма области поля зависит от величины отношения  а/r. Так, при а/r =2 поле должно быть в области – 0,5а< х< 0,5а, и при ½х½< 0,2а линии ограничивающие поле будут практически прямыми, выходящими из точки 0 под углом примерно 20⁰ к оси у.

Ширина изображения источника, в этом идеальном случае, будет определяться размером источника вдоль оси х. Светосила, в этом случае, может быть большой, поскольку не было никаких ограничений на величины углов a.

Полная фокусировка частиц получена для траекторий, строго перпендикулярных магнитному полю, и в предложении резкого изменения поля на границах поля.

Отступление от этой идеальной картины приведёт к размытию изображения источника, и это размытие будет тем большим, чем больше отступление от идеальной формы поля. расчёты показывают, что имеется, по крайней мере, принципиальная возможность полной фокусировки заряженных частиц в однородном магнитном поле. В реальном случае с помощью определённой конфигурации поля удаётся получить условия для фокусировки частиц, испускаемых в ограниченном телесном угле.

Спектрометр с полукруговой фокусировкой однородным магнитным полем.  Фокусировка частиц в таком спектрометре происходит только в одной плоскости (рис.2).

Траектории заряженных частиц в магнитном спектрометре

с полукруговой фокусировкой

Рис. 3

Энергию частиц определяют по измеренным напряженностям магнитного  поля и положению изображения на фотопластинке (в данном спектрометре это равносильно измерению 2r). Источник заряженных частиц и его изображение, а также траектории заряженных частиц находятся в однородном магнитном поперечном поле. Такие условия не обеспечивают фокусировки всех частиц, выходящих из источника, поэтому в спектрометре используют ограничивающую пучок диафрагму.

Диафрагму расположим таким образом, чтобы заряженные частицы проходили через нее, если их первоначальное направление составляет с осью у углы не более ±a₀ . частицы, вышедшие из источника под углом a = 0, пересекут ось х в самой далекой от источника точке, а частицы, вышедшие из источника под углами ±a, будут пересекать ось х в более близких к источнику точках. также следует, что ширина изображения точечного источника определяется угловой апертурой диафрагмы. Действительно ширина изображения источника Dх₀ = 2r - 2r cosa₀.                                                                                     

            В реальном случае источник имеет конечные размеры. Оценка влияния размеров источника на ширину изображения показала, что размеры источника вдоль оси z не так значительно увеличивают ширину изображения, как его размер вдоль оси х. Это позволяет выбирать для спектрометров источники, длина которых значительно больше их ширины. Это заметно увеличивает светосилу прибора.

  Энергетическое разрешение будет определяться формой линии спектрометра и, во многом, будет зависеть от метода получения изображения, т. е. от метода регистрации частиц, прошедших в магнитном поле. В магнитных спектрометрах применяют или  фотографический (с помощью фотопластинок, размещенных в плоскости ху), или электрический (ионизационные камеры и счетчики, сцинтилляционные счетчики и др.) метод регистрации.

              При фотографической регистрации по почернению фотопластинки можно с высокой точностью измерить границу изображения и тем самым определить энергию заряженных частиц. Кроме того, использование фотопластинок позволяет одновременно регистрировать заряженные частицы различных энергий. В этом преимущество фотографического метода. Но соотношение интенсивностей между группами заряженных частиц с различными энергиями при этом не удается получить достаточно надежным, поскольку плотность почернения пластинки зависит от многих факторов, таких, как способ и режим проявления, углы падения заряженных частиц, их энергия. Следует также отметить, что при фотографической регистрации необходимы сравнительно большие активности источников и длительные экспозиции из-за низкой чувствительности фотопластинок.

              При электрической регистрации в плоскости ху размещается экран с щелью шириной в направлении оси х – х_щ. Против щели располагают устройство, регистрирующее заряженные частицы, например счетчик Гейгера – Мюллера. Магнитный спектрометр оказывается одноканальным, и чтобы измерить заряженные частицы разных энергий, необходимо или изменять магнитное поле, или смещать детектор. Такой  способ регистрации имеет очень высокую чувствительность и позволяет работать с источниками, дающими всего несколько десятков частиц в 1 мин  в пределах телесного угла, определяемого  углами a₀ и b₀ . Электрический метод регистрации даёт возможность с высокой точностью получать относительные интенсивности заряженных частиц с разными энергиями и проводить измерения непрерывных спектров заряженных частиц.

Ширина щели х_щ влияет на измеряемую ширину изображения так, что изображение будет иметь ширину  х_щ + Dх. В этом случае измерение положения границы изображения нельзя определить с точностью большей, чем х_щ. Количество импульсов, зарегистрированных в максимуме изображения, также зависит от х_щ. При х_щ>~Dх число отсчётов в максимуме не зависит от х_щ, при  х_щ< Dх число отсчётов в максимуме тем меньше, чем меньше х_щ.

              В данном спектрометре, чем больше светосила, тем хуже энергетическое разрешение спектрометра. Спектрометр будет обладать оптимальными характеристиками, если отношение h/L будет иметь минимальное значение. Нахождение оптимальных параметров спектрометра представляет собой довольно сложную задачу. Обычно в спектрометрах с полукруговой фокусировкой по этим причинам выбирают х₀ ~ х_щ ~ ra₀².  При таком выборе параметров h/L равно p/g. Для х₀ » х_щ величина g » 0,75. Таким образом, в спектрометрах с однородным полем с полукруговой фокусировкой энергетическое разрешение порядка 0,1% можно достичь при светосиле (отношение скорости счета в максимуме к активности источника) около 10^-4, т. е. при a₀ » 1,4^°. Спектрометр с полукруговой фокусировкой позволяет получить существенно лучшие энергетические разрешения при больших величинах светосилы в сравнении с методом прямого отклонения.

              Источник заряженных частиц в спектрометре с полукруговой фокусировкой может иметь размеры в направлении оси z большие, чем в направлении оси х.  Толщина источника должна быть такой, чтобы заряженные частицы в нём теряли долю своей энергии, не превышающую hЕ. При исследовании спектров тяжёлых заряженных частиц это требование весьма существенно.

Спектрометры с неоднородным поперечным магнитным полем (рис. 4). Такие спектрометры улучшают фокусировку заряженных частиц и, тем самым,  увеличивает светосилу спектрометра. В спектрометрах с неоднородным магнитным полем светосила увеличивается из-за фокусирующих свойств поля в двух направлениях: в плоскости орбиты и в направлениях, перпендикулярных к ней.

Траектории заряженных частиц в спектрометре с неоднородным поперечным магнитным полем

Рис. 4

Рассмотрим спектрометр с полукруглой фокусировкой, в котором магнитное поле имеет градиент вдоль оси у. В магнитном поле находится точечный источник в начале координат. Допустим, диафрагма, ограничивающая пучок, расположена так, что внутренняя траектория пучка частиц 1 соответствует частицам, вылетающим в направлении оси,  т.е. под углом a= 0, а внешняя 3-частицам, вылетающим из источника под углом a₀ к оси у. Пусть траектория 1 полностью лежит в однородном магнитном поле и пересекает ось х в точке х =2r . Для  того,  чтобы    траектории 2 и 3 пересекли ось в той же точке, необходимо их поместить в область поля с меньшей напряжённостью. Для сравнения на рисунке показана пунктиром траектория 3 для постоянного по радиусу магнитного поля.

Светосила спектрометра оказывается значительно больше, поскольку помимо улучшения фокусировки для заряженных частиц, траектории которых лежат в плоскости ху, имеет место дополнительная фокусировка для частиц, выходящих из источника под углом к плоскости ху. На заряженные частицы, траектории которых лежат вне плоскости ху, в области неоднородного магнитного поля действуют силы, направленные к этой плоскости. Эти силы обусловлены составляющей магнитного поля в плоскости ху, которая имеет различные направления по обеим сторонам от этой плоскости. Это обстоятельство позволяет использовать большие значения углов b₀, что также увеличивает светосилу прибора.

              Улучшение фокусировки пучка заряженных частиц в спектрометрах возможно также при использовании аксиально-симметричного, спадающего по радиусу магнитного поля. В данного рода спектрометрах, часто используют слабо спадающее по радиусу магнитное поле.

              Спектрометры с продольным магнитным полем. симметричное определённой формы магнитное поле обладает свойством фокусировать частицы. Оказывается, что катушка с током, создающая симметричное относительно своей оси магнитное поле, при определённых условиях также обладает фокусирующими свойствами. Поэтому такие катушки по аналогии с оптикой называют магнитными линзами. Для тонких магнитных линз вводят понятие фокусного расстояния  f₀, которое связано с расстоянием от неё источника d₁ и его изображения d₂ так же, как и в обычной оптике:

ограничимся рассмотрением траекторий заряженных частиц, выходящих из точечного источника с малыми относительно оси z углами a. Когда источник и его изображение значительно удалены от магнитной линзы, то величина  f₀ не зависит от вида функции Н(z) и обратно пропорциональным квадрату тока, текущему через катушку, и прямо пропорциональным квадрату импульса  заряженной частицы.

Таким образом, при фиксированном положении источника и детектора заряженных частиц можно регистрировать частицы с разными энергиями, изменяя  величину тока в обмотках магнитной линзы.

Фокусировка заряженных частиц на расстоянии  от оси линзы в точке d₂ на оси z была бы точной в случае бесконечно тонкой магнитной линзы. На самом деле заряженные частицы, вылетающие по отношению к оси линзы под разными углами, фокусируются в различных точках. Для того чтобы уменьшить размытие изображения, на пути пучка частиц обычно помещают несколько кольцевых диафрагм. Схема спектрометра с тонкой линзой показана на рис. 5.

Схема спектрометра с тонкой магнитной линзой

Рис. 5

  Пучок заряженных частиц из источника S вырезается диафрагмой. В магнитном поле частицы отклоняются и вновь собираются в точке на оси z. Между источником и детектором обычно размещают защитный конус, чтобы g-кванты, обычно испускаемые b-активными  ядрами, не попадали в детектор и не создавали нежелательного фона.

  Диафрагмы выделяют частицы с углами вылета от a₀  до a₀+Da. В случае достаточно малых значений Da энергетическое разрешение спектрометра с тонкой магнитной линзой определяется размерами источника и рабочей площадью детектора:

 где: r_s и  r_d – радиусы источника и входного отверстия детектора частиц соответственно; R – средний радиус кольцевого отверстия диафрагмы. Светосила спектрометра определяется следующим образом:

Спектрометры с тонкой магнитной линзой обладают высокой светосилой. Так, при энергетическом разрешении порядка 2…3 % светосила составляет около 5 %, что намного больше светосилы спектров с поперечным магнитным полем при аналогичном энергетическом разрешении. Следует также отметить сравнительную простоту конструкции магнитных спектрометров с тонкой магнитной линзой.

  Энергетическое разрешение спектрометров с неоднородным продольным магнитным полем можно улучшить, если подобрать магнитное поле таким образом, чтобы скомпрометировать хотя бы частично сферическую аберрацию (зависимость места пересечения траектории оси z  от  угла a, под которым частицы входят в поле).

  Расчёты показали, что минимальная сферическая аберрация будет в протяжённом поле, если источник и детектор разместить в точках, где поле имеет максимальное (бесконечно большое) значение. Такое поле точно создать невозможно. Очень похожую форму поля можно получить с помощью двух катушек, отнесённых друг от друга. Магнитные методы спектрометрии позволяют производить абсолютные измерения энергий заряженных частиц с высокой точностью. С этой точки зрения наименьшие погрешности получают в спектрометрах с однородным магнитным полем. Чтобы измерить абсолютную величину энергии частицы в спектрометре с полукруговой фокусировкой, необходимы абсолютные измерения расстояния между правыми краями источника и его изображения, т.е. абсолютные измерения величины магнитного поля. При этом предполагается, что магнитное поле с достаточной степенью точности постоянно на всём протяжении орбиты частицы и не изменяется в процессе измерений.  Поле в спектрометре можно определить с точностью 10^-2…10^-3 % (например, методом ядерного резонанса). Величину 2r можно измерить, по крайней мере, с точностью не хуже, чем х₀/2r. Погрешности при абсолютных измерениях энергий связаны также с неоднородностью магнитного поля, с качеством источников (последнее особенно существенно при определении энергий тяжёлых заряженных частиц), а также с неопределённостью в величинах физических констант: скорости света (10^-4 %) заряда электрона (1×10^-3 %), массы частицы (3×10^-3 % для электрона). Хорошей иллюстрацией абсолютных измерений энергий с помощью магнитных спектрометров являются абсолютные измерения энергий a-частиц.

  Кристалл-дифракционные спектрометры. Первые исследования g-излучения прямым методом дифракции на кристалле принадлежат Резерфорду и Андраде. Схема опыта приведена на рис. 1.

Метод  Резерфорда  и  Андраде

Рис. 1

Они измеряли длину волны g-излучения RaB и RaC, используя тонкую пластинку кристалла в положении пропускания. Наименьшая длина волны, измерения ими, была около 70 нм. Эти ранние попытки измерения коротких длин волн, были сделаны с малой разрешающей способностью и низкой точностью. Измерения при малых углах дифракции проводились на относительно большом фоне прямого и диффузно рассеянного излучения. Кроме того, из-за малого пропускания и слабых источников, имеющихся в наличии, экспозиция фотографирования часто была чрезмерно велика.

              Улучшенную геометрию предложила Кошуа. Она регистрировала рентгеновское излучение, испускаемое протяженными источниками различных радиоактивных изотопов, дифрагированное после прохождения через изогнутый кристалл. На спектрометре Кошуа дифрагированные лучи фокусировались на фотопластинку.

              Основной успех в измерении g-излучения кристалл-дифракционным методом был сделан в 1947 г. в связи с постройкой спектрометра Дюмонда с двухметровым радиусом изгиба применяемого кристалла. В этом спектрометре источник g-излучения помещается на фокальной окружности изогнутого кристалла и излучение после дифракции кристаллом регистрируется широким детектором. Этот спектрометр является скорее монохроматором для различных длин волн, нежели спектрометром, так как наблюдение в отдельном измерении производятся лишь при одной длине волны. Источник перемещается по фокальной окружности в последовательные положения, соответствующие различным длинам волн, а интенсивность дифрагированного после прохождения через кристалл излучения регистрируется как функция этого положения. Абсолютная эффективность этого спектрометра значительно больше соответствующей величины для спектрометра Кошуа. Кроме того, геометрия измерения очень хорошо пригодна для конструирования коллиматора, представляющего эффективную систему пластин (щели Соллера), который при малых дифракционных углах защищает детектор g-излучения от прямой и рассеянной радиации.

              Кристалл-дифракционная спектроскопия имеет дело с дифракцией излучения от отдельных кристаллов и определением энергий и интенсивностей падающих g- и рентгеновского излучений в зависимости от углового распределения дифрагированного излучения. Представляет интерес только то падающее на кристалл излучение, которое подвергается упругому рассеянию электронным облаком, окружающим каждое ядро. Можно показать, что плоская волна электромагнитного излучения, упруго рассеянная отдельной, атомной плоскостью, сохраняет фазу, если угол падения равен углу рассеяния (отражения). Однако излучение, отраженное рядом параллельных атомных плоскостей с межплоскостным расстоянием d_H, сохраняет фазу только при определенных углах падения 90-q_Б, где q_Б определяется условием Брэгга: пl = 2d_H sinq_Б. Здесь l - длина волны излучения, п – порядок дифракции, d_H – межплоскостное расстояние.

              Дифракционный угол Брэгга соответствует в первом приближении направлению максимальной интенсивности дифракционной линии. Обычно, однако, угол рассеяния, вычисленный из уравнения, не обязательно совпадает с пиком линии. Длина волны излучения слегка изменяется при входе в кристалл. Это ведёт к тому, что направление распространения лучей внутри кристалла изменяется и до известной степени зависит от угла падения. Выражение связывает длину волны излучения и дифракционный угол внутри кристалла. Если g-излучение пропущено и дифрагировано кристаллической пластинкой с отражающими плоскостями, перпендикулярными входной и выходной поверхностям, преломление на поверхности кристалла таково, что выражение применимо к длинам волн и соответствующим дифракционным углам как внутри, так и вне кристалла. Почти во всех кристаллических спектрометрах, работающих на пропускание, используют кристаллические пластины с вышеуказанным расположением плоскостей. Для них уравнение связывает длину волны g-излучения l и брэгговский угол дифракции с точностью, большей 1×10^–5.

              Относительное сравнение длин волн производится при помощи приведенного выше условия. Для определения абсолютной длины волн необходимо, кроме того, знать расстояние между плоскостями кристалла d_Н .

              Испущенные возбуждёнными ядрами g-кванты как ядерные переходы лучше классифицируются в энергетических единицах, чем в единицах длин волн. Абсолютное значение длины волны l и энергия Е связаны соотношением Еl=(12,39804 ± 0,00012) Мэв × мА^°

              Для энергий g-излучения больше 100 кэв дифракционный угол q_Б мал (обычно меньше 3^°). Для таких малых углов энергия g-излучения почти обратно пропорциональна дифракционному углу. Поэтому с помощью этих выражений, даже не зная переводного коэффициента, можно с большой точностью сравнивать g-излучения.

              Хорошая разрешающая способность спектрометра означает наличие узкой дифракционной линии. В простых спектрометрах ширину линии уменьшают ограничением размеров источника и диафрагмы. Таким образом, если пучок g-излучения ограничен, то спектрометр имеет низкую эффективность пропускания. Чтобы улучшить разрешающую  способность, необходимо уменьшить эффективность пропускания. Простой спектрометр практичен только тогда, когда применяются источники с высокой удельной активностью. Но его можно улучшить и другими путями.  Пик скорости счёта дифрагированного пучка g-излучения можно увеличить в N раз без значительного снижения разрешающей способности спектрометра. Наиболее прямой способ - увеличение ширины источника и кристалла в N раз. При этом направление падающего пучка определяет N-щелевой коллиматор (рис. 2, а).

Способы увеличения эффективности пропускания спектрометров

Рекомендация для Вас - Лекция 8.

Рис. 2

              Другой способ увеличения скорости счёта в N раз – увеличение эффективности пропускания спектрометра. Это достигается увеличением ширины дифракционного кристалла благодаря применению N маленьких кристаллов, причём каждый из них ориентирован так, что перпендикуляр к его отражающим плоскостям является касательной к цилиндру, ось которого происходит через источник (см. рис. 2.б). Плоскости кристалла могут быть ориентированы и ограничены прямыми, параллельными оси цилиндра.

              Третий способ увеличения скорости счёта простого спектрометра заключается в увеличении ширины источника и кристалла в N раз, как было сделано для спектрометра с одним кристаллом. Кроме того, в расположении блока кристаллов на фокусирующем цилиндре, как показано на рис. 2,в. Этот тип спектрометра в геометрии Кошуа имеет приблизительно такую же скорость счёта, что и спектрометр с одним  плоским кристаллом.  В этом спектрометре монохроматические g-кванты концентрируются на линии. Наиболее важной характеристикой такой геометрии является то, что g-излучение различных длин волн дифрагирует на изогнутом кристалле и фокусируется одновременно в различных точках фокальной кривой. Такой спектр g-излучения обычно регистрируется фотографическим путём.

              В другом типе дифракционного спектрометра используется два плоских кристалла. Этот спектрометр является развитием спектрометра с одним плоским кристаллом, но имеет лучшую разрешающую способность за счёт несколько меньшей эффективности. Отраженное первым кристаллом g-излучение снова отражается вторым кристаллом и регистрируется детектором с широким окном. Эффективность пропускания спектрометра с двойным кристаллом меньше аналогичной величины спектрометра с одним кристаллом.

Отличительная черта спектрометра с двумя кристаллами – высокое разрешение, которое примерно в десять раз выше, чем для других рассмотренных типов.