Методы регистрации заряженных частиц

6. Методы регистрации заряженных частиц. Заряженные частицы (электроны, позитроны, протоны, α-частицы) возникают во многих ядерных превращениях. Распределение заряженных частиц по энергиям может быть дискретным и непрерывным. Например, протонодефицитные ядра с малыми и средними атомными весами, как правило, претерпевают β-распад. Спектр электронов в этом случае непрерывный. При исследованиях β-распада интересуются граничной энергией β-спектра и его формой. Граничная энергия β-спектра позволяет определить разность масс дочернего и материнского ядер, а форма β-спектра в некоторых случаях позволяет определить, например, моменты количества движения. Ядра с большими атомными весами могут претерпевать α-распад. Спектр α-частиц дискретный. Измерения энергий α-частиц дают возможность определять дефекты масс ядер, энергетические уровни возбужденных состояний ядер и другие характеристики ядер. Аналогичные характеристики ядер можно определить и при изучении спектров заряженных частиц, образующихся в (n,p)-, (п α)-, (p,p')-, (α,α ')-реакциях и т.п.

Требования к точности определения энергии заряженных частиц могут быть различными в зависимости от поставленной задачи.

Определение энергии заряженных частиц по пробегу и плотности ионизации. Пробеги заряженных частиц являются функцией энергии. Точность определения энергии частицы по ее пробегу в среде лимитируется, в конечном счете, дисперсией в величинах пробегов и точностью, с какой известно соотношение между энергией и пробегом. Разброс в величинах пробегов связан с флуктуациями потерь энергии в каждом взаимодействии и многократным рассеянием заряженных частиц. Флуктуации пробегов тяжелых заряженных частиц в средах с малыми атомными весами лежат в пределах (0,5…2) %. При достаточно точном измерении средней величины пробега погрешность в определении энергии может быть в несколько раз меньше, чем флуктуации пробегов, если, конечно, с необходимой точностью известна связь между энергией и пробегом частицы. Для легких заряженных частиц флуктуации пробегов значительно больше, и поэтому их энергию по пробегам можно определить с меньшей точностью.

Энергии заряженных частиц по пробегам находят обычно относительно пробегов частиц с известными энергиями. Абсолютные значения энергии заряженных частиц можно установить по пробегу с невысокой точностью. Это связано с тем, что для расчета пробега необходимо знать средний ионизационный потенциал и потери энергии частицами при низких энергиях. Последние величины не поддаются точному вычислению.

Пробеги заряженных частиц измеряют в трековых приборах. В этих случаях ошибка в измеренной величине пробега обусловлена не только флуктуациями потерь энергии, но и некоторыми специфическими погрешностями (искажения при фотографировании треков, движение газа и жидкости в камерах, деформация ядерных эмульсий при проявлении и т.д.).

Величины пробегов заряженных частиц с небольшой энергией с достаточной точностью измеряют, используя метод пропускания.

Параллельный пучок заряженных частиц направляется на какой-нибудь детектор и измеряется скорость счета этого детектора в зависимости от толщины поглотителя, расположенного на пути пучка. Полученная зависимость позволяет после дифференцирования получить величину пробега заряженной частицы. Существуют и дифференциальные методы измерения пробега. Эти методы особенно удобны, когда необходимо разделить две или более групп α-частиц или выделить мало интенсивные α-частицы на фоне других с большей энергией. В таких случаях используют так называемые дифференциальные камеры, которые состоят из двух камер с общим центральным электродом. Переднюю по отношению к источнику стенку камеры и общий электрод камер изготовляют из очень тонкой золотой фольги толщиной примерно 1 мг/см².

Измерение энергии частиц с помощью ионизационных камер, сцинтилляционных и полупроводниковых счетчиков. Ионизационные камеры, сцинтилляционные и полупроводниковые счетчики для моноэнергетических заряженных частиц имеют функцию отклика в виде кривой по форме, близкой к распределению Гаусса. Эффективность регистрации заряженных частиц, попавших в чувствительный объем детектора, равна единице.

Нижний предел измеряемых энергий определяется шумами измерительных устройств и собственными шумами детекторов, а верхний предел – размерами детекторов. Амплитуды импульсов в ионизационных камерах и полупроводниковых детекторах линейно связаны с энергией заряженных частиц, если эффекты рекомбинации, потери энергии заряженными частицами при проходе в чувствительный объем детектора и другие подобные эффекты малы. В сцинтилляционных счетчиках амплитуды импульса для большинства кристаллов нелинейно связаны с энергией тяжелых заряженных частиц. В настоящее время из пере­численных приборов с точки зрения энергетического разрешения наиболее перспективны полупроводниковые счетчики.

Рекомендуемые материалы

Измерение энергии тяжелых заряженных частиц. Методы изме­рения энергий различных тяжелых заряженных частиц имеют много общего, поэтому будем их рассматривать на примере измерения энергий α-частиц. В связи со сравнительно небольшими пробегами широкое применение для изучения спектров α-частиц нашли ионизационные камеры. С их помощью получают неплохое энергетическое разрешение – 0,7 % для α-частиц с энергией около 5 Мэв. Ширина линии в ионизационных камерах с ионным собиранием обусловлена главным образом флуктуациями в числе пар ионов и шумами усилителей. При работе камер в режиме электронного собирания энергетическое разрешение зависит еще и от индукционного эффекта, но шумы усилителей в этом случае оказывают меньшее влияние. Поэтому близкое, к указанному выше, энергетическое разрешение получают в камерах с ионным и электронным собиранием.

Камеры с ионным собиранием выгодно отличаются простотой конструкции. Но они являются очень «медленными» приборами. При высоком энергетическом разрешении не позволяют регистрировать более одного-двух импульсов в 1 с.

При электронном собирании камеры оказываются способными регистрировать несколько сот импульсов в 1 с с малой вероятностью наложения. Но в таких камерах необходимо устранять индукционный эффект или с помощью установки сеток в плоских камерах, или с помощью неоднородного электрического поля (цилиндрические, сферические камеры). Лучшие результаты с точки зрения энергетического разрешения получают в плоских камерах с сеткой.

Очень хорошие результаты получают при изучении спектров α-частиц с помощью полупроводниковых счетчиков. С поверхностно-барьерными счетчиками (Au – Si) достигнуто энергетическое разрешение около 0,2 % для α-частиц с энергией 6 Мэв. В этом случае энергетическое разрешение ограничено в основном тепловыми шумами полупроводника. Нижний предел измеряемых энергий ограничен собственными шумами полупроводника и шумами измерительной аппаратуры. Этот предел около 15 кэв. Верхний предел измеряемых энергий ограничен глубиной чувствительного слоя. Для поверхностно-барьерных счетчиков он составляет 40 Мэв для α-частиц и примерно 10 Мэв для протонов. Значительно большие энергии можно измерить в литий-дрейфовых полупроводниковых детекторах (до 200…300 Мэв для α-частиц).

При спектрометрии тяжелых заряженных частиц с очень большой плотностью ионизации (осколки деления, медленные ионы) в полупроводниковых счетчиках происходит ряд явлений, ухудшающих их спектрометрические свойства. Эти явления связаны, во-первых, с большой вероятностью рекомбинации, и поэтому осколки с одинаковой энергией и разными массами производят разные амплитуды. Рекомбинационный эффект можно уменьшить, увеличивая напряжение смещения. Однако с ростом напряжения смещения может проявляться внутреннее усиление в детекторах. Во-вторых, для заряженных частиц с большой массой более существен эффект рассеяния на ядрах, при которых часть энергии осколков деления передается кристаллической решетке детектора, причем тем большая, чем больше масса осколка. Указанные процессы приводят к ухудшению энергетического разрешения, нелинейной связи импульса с энергией осколка и появлению низкоэнергетического «хвоста» в амплитудном распределении импульсов. Все это требует калибровки полупроводниковых спектрометров, т.е. изучения их функции отклика в зависимости от массы и энергии тяжелых заряженных частиц. Калибровку удается производить достаточно уверенно, поскольку установлена линейная зависимость между амплитудой импульса и энергией осколка с данной массой, а также между энергией и массой при фиксированной амплитуде.

Измерение энергии электронов. Ионизационные камеры мало пригодны для исследования β-спектров, поскольку пробеги электронов в воздухе при нормальных условиях значительны. Экстра­полированный пробег электрона с энергией 0,1 Мэв равен примерно 12 см. В то же время измерить энергию электронов менее 0,05 Мэв невозможно из-за плохого энергетического разрешения, обусловленного в основном шумами. Представляют интерес пропорциональные счетчики высокого давления (до 10 атм. аргона), с помощью которых удается исследовать спектры электронов до нескольких сот килоэлектронвольт. Нижняя граница исследуемых энергий лежит в пределах 1…5 кэв. Наилучшие результаты получены при использовании длинных пропорциональных счетчиков (20…40 см), которые помещались внутрь соленоида, создающего однородное магнитное поле напряженностью около 3000 эрст. вдоль оси счетчика. Электроны в счетчике в однородном магнитном поле движутся по спиралеобразным траекториям. Это увеличивает их путь в счетчике и тем самым уменьшает стеночный эффект. С помощью такого устройства можно измерять энер­гии электронов до 0,6…0,8 Мэв.

Энергетическое разрешение пропорциональных счетчиков определяется флуктуацией в числе первичных пар ионов и флуктуациями коэффициента газового усиления. Так, для конверсионных электронов, образующихся при распаде ¹³⁷Cs (энергия электронов 625 кэв), энергетическое разрешение равно 6 %, а при энергиях электронов 50 кэв – около 9 %. Расчеты показывают, что с пропорциональными счетчиками можно получить лучшие результаты. Уместно напомнить, что энергетическое разрешение пропорционального счетчика во многом зависит от тщательности его изготовления и чистоты наполняющего его газа.

Сцинтилляционные счетчики с кристаллами Nal(Tl), антрацен, стильбен позволяют измерять энергетические распределения электронов в более широком диапазоне энергий. Нижний предел измеряемых энергий электронов ограничен шумами фотоумножи­телей и составляет несколько килоэлектронвольт; верхний предел лимитируется размерами кристаллов. Например, в кристаллах Nal(Tl) размерами 100х100 мм можно уверенно измерять электроны с энергиями до 15...20 Мэв. Энергетическое разрешение сцинтилляционных бета-спектрометров в первом приближении обратно пропорционально корню квадратному из энергии электронов. Значения, полученные с кристаллом Nal(Tl) при энергии 0,66 Мэв, равны 6 %. Так что в области энергий электронов около 10 кэв энергетическое разрешение в лучшем случае составит около 50 %.

Если такие энергетические разрешения практически не позво­ляют проводить исследования моноэнергетических электронов в области энергий ниже 10…15 кэв, то при исследованиях непрерывных энергетических распределений электронов (β-спектры) указанные энергетические разрешения можно считать приемлемыми во многих исследованиях. К сожалению, обратное рассеяние электронов велико и тем больше, чем больше атомный номер кристалла. Около 10 % электронов, которые падают на плоскую поверхность органического кристалла, расположенного вблизи источника, выходят из кристалла в результате рассеяния, не успев потерять в нем всей своей энергии. Это будет искажать измеренный спектр электронов. Еще большие потери в результате рассеяния при аналогичных условиях будут происходить при использовании кристалла Nal(Tl). Здесь доля обратно рассеянных электронов может достичь 80…90 %. Для устранения неполной потери энергии электронами в кристалле используют спектрометры с двумя кристаллами, между которыми помещают достаточно тонкий источник β-частиц. Такая геометрия позво­ляет избавиться от нежелательного эффекта. Если β-излучение источника сопровождается γ-излучения, то для уменьшения эффективности регистрации γ-квантов используют органические кристаллы, размеры которых выбирают равными экстраполированному пробегу исследуемых β-частиц. При таком выборе кристалла относительная эффективность регистрации γ-квантов минимальна. Иногда бета-излучатели вводят в состав кристалла при его изготовлении. Такой метод позволяет изучать спектры бета-излучателей с очень малой активностью.

Сцинтилляционные бета-спектрометры с органическими кри­сталлами наиболее пригодны при изучении непрерывных спектров электронов, особенно в случае малой активности источников. В измеренные аппаратурные спектры β-частиц обычно вносят поправки на энергетическое разрешение спектрометра и на обратное рассеяние электронов. Сцинтилляционные бета-спектрометры особенно ценны при исследованиях формы β-спектров в совпадениях с γ-квантами, сопровождающими распад дочернего ядра. Такой способ совпадений незаменим при исследованиях сложных схем распада, в которых ядро испускает несколько групп β-частиц. Метод совпадений при использовании сцинтилляционных спектрометров высокоэффективен, поскольку сцинтилляционные спектрометры обладают хорошими временными характеристиками и кристаллы для регистрации электронов могут иметь небольшие в сравнении с пропорциональными счетчиками размеры.

В β-спектрометрии используют полупроводниковые счетчики с глубиной чувствительного слоя несколько миллиметров. Для этого оказываются удобными как литиево-кремниевые с (р-i-п)-переходом, так и поверхностно-барьерные кремниевые детекторы с высоким удельным сопротивлением (20 ком). Наилучшие энергетические разрешения достигают 0,1 % при энергии электронов 1 Мэв при использовании специальной низкошумящей измерительной аппаратуры. Высокое энергетическое разрешение полупроводниковых счетчиков сочетается с их высокой эффективностью и быстродействием. Это позволяет успешно применять их для исследования β-β – или β-γ-совпадений.

Измерение энергии заряженных частиц с помощью магнитных спектрометров. Магнитные спектрометры для b- и a-спектрометрии.

Принципы работы магнитных спектрометров и их основные характеристики позволяют оценить их относительные достоинства. Для достижения очень высоких энергетических разрешений при сравнительно большой светосиле наиболее пригодны спектрометры с продольным однородным магнитным полем при условии использования источников очень малых размеров или при условии изготовления спектрометров больших размеров. В случае, если необходимо использовать источники больших размеров, т.е. при малой удельной активности, более подходящими являются спектрометры с фокусировкой в двух направлениях в поперечном магнитном поле. Чтобы получить умеренные энергетические разрешения около 1 %, при большой светосиле необходимо применять спектрометры с неоднородным продольным полем, т.е. спектрометры с тонкими и толстыми линзами.

Информация в лекции "5.4 Средневековые картины мира, системы ценностей, идеалы человека" поможет Вам.

Для измерения спектров -частиц, сопровождающих распад тяжелых ядер, применяют обычно спектрометры с поперечным магнитным полем с фокусировкой в двух направлениях. Это наиболее эффективные для -спектрометрии приборы при проведении исследований с высокой разрешающей способностью, поскольку в них, при прочих равных условиях, источник может иметь наибольшую площадь. Источники -частиц должны иметь сравнительно малые толщины и получить источники большой активности можно лишь за счет увеличения их площади. Это обстоятельство имеет решающее значение при исследовании -радиоактивных ядер. Действительно, если период полураспада тяжелого ядра около 10⁵ лет и измерения энергии проводятся с энергетическим разрешением 0,5 %, то толщина источника не должна превышать 10 мкг/см² и, следовательно, с 1 см² такого источника будет испускаться в среднем 5^.10³ а·частица/с. При светосиле спектрометра около 10^-4 на фотопластинку будет попадать в среднем 0,5 частица/с. Для получения изображения потребуется десятки часов экспонировать фотопластинки. Если же использовать электрический метод регистрации, то для исследования энергетического интервала всего лишь в 200 кэВ потребуется около 100 замеров при фиксированных значениях напряженности магнитного поля. Время каждого измерения будет порядка 10…20 мин.

В магнитных спектрометрах для -спектрометрии, как правило, используют фотографический метод регистрации частиц, поэтому одновременно можно измерить -частицы в диапазоне энергий ±100…250 кэВ.

При использовании больших магнитов с полем порядка 10000 Гс и радиусами 30…50 см можно исследовать спектры практически всех естественных -излучателей. Такие магниты оказываются весьма громоздкими, и их вес исчисляется тоннами и десятками тонн. Лучшие спектрометры позволяют получить спектры -частиц с шириной линии на полувысоте около 7 кэВ при светосиле примерно 2·10^-4, что позволяет при относительных измерениях определять отношения: энергий -частиц с точностью 1…2 кэВ.

Спектрометры с продольным магнитным полем не используют для измерения энергии тяжелых заряженных частиц, поскольку они должны иметь (в случае однородного поля) очень большие размеры. Для -частиц с энергией 5 МэВ длина соленоида при 5000 а·вит/см достигает 400 см. Длину спектрометра для -частиц можно значительно уменьшить, если выбрать углы близкие к π/2, однако при этом характеристики спектрометра будут крайне невыгодны.

Исследование спектров -частиц проводят со спектрометрами как с поперечным, так и с продольным магнитным полем. Особенно широко применяют спектрометры с неоднородным продольным магнитным полем, что связано с относительно простой конструкцией этих приборов и высокой светосилой при энергетических разрешениях около 1 %.

Выбор спектрометров при проведении измерений -спектров обусловлен условиями измерений. Так, при большой удельной активности -источников и необходимости иметь η ≈ 0,2 % более выгодны спектрометры с однородным продольным полем и кольцевым фокусом. При низких удельных активностях и тех же требованиях к энергетическому разрешению преимущества на стороне спектрометров с двойной фокусировкой в поперечном поле, так как в последнем случае допустимы большие площади источников при одинаковых η.