Принцип работы ионизационной камеры

 

Одним из старых, но до сих пор широко применяемых детекторов ядерного излучения является ионизационная камера. Простейшая ионизационная камера представляет собой  замкнутый газовый объем, в котором расположены два плоско-параллельных электрода. К электродам прикладывается разность потенциалов U, создающая в рабочем объеме камеры электрическое поле напряженности Е.

На рис.1 представлена принципиальная схема такой камеры. Здесь R - сопротивление нагрузки, с которой снимается сигнал, а C - распределенная емкость, включающая межэлектродную емкость камеры, входную емкость усилителя и емкость монтажа камеры.

Заряженные частицы, проходя через рабочий объем камеры, производят ионизацию атомов газа, в результате чего вдоль пути частицы образуются электроны и положительные ионы. Под действием электрического поля Е они начинают двигаться к соответствующим электродам камеры.

 

 

 

 

 

 

Рис.1. Принципиальная схема ионизационной камеры

 

 

Во время движения электронов и ионов к электродам во внешней цепи камеры индуцируется ток, заряжающий емкость С. Нарастание импульса, т.е. зарядка емкости С, прекращается в тот момент, когда все электроны и ионы, созданные в газе камеры, достигнут соответствующих электродов. Разрядка емкости происходит через сопротивление R, величина которого выбирается такой, чтобы с одной стороны, не происходила разрядка емкости С в течение времени, пока идет ее зарядка током, идущим через камеру, а с другой стороны, емкость С успела бы почти полностью разрядиться к моменту попадания в камеру следующей частицы. Таким образом, сопротивление R выбирается так, чтобы Т<< RC<< Δt, где T-время собирания зарядов, а Δt- временной интервал между импульсами.

 

Время собирания зарядов, образованных частицей в газе камеры, зависит от скорости их движения к электродам, так называемой скорости дрейфа, причем скорость дрейфа электронов и ионов различна из-за разницы в их массах (так, скорость дрейфа электронов в ∼ 10³ раз больше, чем ионов, а время собирания электронов в ∼ I0³ раз меньше). Амплитуда импульса обусловлена двумя составляющими - электронной и ионной, причем вклад в полную амплитуду импульса зарядов того или иного знака определяется отношением пройденной ими разности потенциалов к полной разности потенциалов, приложенной к электродам камеры.

 

Характер работы ионизационной камеры существенно зависит от величины напряжения U, приложенного к электродам.

На рис. 2 представлена зависимость амплитуды импульса, появляющегося на сопротивлении R, от напряжения на счетчике.

 

 

Рис.2. Зависимость амплитуды импульса от напряжения на счетчике:

I - YI - области различных рабочих режимов

 

В области напряжений I происходит два противоположных процесса: ионизация и собирание зарядов на электродах и рекомбинация ионов. При возрастании напряжения U скорость ионов увеличивается, а рекомбинация уменьшается, что приводит к возрастанию амплитуды импульса.

В области II доля рекомбинации пренебрежимо мала, все ионы, образованные частицей, собираются на электродах. Этот участок кривой называется областью насыщения или областью ионизационной камеры. Ионизационная камера может служить не только счетным, но и спектрометрическим детектором, т.е. позволяет определять энергию частицы. Это возможно вследствие независимости средней энергии, затрачиваемой в газе на образование одной пары электрон-ион, от энергии ионизирующей частицы и от производимой ею удельной ионизации, определяющейся зарядом и скоростью частицы. Поэтому величина заряда, образованного частицей в рабочем объеме камеры, пропорциональна энергии, потерянной частицей в газе, а в случае полного поглощения частицы в рабочем объеме камеры - ее энергии.

В области больших напряжений III происходит ударная ионизация, в результате которой число ионов сильно увеличивается. Если каждый электрон на пути к аноду создает за счет ионизации соударениями А новых электронов, то А называется коэффициентом газового усиления. А может достигать величины 10⁷ и не зависит от первоначальной ионизации; амплитуда импульса при этом пропорциональна числу пар ионов, созданных первоначальной частицей. Эта область называется пропорциональной областью.

В области IV при возрастании приложенного напряжения пропорциональность амплитуды импульса величине первоначальной ионизации нарушается, а коэффициент газового усиления начинает зависеть от числа первоначально образованных пар ионов. Это область ограниченной пропорциональности.

При дальнейшем увеличении напряжения - область V - амплитуды импульсов от частиц с различной ионизацией становятся одинаковыми. В этой области регистрируется каждая частица, которая создала хотя бы одну пару ионов в объеме камеры. Прибор, работающий в таком режиме, называется счетчиком Гейгера-Мюллера. Область VI - это область непрерывного разряда.

Рассмотрим теперь подробнее работу ионизационной камеры в области пропорциональности. Пропорциональный счетчик - это ионизационная камера, в которой нет зависимости коэффициента газового усиления от места начальной ионизации.

Пропорциональные счетчики могут быть различных размеров и формы. Наиболее часто употребляются цилиндрические счетчики.

 

2. Коэффициент газового усиления и его зависимость от напряжения на счетчике

Электроны и ионы, образованные в объеме пропорционального счетчика заряженной частицей или гамма-квантом, при своем движении к электродам испытывают огромное число тепловых соударений с молекулами газа, наполняющего счетчик. При этом ускорением ионов в электрическом поле можно пренебречь, т.к. из-за большой массы они теряют в соударениях с молекулами газа почти всю свою анергию. Электроны же при соударениях благодаря малой массе теряют очень малую долю своей энергии. Средняя энергия их в данном газе будет определяться напряженностью электрического поля Е.

 При достаточно большом значении напряженности электроны могут приобрести энергию, достаточную для ионизации газа камеры:

 

 

где λ_ион - это такая величина пробега электрона без столкновений, при которой энергия, приобретенная на этой длине, больше или равна энергии ионизации I_ион. Тогда вероятность ионизации равна:

 

где λ_о - средняя длина свободного пробега до столкновения.

Количество же вторичных электронов α, образованных одним электроном на пути 1 см вдоль силовой линии поля, будет

 

 α  называется коэффициентом ударной ионизации.

Поскольку длина свободного пробега λ_о обратно пропорциональна давлению газа λ_{о =} a / p, то

 

где b - константа.

Таким образом, коэффициент ударной ионизации зависит от давления газа в счетчике и напряженности электрического поля. Эта зависимость получена при следующих упрощающих ограничениях:

а) если энергия электрона достигла потенциала ионизации, то при столкновении его с атомом газа вероятность ионизации равна 1,

б) если пренебречь хаотическим движением электронов по сравнению с упорядоченным движением вдоль электрического поля.

Отметим, что если поле неоднородно, т.е. E(x)- зависит от координат, то и коэффициент ударной ионизации α также зависит от координат.

Введем теперь понятие коэффициента газового усиления m, равного отношению полного числа электронов N, собранных на аноде, к числу первичных электронов N_o, созданных заряженной частицей:

Рассмотрим, как развивается электронно-ионная лавина от N_o первичных электронов, созданных ионизирующим излучением на расстоянии x_o до анода. Один электрон создает α(x)dx вторичных электронов в слое dx, отстоящем на расстоянии x от точки начальной ионизации. N электронов создадут dN = N(x)α(x)dx вторичных электронов, или dN/N(x) = α(x)dx.

Проинтегрировав это выражение по всему пути от 0 до x_o, получим полное число вторичных электронов, собранных на аноде :

Так как N(x_o) = N, а N(0) = N_o , то

Это и есть коэффициент газового усиления

Как видим, он, так же как и коэффициент ударной ионизации α(x), зависит от координаты образования начальной ионизации. А это означает, что амплитуда импульса, полученного на аноде, не будет однозначно связана с энергией ионизующей частицы и счетчиком нельзя пользоваться как спектрометром. Однако коэффициент ударной ионизации α(x), как было показано выше, зависит, в конечном счете, от напряженности поля Е(х). Поэтому в полях с сильно выраженной неоднородностью коэффициент α(x) будет принимать резко различные значения в разных областях поля. Примером этого является электрическое поле в цилиндрическом счетчике, где нить служит анодом, а трубка - катодом и r_a << r_k. Напряженность такого поля зависит (см. рис.3) от расстояния до оси как

 

Рис.3. Зависимость напряженности поля в цилиндрическом счетчике от расстояния до оси

 

Подобная конфигурация электрического поля приводит к тому, что область, где величина напряженности поля достаточна для протекания процесса ударной ионизации, занимает малый объем по сравнению со всем рабочим объемом счетчика и сосредоточена

вблизи анода ( заштрихованная область на рис. 3). Поэтому все газовое усиление будет происходить в этой достаточно узкой области и зависимостью от координаты возникновения первичной ионизации N_o можно пренебречь. Это важное обстоятельство приводит к тому, что пропорциональным счетчиком можно пользоваться для измерения энергии заряженных частиц.

Мы рассмотрели механизм образования электронно-ионной лавины, исходя из процесса ударной ионизации. В действительности имеют место и другие процессы, хотя роль их в газовом усилении существенно меньше. Они названы вторичными эффектами. Рассмотрим влияние их на работу пропорционального счетчика.

а) при движении электронов к аноду наряду с ионизацией будут происходить и соударения, приводящие к возбуждению нейтральных молекул. Возвращаясь в основное состояние, эти молекулы испускают довольно жесткие фотоны, которые могут вызывать фотоэффект на поверхности электродов. Фотоэффект на аноде не играет роли, т.к. фотоэлектроны под действием поля возвращаются обратно на анод и, кроме того, поверхность анода много меньше поверхности катода. Фотоэлектроны же, вылетающие из катода, перемещаются полем к аноду и образуют электронные лавины.

б) Другим вторичным эффектом является выбивание положительным ионом электрона из катода. Если энергия положительного иона равна или больше работы выхода электрона из поверхности катода, то электрон захватывается ионом и образуется нейтральный атом газа. Если же энергия иона превышает работу выхода по крайней мере в 2 раза, то из катода могут быть вырваны 2 электрона, один из которых окажется свободным и на своем пути к аноду также может создать лавину.

Как видим, оба вторичных эффекта участвуют в процессе газового усиления. Чтобы количественно оценить их вклад, введем коэффициент поверхностной ионизации γ, определяемый как отношение числа свободных электронов, образованных в результате вторичных процессов, к числу электронов, образованных ударной ионизацией. Коэффициент γ очень мал и для используемых обычно материалов катода и газов составляет ∼ I0^-4.

Если в результате начальной ионизации было образовано N_o свободных электронов, то в результате газового усиления за счет ударной ионизации число их возрастет до mN_o . Вторичные эффекты дадут γmN_o свободных электронов, которые создадут путем ударной ионизации лавину из γm²N_o электронов. Вторичные эффекты снова дадут γ²m²N_o свободных электронов, которые в свою очередь дадут лавину из γ² m³ N_o электронов и т.д. Таким образом, полное число электронов в лавине, созданное за счет ударной ионизации и вторичных эффектов, будет

а полный коэффициент газового усиления

 

При небольших значениях m γm << 1 и m ≈ M , т.е. практически все газовое усиление обусловлено ударной ионизацией. Если же m велико, то вторичные эффекты играют существенную роль и M > m. Это обстоятельство оказывается не всегда полезным. Дело в том, что коэффициент газового усиления m, как было показано выше, связан экспоненциальным законом с коэффициентом ударной ионизации α, а величина α в свою очередь, быстро растет с увеличением напряженности поля Е. Поэтому даже при небольшом увеличении напряжения V, приложенного к электродам, коэффициент газового усиления очень резко возрастает. Если же учесть вторичные эффекты, то эта зависимость становится еще более сильной, т.к. при m > 10³ полный коэффициент газового усиления M является сильно возрастающей функцией m (рис. 4).

 

Рис.4. Зависимость полного коэффициента газового усиления М от коэффициента ударной ионизации m

 

Все это требует очень высокой степени стабилизации напряжения, подаваемого на пропорциональный счетчик, и затрудняет использование его для точных количественных измерений энергии, особенно в области больших m. Поэтому необходимо подавить действие вторичных эффектов. Этого можно достичь следующим образом:

1) увеличением работы выхода поверхности катода путем его оксидирования;

2) добавлением к инертному газу в счетчике (Ne, Ar, Xe) многоатомного газа (СO₂, СH₄). Возбуждение молекул последнего в этом случае приводит не к высвечиванию, а к диссоциации. Кроме того, молекулы многоатомного газа поглощают также и фотоны, испускаемые возбужденными атомами инертного газа, тем самым, препятствуя появлению вторичных эффектов. Использование чистых многоатомных газов в качестве рабочего газа счетчика потребовало бы значительного повышения напряжения V на электродах для достижения больших величин коэффициента газового усиления. Поэтому на практике пользуются обычно смесью двух или нескольких газов, например, 90%Xe + 10%CH_4.

На рис. 5 для иллюстрации приведена зависимость коэффициента газового усиления М от напряжения на счетчике для наполнения аргоном, метаном и смесью Ar + СН₄. Из графиков видно, что добавка СН₄ приводит к менее резкой зависимости коэффициента газового усиления М от напряжения на счетчике и позволяет получать относительно стабильные и достаточно большие усиления при не очень высоких напряжениях.

 

Рис. 5. Зависимость коэффициента газового усиления М от напряжения на счетчике для различного наполнения

 

 

3. Амплитуда и форма импульса и временное разрешение пропорционального счетчика

 

В наиболее часто используемых пропорциональных счетчиках отношение r_a / r_k << 1 и область ударной ионизации занимает очень малый объем вблизи анода, поэтому, как было сказано выше, коэффициент газового усиления не зависит от места возникновения первичной ионизации. Амплитуда и форма импульса также не будет зависеть от положения траектории частицы в рабочем объеме счетчика.

Ионизирующая частица, проходя через счетчик, создает на своем пути N_o пар ионов. Так как область ударной ионизации очень мала, то в подавляющем большинстве случаев траектория частицы лежит вне этой области. Под действием поля электроны, образованные частицей, будут смещаться по направлению к аноду. Число их при этом не меняется, т.к. напряженность поля Е еще недостаточна для ионизации ударом. Ток, протекающий в это время в счетчике, мал, величина скачка потенциала на собирающем электроде также ничтожно мала.

Когда электроны вступают в область ударной ионизации, они образуют здесь электронно-ионные лавины, число частиц в которых нарастает очень быстро из-за резкого увеличения напряженности поля Е и лавинообразного процесса газового усиления. 113

Так как подавляющая часть электронов образовалась на очень малых расстояниях от нити счетчика, то процесс их собирания на аноде протекает очень быстро. Из-за очень большого градиента потенциала в этой области импульс напряжения, появляющийся на аноде, имеет заметную величину, несмотря на малость расстояния. Начало импульса сдвинуто относительно момента прохождения частицы через счетчик на малое время t_др, называемое временем дрейфа электронов и определяемое скоростью дрейфа электронов. Для счетчиков средних размеров t_др ≤ 10^-7с. Время нарастания электронной компоненты Т_- зависит от разброса в значениях времени дрейфа отдельных первичных электронов и также очень мало.

Итак, компонента импульса, обусловленная собиранием электронов на аноде, имеет следующие особенности: а) начало импульса сдвинуто относительно момента попадания частицы в счетчик, б) скорость его нарастания очень велика (рис. 6).

 

Рис 6. Форма импульса на выходе пропорционального счетчика

 

Однако, электронная компонента составляет по величине лишь несколько процентов от полной амплитуды импульса, определяемой, в основном, импульсом, создаваемым на катоде положительными ионами. Это происходит вследствие того, что электронно-ионная лавина развивается вблизи анода, и электроны при своем движении к аноду проходят лишь небольшую долю от полной разности потенциалов между электродами, тогда как положительные ионы при движении к катоду проходят практически всю разность потенциалов. Поэтому преобладающая часть амплитуды импульса обусловлена собиранием ионов ΔV_max ≈ Δ₊ = mq/c, q = N_oe, т.е. пропорциональна начальной ионизации или энергии частицы.

Время собирания ионов Т₊ ∼ 10^-3 сек, это означает, что полная амплитуда импульса достигается через время ∼ 10^-3 сек. Из-за неоднородности электрического поля в счетчике импульс нарастает нелинейно. Примерно 1/3 амплитуды достигается за время 10^-6 сек, что соответствует движению ионов в поле с большим градиентом. Можно выбрать сопротивление нагрузки R так, чтобы T _- << RC << T_+, тогда амплитуда импульса будет в несколько раз меньше максимальной (при R → ∞), а длительность его - порядка нескольких микросекунд (рис. 6). При этом свойство пропорциональности амплитуды начальной ионизации сохраняется, а малая длительность импульса обеспечивает пропорциональному счетчику хорошее временное разрешение. В настоящее время с пропорциональных счетчиков получают импульсы длительностью порядка десятков наносекунд (10^-8 - 10^-7 с).

 

4. Энергетическое разрешение пропорционального счетчика

 

Частицам определенной энергии, приходящим на вход счетчика, соответствует некоторое распределение амплитуд импульсов на выходе. Обычно средняя амплитуда p_ср импульса на выходе пропорциональна энергии регистрируемых частиц. Энергетическое разрешение детектора определяется как отношение ширины амплитудного распределения на половине его высоты к величине p_ср.

Рассмотрим влияние различных факторов на разрешающую способность. Это, в первую очередь, флуктуации начальной ионизации и флуктуации газового усиления. Сказываются также такие явления, как прилипание электронов к электроотрицательным газам, рекомбинация электронов и ионов (в области слабого электрического поля, особенно для треков, параллельных силовым линиям поля). Все эти факторы ведут к некоторому разбросу амплитуд импульсов около среднего значения, а значит, ухудшают разрешающую способность.

Рассмотрим влияние флуктуации начальной ионизации на разрешающую способность. Начальная или первичная ионизация - это число пар ионов, образованных частицей непосредственно при соударениях с атомами среды. Образующиеся при этом электроны могут иметь энергию, достаточную для дальнейшей ионизации атомов среды (δ - электроны) и создавать вторичную ионизацию. При регистрации частиц существенна сумма первичной и вторичной ионизации, т.е. полная ионизация.

Если величину ионизационных потерь энергии разделить на полное число пар ионов, образованных в среде, то получим величину средней энергии ω, затрачиваемой на образование одной пары ионов. Экспериментально установлено, что ω практически не зависит от начальной энергии частицы, производящей ионизацию, ее заряда и массы.

Для газов, применяющихся в качестве рабочего вещества в пропорциональных счетчиках, ω меняется от 22 до 45 эВ. Это различие связано с различными значениями потенциалов ионизации и различной структурой уровней возбуждения атомов.

Независимость величины ω от энергии частицы позволяет определять ее по измеренному значению ионизации, т.е. числу пар ионов. При этом точность измерения энергии частицы, или энергетическое разрешение детектора, определяется величиной флуктуации числа пар ионов. Измерение полной энергии частицы возможно только тогда, когда весь ее пробег укладывается в рабочем объеме детектора. В этом случае все акты ионизации нельзя считать независимыми, так как частица к концу пути должна потерять энергию, точно равную ее первоначальной. Если бы акты ионизации были независимыми, то распределение числа пар ионов около среднего значения, равного n_o =ω/E , описывалось бы законом Пуассона,

который при достаточно большом n_o приближается к распределению Гаусса

Дисперсия, или среднеквадратичная флуктуация, в этом случае равна среднему значению числа пар ионов  :

 

 

В реальном же случае, когда акты ионизации нельзя считать независимыми,

 

Коэффициент F называется фактором Фано.

Тогда предельное энергетическое разрешение

Значение F зависит от соотношения между энергией, затрачиваемой на ионизацию и возбуждение атомов. Если вероятность ионизации мала по сравнению с вероятностью возбуждения, то энергия, затрачиваемая на ионизацию, мала по сравнению со всей потерянной энергией и не является точно фиксированной. В этом случае акты ионизации можно считать независимыми, и дисперсию числа пар ионов равной   , а F = 1.

Из приведенной выше формулы видно, что чем больше среднее число пар ионов , тем лучше энергетическое разрешение. Это означает, что для данного рабочего вещества детектора разрешение улучшается с увеличением энергии частицы, так как в этом случае она создает большее число пар ионов.

Газовое усиление, как было показано выше, сильно зависит от напряжения на счетчике. Поэтому для уменьшения флуктуаций газового усиления необходима очень высокая степень стабилизация напряжения (обычно изменение напряжения на счетчике на 1 вольт меняет коэффициент газового усиления ∼ на 1%). Кроме того, коэффициент газового усиления зависит также от продольной координаты счетчика. Эта зависимость возникает из-за изменения конфигурации электрического поля около торцов счетчика (краевой эффект) и приводит к тому, что две частицы с одинаковой энергией, образовавшие по N_o пар ионов вблизи торца счетчика и вдали от него, дадут различные по величине импульсы на выходе счетчика.

Для того, чтобы устранить влияние краевого эффекта, в местах крепления нити-анода на торцах счетчика устанавливаются корректирующие электроды. Они представляют собой небольшие, коаксиальные с анодом, трубки. На них подается напряжение, равное потенциалу точек газа на расстоянии от нити, равном радиусу этого электрода. В этом случае электрическое поле во всем рабочем объеме счетчика имеет цилиндрическую симметрию и не зависит от продольной координаты.

На практике разрешающая способность пропорциональных счетчиков составляет от нескольких процентов до десятков процентов.

 

5. Эффективность пропорционального счетчика

 

Необходимым условием регистрации заряженной частицы или гамма-кванта является создание ими в рабочем объеме счетчика хотя бы одной пары ионов. Для любой ионизирующей частицы вероятность такого события близка к единице. Гамма-кванты обладают большой проникающей способностью и для них вероятность образования в газе счетчика вторичного электрона, а, следовательно, и вероятность регистрации, составляет малые доли от единицы.

При прохождении гамма-кванта через рабочий объем счетчика он создает вторичный электрон в результате фотоэффекта и эффекта образования пар. Однако для гамма-квантов малых энергий имеет значение только фотоэффект (пороговая энергия для эффекта образования пар равна 1.01 МэВ). Сечение фотоэффекта увеличивается с увеличением атомного номера вещества как Z⁵. Поэтому, для увеличения эффективности регистрации фотонов, необходимо счетчик наполнять газом с большим Z (криптон или ксенон).

Оценим эффективность регистрации пропорциональным счетчиком заряженных частиц (электронов). Вероятность того, что при прохождении через счетчик частица образует пару ионов на малом пути ΔL, равна ν_opΔL, где ν_o – первичная удельная ионизация, т. е. число пар ионов, созданное ионизирующей частицей на единице пути, p – давление газа в счетчике. Вероятность того, что не будет образовано ни одной пары ионов на пути ΔL, будет (1 - ν_opΔL). Вероятность того, что не будет образовано ни одной пары ионов на всем пути L через рабочий объем счетчика – (1 - ν_opΔL )^L/ΔL.

Уменьшая длину интервала ΔL, найдем

 

Тогда искомая эффективность регистрации будет равна

 

Зная давление газа p, первичную удельную ионизацию для данного газа ν_o и размеры счетчика L, можно вычислить эффективность детектора. Так как величина пути L может меняться, то точный расчет эффективности потребовал бы учета углового распределения регистрируемых частиц, что довольно сложно; поэтому на практике пользуются оценочными данными.

 

Оценим теперь эффективность регистрации пропорциональным счетчиком фотонов.

Если на некоторый слой вещества падает поток фотонов интенсивности I_o , то интенсивность потока, прошедшего через поглотитель, будет

I(x)=I_oe^-μx, (17)

где μ – коэффициент поглощения, зависящий от энергии фотона и от вещества поглотителя. Если толщина поглотителя выражена в г/см², то величина μ имеет размерность см²/г. Считая газовый объем счетчика поглотителем толщины x , получим эффективность регистрации (без учета поглощения в окне счетчика), равной отношению интенсивности потока, поглощенного в счетчике, к интенсивности падающего потока

Поскольку пропорциональные счетчики используются в основном для измерения излучения малых энергий (порядка десятков килоэлектронвольт), то определенные требования предъявляются к материалу окна, пропускающего излучение в рабочий объем счетчика. Материал окна выбирается таким, чтобы поглощение в нем для исследуемого диапазона энергий было минимальным.

Если учесть вероятность того, что фотон пройдет через окно счетчика, не поглотившись, то эффективность регистрации фотона будет

 

На рис. 7 приведена для иллюстрации эффективность пропорционального счетчика с бериллиевым окном толщиной

70 мкм, наполненного смесью газов 90% Xe + 10% CH₄ до общего давления Р = 0,8 атм.

 

Рис.7. Эффективность пропорционального счетчика с бериллиевым окном

 

Пропорциональный счетчик может быть использован и для регистрации нейтронов. В этом случае рабочий объем счетчика наполняется боросодержащим газом, например, BF. Нейтроны регистрируются по продуктам реакции n_o + B₅ → Li₃ + He₂ (+2,8 МэВ), эффективное сечение которой очень велико. Для цилиндрического счетчика с типичными характеристиками (давление = 120 мм рт.ст., диаметр анода - 0,05 мм, диаметр катода 22 мм, длина - 150 мм, рабочее напряжение 1500 вольт) при падении тепловых нейтронов на торец счетчика эффективность регистрации составляет ∼20%.

       Вероятность регистрации быстрых нейтронов значительно меньше, чем медленных, и эффективности счетчиков быстрых нейтронов не превышают долей процента.