Приглашаем посетить сайт

Физическая энциклопедия. В 5-ти томах
ПРОПОРЦИОНАЛЬНЫЙ СЧЕТЧИК

ПРОПОРЦИОНАЛЬНЫЙ СЧЕТЧИК

ПРОПОРЦИОНАЛЬНЫЙ СЧЕТЧИК - газоразрядный детектор частиц, создающий сигнал, амплитуда к-рого пропорциональна энергии, выделенной в его объёме регистрируемой частицей. При полном торможении частицы в объёме П. с. амплитуда сигнала пропорциональна энергии частицы, т. е. П. с. является одновременно и спектрометром. П. с., как и др. газоразрядные детекторы, представляет собой газовый объём (от неск. см ³ до неск. л) с 2 электродами. От конструкции ионизационной камеры П. с. отличает форма анода в виде тонкой нити или острия для обеспечения вблизи анода значительно большей напряжённости электрич. поля, чем в остальном пространстве между анодом и катодом. Наиб. распространены ци-линдрич. П. с., где катодом является металлич. цилиндр (корпус счётчика), внутри к-рого аксиально протянута тонкая проволока - анод (рис. 1).

Рис. 1. Схема пропорционального счётчика: И - источник частиц.

Заряж. частица с энергией создаёт в газе п₀=/W электрон-ионных пар, где - ионизаци онные потери энергии частицы, W- ср. энергия образования электрон-ионной пары. Импульс тока (напряжения), возникающий на сопротивлении Л, пропорционален импульс (1-100 мВ) усиливается и поступает в регистрирующее (анализирующее или запоминающее) электронное устройство.

Газовое усиление. Первичные электроны, образованные заряж. частицей в результате ионизации газа, под действием электрич. поля перемещаются к аноду, по пути многократно сталкиваясь с атомами (рис. 2). Эти соударения частично неупругие, т. к. электроны теряют значит. часть своей энергии и не могут набрать энергию, достаточную для ионизации атомов газа (20-30 эВ). В цилиндрич. П. с. электрич. поле E ~, где - расстояние частицы до нити (рис. 3). Поэтому между двумя последоват. столкновениями электроны, приближаясь к аноду, получают всё возрастающие значения кинетич. энергии, и на нек-ром расстоянии от нити энергия становится достаточной для ионизации. Образующиеся вторичные электроны вместе с первичными участвуют в последующей лавинной ионизации газа (га-зовое усиление). Коэф. газового усиления М- отношение кол-ва электронов, пришедших на нить, к числу первичных электронов. Форма электронно-ионной лавины вблизи анода сильно зависит от значения М: при 10 < М <100 лавина приобретает форму капли в направлении прихода электронов на анод; при 10²< М<10⁴. лавина становится сердцеобразной, вытянутой в направлении прихода электронов; при М>10⁴ лавина полностью охватывает анод - тогда и нарушается пропорциональность между п₀ и амплитудой сигнала. Размер лавины вдоль проволочного анода растёт с увеличением М от долей мм до неск. мм.

Рис. 2. Механизм работы пропорционального счётчика:-- зона дрейфа первичных электронов;-- зона лавин.

При столкновениях образуются также возбуждённые атомы, к-рые "высвечиваются" (УФ-излучение) за время ~10^-8 с. Энергия фотонов почти всегда превосходит работу выхода электронов с поверхности катода, поэтому вырванные (с вероятностью ~10^-4) фотоэлектроны также движутся к аноду, усложняя картину разряда и образуя лавинные серии - последовательно затухающую цепочку импульсов, отстоящих друг от друга на время дрейфа электронов от катода к аноду. Фотоэлектронную эмиссию можно ослабить, если в состав газа кроме инертных (Аг, Кг, Хе) ввести многоатомные газы (СН ₂, С ₂ Н ₂, СO₂ и т. д.), поглощающие УФ-излучение. Т. к. электроны поглощают газы и пары со сродством к электрону (О ₂, Н ₂ О, галогены), то их в смеси П. с. должно быть мин. кол-во (концентрация O₂~10^-5 см ³).

Если пренебречь влиянием на лавину пространственного заряда от положит. ионов, прилипанием электронов и фотоэлектронной эмиссией, то

где - число ионизац. соударений электрона на пути 1 см (первый коэф. Таунсенда), зависит от напряжённости поля E, давления r и рода газа. В приближении Роуза - Корфа, где a = N К (К- характеристика газа, N - плотность газа, - энергия электронов),

Здесь С=- ёмкость счётчика на единицу длины, - напряжение на электродах, - напряжение, соответствующее началу лавины. При

М

(рис. 4). Ввиду статистич. природы лавинного процесса V_c не является чёткой характеристикой П. с., поэтому V_c определяется по пересечению прямолинейного участка зависимости lnM(F₀) с осью абсцисс. Линейная зависимость продолжается до М ~ 10⁴. При дальнейшем повышении F₀ зависимость перестаёт быть линейной (гл. обр. из-за влияния фотоэлектронной эмиссии и пространственного заряда ионов).

Область М ~10⁴-10⁶ наз. областью ограниченной пропорциональности. Большие М могут привести к пробою (рис. 5). Чтобы не допустить пробоя, применяют гасящие примеси - органич. газы (СН ₄, пропан, изобутан, С ₂ Н ₅ ОН, метилаль и т. п.), к-рые обладают большим сечением фотопоглощения, диссоциации и передачи возбуждения сложной молекуле. Добавка органич. газа стабилизует процесс газового усиления в широком диапазоне V₀, хо-тя само напряжение, необходимое для требуемого М, возрастает.

Формирование сигнала. Вклад в амплитуду импульса за счёт перемещения первичных ионов и электронов мал.

Время развития лавины <10^-9 с, однако вследствие того, что электроны в лавине проходят сравнительно малые расстояния (большинство электронов рождаются только на последних стадиях лавины), вклад электронной компоненты в полную амплитуду импульса 10%. Положит. ионы, большинство к-рых расположено от поверхности нити на расстоянии ср. пробега электронов в лавине (15 мкм), после окончания лавины начинают двигаться к катоду, индуцируя изменение потенциала на нём во времени t:

Здесь е- заряд электрона, - подвижность ионов (см. Подвижность электронов и ионов), n₀ - число первичных ионов. Величина DV, вызванная движением ионов, сначала растёт прямолинейно, затем логарифмически; достигает макс. значения (DV _макс= еМп ₀/С) в момент прихода всех положит. ионов на катод спустя (15)·10^-3 с с момента образования лавины (рис. 6). Половины значения от своего максимума импульс достигает за (15)·10^-6 с, поэтому для получения высокого временного разрешения во входных цепях усилителя стоят дифференцирующие цепи (= RC) или линии задержки. Т. о., в случае траектории частицы (трека), параллельной аноду, удаётся получить импульсы длительностью < 10^-7 с. При произвольной ориентации трека ширина импульса определяется разностью во временах дрейфа первичных электронов от начала ( А )и конца ( В )трека до анода (рис. 2). Эти времена могут достигать 0,1-10 мкс. Такого же порядка и время задержки импульса на выходе П. с. с момента первичной ионизации, что ограничивает возможности использования П. с. в совпадений методе.

Рис. 6. Временное развитие сигнала при различных .

Энергетическое разрешение. Статистич. флуктуации в кол-ве первичных ионов n₀, а также флуктуации М "размывают" амплитуду импульсов и определяют предельно достижимое энергетич. разрешение П. с. (эти компоненты приблизительно равны по величине друг другу). Энергетич. разрешение приближённо выражается соотношением

Увеличение разброса амплитуды импульсов могут вызывать конструкционные несовершенства, приводящие к искажению распределения электрич. поля у анода, причём наиб. важным является постоянство по длине П. с., напр. 1 мкм может вызвать разброс амплитуд ~50%. Большое влияние на энергетич. разрешение оказывают стабильность V₀ (0,05%) и чистота газа. Для инертных газов, СO₂, СН ₄ и т. д. не наблюдается прилипания электронов, но присутствие даже незначит. кол-ва (<0,1%) электроотрицат. молекул Н ₂ О, СО, О ₂, С ₂ и т. д. приводит к значит. ухудшению энергетич. разрешения, т. к. амплитуда импульса становится зависимой от места образования первичных электронов. Добавки нек-рых газов с потенциалом ионизации, меньшим потенциала ионизации осн. газа, могут приводить к уменьшению ср. энергии, затраченной на образование пары ионов, следовательно к улучшению разрешения.

Временные характеристики. Макс. скорость регистрации П. с. зависит от давления и состава газовой смеси и толщины анодной проволоки . При больших скоростях регистрации происходит ослабление электронной лавины, образовавшейся в нерелаксированном пространственном заряде от предыдущей лавины. Это ослабление распределено по случайному закону и вызывает не только уменьшение амплитуды импульсов, но и ухудшает энергетич. разрешение. При М=10⁴10⁵ макс. скорость счёта составляет 10⁵- 10⁶ с ^-1. Для П. с. практически нельзя указать интервал времени, в к-ром он вообще бы не реагировал на излучение. Это обстоятельство позволяет использовать П. с. для детектирования излучения высокой интенсивности. При этом часто достаточно регистрировать не отд. импульсы, а средний ионный ток с помощью интегрирующих схем.

Применение. Эффективность П. с. к a-частицам, осколкам деления ядер, протонам, электронам и мягким g-квантам близка 100%. Для регистрации этих частиц в П. <с. предусмотрены "окна" из тонкой слюды или органич. плёнок. Иногда источник излучения помещается внутри объёма П. с. Для регистрации и с энергиями до 1 МэВ используются П. с. высокого давления (до r = 150 атм) в магн. поле. Измерение энергии g-квантов связано с фотоэффектом в наполняющем газе. Для до 1020 кэВ эффективность П. с. 80%, а для больших необходим Хе (рис. 7; см. Гамма-излучение).

При исследовании космических лучей создают большие площади регистрации. Используя большое временное разрешение П. с., удаётся отличить одну частицу от неск. ливневых частиц, проходящих через П. с.

Рис. 7. Амплитудный дифференциальный спектр пропорцио-нального счётчика, наполненного Хе, от частоты характеристического излучения Си и источника ²⁴¹ Аm.

Большие флуктуации в образовании d-электронов не позволяют получить хорошее энергетич. разрешение от малых долей энергии, оставленных в П. с. быстрой частицей.

Для регистрации нейтронов П. с. заполняется газами ³ Не или ¹⁰BF₃. Нейтроны захватываются ядрами ³ Не и ¹⁰ В с последующим вылетом из них заряж. частиц с энергией порядка 1 МэВ. Ионизация от этих частиц во много раз превосходит ионизацию от g-квантов, постоянно присутствующих в нейтронных потоках. Т. о., введя амплитудную дискриминацию, удаётся полностью сделать П. с. нечувствительными к g-фону. Для нейтронов с энергией ~10 кэВ с помощью П. с. можно измерить их энергию по величине смещения пика в амплитудном дифференц. спектре от захвата нейтронов ядром ³ Не либо по величине импульсов от ядер отдачи при заполнении счётчика лёгкими газами Н ₂ или ⁴ Не (см. Нейтронные детекторы).

П. с. используется для измерения малых уд. активностей. От Гейгера счётчика его выгодно отличает способность выделять моноэнергетич. линии от отд. радионуклидов на фоне непрерывно распределённого фона в широком энергетич. интервале от 1 до 10³ кэВ.

Как спектрометр П. с. уступает полупроводниковым детекторам, однако надёжность и простота дают возможность применять его, если не требуется высоко-энергетич. разрешение. П. с. позволяет работать в области энергий ~0,2 кэВ, где полупроводниковый детектор неприменим. По сравнению со сцинтилляционным детектором П. с. имеет лучшее энергетич. разрешение, меньшие шумы, нечувствителен к магн. полю. П. с. работает в диапазоне темп-р ~10-10³ К.

П. с. применялся при изучении бета-распада ядер (оценки массы антинейтрино), исследовании тонкой структуры -спектра, изомерных состояний ядер (см. Изомерия ядерная), при обнаружении захвата ядром L -электрона (см. Электронный захват), исследовании слабых конверсионных пиков (см. Конверсия внутренняя )и в др. случаях. Он используется также в астрофизике, археологии, геологии, медицине и т. д. Нек-рое пром. применение основано на зависимости лавинного разряда от напряжённости поля у анода и чистоты наполняющего газа (контроль диаметра и качества поверхности микроприводов, газоанализатор в газовой хромографии и т. д.). С помощью установленного на "Луноходе-1" П. с. по рентг. флюоресценции производился элементный анализ вещества поверхности Луны. Лит.: Rice-Evans P., Spark, streamer, proportional and drift chambers, L., 1974; Sau1i F., Principles of operation of multiwire proportional and drift chambers, Gen., 1977; 3aневский Ю. В., Проволочные детекторы элементарных частиц, М., 1978; Sanada J., Growth the avalanche about the anode wire in a gas counter, "Nucl. Instr. and Meth.", 1982, v. 196, p. 23; Sau1i F., Basic processes in time-projection like detectors, в кн.: Time projection chamber 1-th workshop., Vancouver, 1983, N. Y., 1984; Ионизационные намерения в физике высоких энергий, М., 1988. А. П. Стрелков, Б. Ситар.