Дугинов В

Дугинов В.Н., канд.физ.-матем. наук

Детекторы ядерных излучений

Основные характеристики детекторов. Временные характеристики детекторов. Энергетическое разрешение детекторов. Эффективность регистрации.

Газовые ионизационные детекторы. Основные типы детекторов. Методы регистрации без газового усиления. Ионизационные методы регистрации с газовым усилением. Примеры использования ионизационных камер и пропорциональных счетчиков. Счетчики Гейгера-Мюллера. Дрейфовые камеры.

Полупроводниковые детекторы. Образование носителей заряда в полупроводниках под действием заряженных частиц. Характеристики кремния и германия как полупроводников. Энергетическое разрешение. Временное разрешение.

Сцинтилляционные счетчики. Принцип работы сцинтилляционных счетчиков. Сцинтилляторы. Характеристики сцинтилляционных счетчиков.

Трековые детекторы. Метод ядерных фотоэмульсий. Искровые детекторы заряженных частиц. Многопроволочные пропорциональные камеры.

Идентификация заряженных частиц. Идентификация по времени пролета. ΔЕ-Е метод. Магнитный анализ. Комбинированные методы идентификации.

Детектирующие системы в физике высоких энергий (АТЛАС/ LНС), космических исследованиях.

Основы ядерной электроники. Дискриминаторы, усилители, анализаторы, системы считывания информации с многоканальных детекторов. Стандарты ядерной электроники.

Литература:

1) В.И.Калашников, М.С.Козодаев "Детекторы элементарных частиц" "Наука" М. 1966г

2) А.И.Абрамов и др. "Основы экспериментальных методов ядерной физики." М. Атомиздат, 1977.

3)В.П.Зрелов. "Излучение Вавилова-Черенкова и его применение в физике высоких энергий." М., Атомиздат, 1968.

4)Ю.К.Акимов "Детекторы ядерных излучений на основе пластических сцинтилляторов" ЭЧАЯ, 1994, том 25, вып.2, стр. 497-545.

5)Ю.К.Акимов "Детекторы ядерных излучений на основе неорганических сцинтилляторов" ЭЧАЯ, 1994, том 25, вып.1, стр. 229-284.

6)Ю.К.Акимов и др. "Полупроводниковые детекторы в экспериментальной физике." Энергоатомиздат, 1989.

7)Ю.А.Будагов и др. "Ионизационные измерения в физике высоких энергий". Атомиздат, 1988.

8)Ю.В. Заневский "Пропорциональные и дрейфовые камеры", М., Атомиздат, 1979.
Ю. В. Заневский МЕТОДИКА БЕСФИЛЬМОВЫХ КАМЕР В ФИЗИКЕ ВЫСОКИХ ЭНЕРГИЙ (обзор)

9) М.Н. Медведев, "Сцинтилляционные детекторы", М., Атомиздат, 1977.
М.Н. Медведев, "Детекторы ядерного излучения на основе электроннооптических усилителей света", УФН, т.90, вып.1, стр. 143, 1977.

10) The Particle Detector BriefBook

11) Каталоги фирм HAMAMATSU, Philips Components, LeCroy, EG&G ORTEC.

12) Б.С. Ишханов, И.М. Капитонов, Э.И. Кэбин "Частицы и ядра. Эксперимент", М.: Издательство МГУ, 2005

13) Э. Кэбин "Ядерная электроника для пользователей" (Интернет-ресурс)

14) Москалев В.А., Сергеев В.И., Шестаков В.Г., "Измерение параметров пучков заряженных частиц". М., Изд-во МГУ, 1980

Типичные характеристики детекторов

Тип детектора	Координатная точность, мк	Разрешающее время	“Мертвое“ время
Пузырьковая камера	10 - 150	1 мс	50 мс
Стримерная касмера	300	2 мкс	100 мс
Многопроволочная проп. камера	300 (шаг 1 мм)	50 нс	200 нс
Дрейфовая камера	50 - 300	2 нс	100 нс
Сцинтиллятор	-	150 пс	10 нс
Эмульсия	1	-	-
Кремниевый микростриповый	3 – 7 (шаг)	электроника	электроника
Кремниевый ячеистый (pixel)	2	электроника	электроника

Детекторы ионизационного типа

    К рабочей среде этих детекторов прикладывается электрическое поле. При ионизации среды заряженной частицей возникает кратковременный электрический ток, регистрируемый соответствующей электроникой. Сама детектирующая среда может быть газообразной, жидкой или твердой.
    Наиболее обширную группу детекторов этого типа образуют газонаполненные детекторы. Простейшим из них является ионизационная камера. Она представляет собой систему двух электродов в объеме, заполненном инертным газом (чаще всего аргоном и неоном). Если частица полностью останавливается в объёме камеры, то по величине собранного заряда (количеству электронов, пришедших на анод) легко определить энергию частицы.
    Недостатком ионизационной камеры являются очень низкие токи. Этот недостаток ионизационной камеры преодолевается в ионизационных детекторах с газовым усилением. Газовое усиление это увеличение количества свободных зарядов в объёме детектора за счёт того, что первичные электроны на своём пути к аноду в больших электрических полях приобретают энергию достаточную для ударной ионизации нейтральных атомов рабочей среды детектора. Такой режим работы отвечает пропорциональному счётчику (камере). Пропорциональный счётчик способен выполнять функции спектрометра, как и ионизационная камера. Если ещё больше увеличить разность потенциалов между анодом и катодом и довести коэффициент газового усиления до 10⁴-10⁵, то начинает нарушаться пропорциональность между потерянной частицей в детекторе энергией и величиной импульса тока. Прибор переходит в режим ограниченной пропорциональности и уже не может быть использован как спектрометр, а лишь как счётчик частиц.
    При дальнейшем увеличении напряжённости электрического поля (и газового усиления) счётчик переходит в такой режим работы, когда достаточно появления в его объёме одного электрона, чтобы он запустил столь мощный лавинообразный процесс, который способен ионизовать всю область вблизи нити-анода. При этом импульс тока достигает предельного значения (насыщается) и не зависит от первичной ионизации. Счётчик, работающий подобным образом, называется счётчиком Гейгера-Мюллера.
    Если разность потенциалов между анодом и катодом в газонаполненном счетчике превысит некоторое критическое значение, то появление в его объёме свободных носителей зарядов вызовет искровой пробой (разряд). При этом амплитуда электрического сигнала с такого счётчика (называемого искровым) может достигать сотен вольт.
    Газонаполненные детекторы имеют два недостатка. Во-первых, плотность газа низка и энергия, теряемая частицей в объёме детектора мала, что не позволяет эффективно регистрировать высокоэнергичные и слабоионизующие частицы. Во-вторых, энергия, необходимая для рождения пары электрон-ион в газе велика (30-40 эВ), что увеличивает относительные флуктуации числа зарядов и ухудшает энергетическое разрешение.

Ионизационная камера

Ионизационная камера - простейший газонаполненный детектор. Она представляет собой систему из двух или трёх электродов в объеме, заполненном газом (He+Ar, Ar+C₂H₂, Ne). Ионизационная камера может быть выполнена в виде плоского или цилиндрического конденсатора. Величина прикладываемого напряжения (обычно сотни вольт) подбирается так, чтобы образованные в камере при пролёте заряженной частицы свободные заряды максимально быстро, не успев рекомбинировать достигали электродов.
Ионизационные камеры бывают интегрирующие и импульсные. В интегрирующих камерах при больших потоках частиц импульсы сливаются и регистрируется ток пропорциональный среднему энерговыделению

Схема ионизационной камеры

   В импульсных камерах регистрируются отдельные импульсы от каждой ионизирующей частицы. Импульсные камеры обычно трехэлектродные. Рабочим объемом служит пространство между катодом и сеткой. Образовавшиеся в результате ионизации электроны под действием поля E_кс двигаются по направлению к сетке, проходят ее под действием поля E_са > E_кс и собираются на аноде. Более подвижные электроны собираются за время 10^-6 с. Положительные ионы, время сбора которых на три порядка больше за это время остаются практически на месте. Сетка экранирует анод от индукционного воздействия положительных ионов.
    Временнoе разрешение ионизационной камеры определяется временем сбора зарядов.    Таким образом, при регистрации импульса тока от электронов временнoе разрешение ионизационной камеры будет достигать 10^-6 с.
    Если частица полностью останавливается в объёме камеры, то по величине собранного заряда (количеству электронов, пришедших на анод) легко определить энергию частицы. Эта энергия равна произведению числа электронов n на среднюю энергию , необходимую на образование частицей одной пары электрон-ион (для газа 30-40 эВ).

Пример. Оценить величину тока от -частицы с энергией E = 5 МэВ, полностью остановившейся в объёме ионизационной камеры (пробег такой -частицы в воздухе около 4 см).

Оценку сделаем для электронной компоненты тока. Вычислим число электронов, образовавшихся в объёме ионизационной камеры

n_e = E/ε 5 МэВ/35 эВ1.5^.10⁵.

Это соответствует собранному заряду 1.5^.10⁵ x 1.6^.10^-19 Кулон = 2.4^.10^-14 Кл. Средняя величина электронного тока <i_e> получается делением n_e на время сбора электронов _e = 10^-6 с:

<i_e> = n_e/_e = 2.4^.10^-14 Кл/10^-6 с = 2.4^.10^-8А.

Пример. Оценить предельное энергетическое разрешение ионизационной камеры для -частиц с энергией E = 5 МэВ.

Энергетическое разрешение Е/Е ионизационной камеры ограничено флуктуациями ионизационных потерь частицы в газообразной среде детектора. Поскольку эти флуктуации подчиняются распределению Пуассона, то предельное энергетическое разрешение находится из соотношения

Е/Е 1/= (1.5^.10⁵)^-1/2,

где n – число электрон-ионных пар. Для -частицы с энергией 5 МэВ это даёт Е/Е2.5^.10^-3 и Е12.5 кэВ.

Недостатком ионизационной камеры являются очень низкие токи. Этот недостаток ионизационной камеры преодолевается в ионизационных детекторах с газовым усилением.
Для регистрации нейтронов используют специальную модификацию ионизационной камеры - камеру деления.

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. 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 ∼ 10³раз больше, чем ионов, а время собирания электронов в ∼ I0³раз 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.

III происходит ударная ионизацияя, 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.

1. Пропорциональный счётчик

Недостатком ионизационной камеры являются очень низкие токи. Этот недостаток ионизационной камеры преодолевается в ионизационных детекторах с газовым усилением. Это позволяет регистрировать частицы с энергией < 10 кэВ, в то время как сигналы от частиц таких энергий в ионизационных камерах "тонут" в шумах усилителя.
Газовое усиление это увеличение количества свободных зарядов в объёме детектора за счёт того, что первичные электроны на своём пути к аноду в больших электрических полях приобретают энергию достаточную для ударной ионизации нейтральных атомов рабочей среды детектора. Возникшие при этом новые электроны в свою очередь успевают приобрести энергию достаточную для ионизации ударом. Таким образом, к аноду будет двигаться нарастающая электронная лавина. Это “самоусиление” электронного тока (коэффициент газового усиления) может достигать 10³-10⁴. Такой режим работы отвечает пропорциональному счётчику (камере). В названии отражено то, что в этом приборе амплитуда импульса тока (или полный собранный заряд) остаётся пропорциональной энергии, затраченной заряженной частицей на первичную ионизацию среды детектора. Таким образом, пропорциональный счётчик способен выполнять функции спектрометра, как и ионизационная камера. Энергетическое разрешение пропорциональных счетчиков лучше, чем у сцинтилляционных, но хуже, чем у полупроводниковых.

Рис. 1. Схема пропорционального счетчика

    Конструктивно пропорциональный счётчик обычно изготавливают в форме цилиндрического конденсатора с анодом в виде тонкой металлической нити по оси цилиндра (рис.1), что обеспечивает вблизи анода напряженность электрического поля значительно бoльшую, чем в остальной области детектора. При разности потенциалов между анодом и катодом 1000 вольт напряжённость поля вблизи нити-анода может достигать 40 000 вольт/см., в то время как у катода она равна сотням в/см.
    Если ещё больше увеличить разность потенциалов между анодом и катодом и увеличить коэффициент газового усиления до значений >10⁴, то начинает нарушаться пропорциональность между потерянной частицей в детекторе энергией и величиной импульса тока. Прибор переходит в режим ограниченной пропорциональности и уже не может быть использован как спектрометр, а лишь как счётчик частиц.
    Временнoе разрешение пропорционального счетчика может достигать10^-7с.
    Пропорциональные счетчики используются для регистрации альфа-, бета-частиц, протонов, гамма-квантов и нейтронов. Пропорциональные счетчики чаще всего заполняют гелием или аргоном. При регистрации заряженных частиц и гамма-квантов для того, чтобы избежать потерь энергии частицами до регистрации используют тонкие входные окна. Иногда источник помещают в объём счетчика. Эффективность регистрации для мягких гамма-квантов с энергией < 20 кэВ > 80%. Для повышения эффективности регистрации более энергетичных гамма-квантов используют ксенон.
    При регистрации нейтронов пропорциональные счетчики заполняются газами ³He или ¹⁰BF₃. Используются реакции

n + ³He ³H + ¹H + 0.764 МэВ
n + ¹⁰B ⁷Li* + ⁴He⁷Li + 4He + (0.48 МэВ) +2.3 МэВ     (93%)
n + ¹⁰B ⁷Li + ⁴He + 2.8 МэВ    ( 7%).

Нейтроны регистрируются с помощью заряженных частиц, возникающих в результате этих реакций и вызывающих ионизацию в счетчике.

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_oсвободных электронов, которые создадут путем ударной ионизации лавину из γm²N_oэлектронов. Вторичные эффекты снова дадут γ²m²N_oсвободных электронов, которые в свою очередь дадут лавину из γ² m³N_oэлектронов 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 СН₄приводит 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 - электроныы) 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 =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_oпар 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_oи 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, 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% CH₄до общего давления Р = 0,8 атм.

Рис.7. Эффективность пропорционального счетчика с бериллиевым окном

Пропорциональный счетчик может быть использован и для регистрации нейтронов. , 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 ∼ Вероятность регистрации быстрых нейтронов значительно меньше, чем медленных, и эффективности счетчиков быстрых нейтронов не превышают долей процента.

Дрейфовая камера

Дрейфовая камера является координатным детектором. Это проволочный газонаполненный ионизационный детектор (как и пропорциональная камера), в котором координата частицы определяется по времени дрейфа электронов в газе от места ионизации (пролёта частицы) до сигнальных анодных проволочек. Расстояние между проволочками обычно несколько сантиметров. В отличие от пропорциональной камеры в дрейфовой камере создаётся однородное электрическое поле с помощью специальных электродов. Пролёт частицы через камеру фиксируется по стартовым сигналам внешних детекторов (чаще всего сцинтилляционных счётчиков). Далее появившиеся в объёме камеры свободные электроны дрейфуют в однородном и постоянном поле к ближайшим проволочкам. Напряжённость поля в дрейфовом промежутке 1 кВ/см. В непосредственной близости от анодных проволочек происходит образование лавин (газовое усиление достигает 10⁶) и по времени задержки прихода лавин на анодные проволочки относительно стартового сигнала определяются координаты частицы.

Рис. 8. Схема работы дрейфовой камеры

Пространственное разрешение дрейфовой камеры порядка 0.1-0.2 мм, временнoе - наносекунды.
Дрейфовые камеры могут быть плоскими, цилиндрическими и сферическими, Плоские дрейфовые камеры больших размеров используются в экспериментах на ускорителях высоких энергий. Так в ЦЕРНе разработана дрейфовая камера размером 2х4х5 м³.

Счетчики Гейгера-Мюллера

Счетчики Гейгера-Мюллера - самые распространенные детекторы ионизирующего излучения.

В своей основе счетчик Гейгера прост. Герметичный объем с двумя электродами заполнен газовой смесью, состоящая в основном из неона и аргона. Корпус может быть стеклянным, металлическим и др. Обычно счетчики воспринимают излучение всей своей поверхностью, но существуют и такие, у которых для этого в баллоне предусмотрено специальное "окно". К электродам прикладывают высокое напряжение U^ (рис. П4.1), которое само по себе не вызывает каких-либо разрядных явлений. В этом состоянии счетчик будет пребывать до тех пор, пока в его газовой среде не возникнет центр ионизации - след из ионов и электронов, порождаемый пришедшей извне ионизирующей частицей. Первичные электроны, ускоряясь в электрическом поле, ионизируют "по дороге" другие молекулы газовой среды, порождая все новые и новые электроны и ионы. Развиваясь лавинообразно, этот процесс завершается образованием в межэлектродном пространстве электронно-ионного облака, резко увеличивающего его проводимость. В газовой среде счетчика возникает разряд, видимый в прозрачном баллоне даже простым глазом.

Счетчики Гейгера 7-1.jpg

Рис. 1. Включение счетчика Гейгера

Возвращение газовой среды в ее исходное состояние в так называемых галогеновых счетчиках происходит за счет добавок.. В действие вступают галогены (обычно хлор или бром), в небольшом количестве содержащиеся в газовой среде, которые способствуют интенсивной рекомбинации зарядов. Но этот процесс идет значительно медленнее. Отрезок времени, необходимый для восстановления радиационной чувствительности счетчика Гейгера и фактически определяющий его быстродействие - "мертвое" время - является важной его паспортной характеристикой.

Галогеновые самогасящиеся детекторы характеризуются низким напряжением питания, удобными для регистрации параметрами выходного сигнала и достаточно высоким быстродействием

Счетчики Гейгера способны реагировать на разные виды ионизирующего излучения - a, b, g, ультрафиолетовое, рентгеновское, нейтронное. Но реальная спектральная чувствительность счетчика в значительной мере зависит от его конструкции. Так, входное окно счетчика, чувствительного к a- и мягкому b-излучению, должно быть очень тонким; для этого обычно используют слюду толщиной 3...10 мкм. Баллон счетчика, реагирующего на жесткое b- и g-излучение, имеет обычно форму цилиндра с толщиной стенки 0,05....0,06 мм (он служит и катодом счетчика). Окно рентгеновского счетчика изготавливают из бериллия, а ультрафиолетового - из кварцевого стекла.

Счетчики Гейгера 7-2.jpg

Рис.2. Зависимость скорости счета oт напряжения питания в счетчике Гейгера

В счетчик нейтронов вводят бор, при взаимодействии с которым поток нейтронов преобразуется в легко регистрируемые a- частицы. Фотонное излучение - ультрафиолетовое, рентгеновское, g-излучение - счетчики Гейгера воспринимают опосредованно - через фотоэффект, Комптон-эффект, эффект рождения пар; в каждом случае происходит преобразование взаимодействующего с веществом катода излучения в поток электронов.

Каждая фиксируемая счетчиком частица вызывает появление в его выходной цепи короткого импульса. Число импульсов, возникающих в единицу времени, - скорость счета счетчика Гейгера - зависит от уровня ионизирующей радиации и напряжения на его электродах. Типичный график зависимости скорости счета от напряжения питания Uпит показан на рис. 2. Здесь Uнс - напряжение начала счета; Uнг и Uвг - нижняя и верхняя граница рабочего участка, так называемого плато, на котором скорость счета почти не зависит от напряжения питания счетчика. Рабочее напряжение Uр обычно выбирают в середине этого участка. Ему соответствует Nр - скорость счета в этом режиме.

Зависимость скорости счета от уровня радиационного облучения счетчика - важнейшая его характеристика. График этой зависимости имеет почти линейный характер и поэтому нередко радиационную чувствительность счетчика выражают через имп/мкР (импульсов на микрорентген; эта размерность следует из отношения скорости счета - имп/с - к уровню радиации - мкР/с).

В тех случаях, когда она не указана (нередких, к сожалению), судить о радиационной чувствительности счетчика приходится по другому его тоже очень важному параметру - собственному фону. Так называют скорость счета, причиной которой являются две составляющие: внешняя - естественный радиационный фон, и внутренняя - излучение радионуклидов, оказавшихся в самой конструкции счетчика, а также спонтанная электронная эмиссия его катода. ("фон" в дозиметрии имеет почти тот же смысл, что и "шум" в радиоэлектронике; в обоих случаях речь идет о принципиально неустранимых воздействиях на аппаратуру.)

То, что счетчик Гейгера является лавинным прибором, имеет и свои минусы - по реакции такого прибора нельзя судить о первопричине его возбуждения. Выходные импульсы, генерируемые счетчиком Гейгера под действием a-частиц, электронов, g-квантов

Таблица

	1	2	3	4	5	6	7
СБМ19	400	100	2	310*	50	19х195	1
СБМ20		100	1	78*	50	11х108	1
СБТ9	380	80	0,17	40*	40	12х74	2
СБТ10А	390	80	2,2	333*	5	(83х67х37)	2
СБТ11	390	80	0,7	50*	10	(55х29х23,5)	3
СИ8Б	390	80	2	350-500	20	82х31	2
СИ14Б	400	200	2	300	30	84х26	2
СИ22Г	390	100	1,3	540*	50	19х220	4
СИ23БГ	400	100	2	200-400*	-	19х195	1

1 - рабочее напряжение, В;

2 - плато - область малой зависимости скорости счета от напряжения питания, В;

3 - собственный фон счетчика, имп/с, не более;

4 - радиационная чувствительность счетчика, имп/мкР (* - по кобальту-60);

5 - амплитуда выходного импульса, В, не менее;

6 - габариты, мм - диаметр х длина (длина х ширина х высота);

7.1 - жесткое b- и g-излучение;

7.2 - то же и мягкое b-излучение;

7.3 - то же и a-излучение;

7.4 - g-излучение.

(в счетчике, на все эти виды излучения реагирующем), ничем не различаются. Сами частицы, их энергии совершенно исчезают в порождаемых ими лавинах-близнецах.

В Таблице приведены сведения о самогасящихся галогеновых счетчиках Гейгера отечественного производства.

Ниже на рисунке показаны конструкции таких счетчиков.

Полупроводниковые детекторы

Газонаполненные детекторы имеют два недостатка. Во-первых, плотность газа низка и энергия, теряемая частицей в объёме детектора мала, что не позволяет эффективно регистрировать высокоэнергичные и слабоионизующие частицы. Во-вторых, энергия, необходимая для рождения пары электрон-ион в газе велика (30-40 эВ), что увеличивает относительные флуктуации числа зарядов и ухудшает энергетическое разрешение. Значительно более удобными в этом плане являются детекторы с твёрдотельной рабочей средой. Наибольшее распространение получили полупроводниковые детекторы из кристаллов кремния (плотность 2.3 г/см³) и германия (5.3 г/см³). В полупроводниковом детекторе определенным образом создается чувствительная область, в которой нет свободных носителей заряда. Попав в эту область, заряженная частица вызывает ионизацию, соответственно в зоне проводимости появляются электроны, а в валентной зоне - дырки. Под действием напряжения, приложенного к напылённым на поверхность чувствительной зоны электродам, возникает движение электронов и дырок, формируется импульс тока. К полупроводниковому кристаллу прикладывается напряжение до нескольких кВ, что обеспечивает сбор всех зарядов, образованных частицей в объёме детектора.

Энергия, необходимая для рождения одной пары электрон-дырка равна 3.62 эВ при температуре T = 300 K, 3.72 эВ при T = 80 K в кремнии и 2.95 эВ германии при T = 80 K. Это при использовании полупроводникового счётчика в качестве спектрометра позволяет в несколько раз улучшить энергетическое разрешение по сравнению с газонаполненными счётчиками, такими как ионизационная камера и пропорциональный счётчик.
Для регистрации заряженных частиц используют кремниевые детекторы и детекторы из сверхчистого германия (HpGe). Толщина чувствительной области кремниевых детекторов не превышает 5 мм, что соответствует пробегу протонов с энергией ~30 МэВ и

-частиц с энергией ~120 МэВ. Для германия толщина 5 мм соответствует пробегам протонов и

-частиц с энергиями ~40 МэВ и ~160 МэВ соответственно, более того, германиевые детекторы могут быть изготовлены с гораздо более толстой чувствительной областью.
Кремниевые детекторы часто используют при комнатной температуре. Германиевые детекторы всегда охлаждают до азотных температур.
Большие преимущества даёт применение полупроводниковых детекторов в спектрометрах

-квантов. В этом случае применяются специально выращенные кристаллы сверхчистого германия объёмом до нескольких сот см³. Германий имеет довольно высокий атомный номер Z = 32 и поэтому эффективное сечение взаимодействия

-квантов велико (вероятность фотоэффекта пропорциональна Z⁵, Комптон-эффекта – Z, рождения пар – Z²). Чтобы добиться наилучшего энергетического разрешения германиевые кристаллы во время эксперимента охлаждают до температуры жидкого азота (77^о К). Энергетическое разрешение германиевых детекторов при регистрации

-квантов достигает 0.1%, что в десятки раз выше, чем у сцинтилляционных детекторов. Временнoе разрешение лучших полупроводниковых детекторов 10^-8-10^-9с.

Микростриповые детекторы

Для очень точного определения координат частиц используют полупроводниковые микростриповые детекторы. Они представляют собой пластины монокристалла кремния, на одну из поверхностей которых наносятся тонкие электроды (стрипы), отстоящие друг от друга на расстоянии

20 мкм, а другая покрывается металлическим слоем. На электроды подается напряжение несколько вольт. Электронно-дырочные пары, образованные пролетающей заряженной частицей в кристалле, двигаются к ближайшим электродам и регистрируются в виде импульсов тока. Пространственное разрешение микростриповых детекторов уступает только ядерным эмульсиям и достигает 10 мкм. Временнoе разрешение – 10^-8 с.

Сцинтилляционный детектор

    Первый сцинтилляционный детектор, названный спинтарископом, представлял собой экран, покрытый слоем ZnS. Вспышки, возникавшие при попадании в него заряженных частиц, фиксировались с помощью микроскопа. Именно с таким детектором Гейгер и Марсден в 1909 г. провели опыт по рассеянию альфа-частиц атомами золота, приведший к открытию атомного ядра. Начиная с 1944 г. световые вспышки от сцинтиллятора регистрируют фотоэлектронными умножителями (ФЭУ). Позже для этих целей стали использовать также светодиоды.
    Сцинтиллятор может быть органическим (кристаллы, пластики или жидкости) или неорганическим (кристаллы или стекла). Используются также газообразные сцинтилляторы. В качестве органических сцинтилляторов часто используются антрацен (C₁₄H₁₀), стильбен (C₁₄H₁₂), нафталин (C₁₀H₈). Жидкие сцинтилляторы обычно известны под фирменными именами (например NE213). Пластиковые и жидкие сцинтилляторы представляют из себя растворы органических флуоресцирующих веществ в прозрачном растворителе. Например, твердый раствор антрацена в полистироле или жидкий раствор р-терфенила в ксилоле. Концентрация флуоресцирующего вещества обычно мала и регистрируемая частица возбуждает в основном молекулы растворителя. В дальнейшем энергия возбуждения передается молекулам флуоресцирующего вещества. В качестве неорганических кристаллических сцинилляторов используются ZnS, NaI(Tl), CsI, Bi₄Ge₃O₁₂ (BGO) и др. В качестве газовых и жидких сциниллятов используют инертные газы (Xe, Kr, Ar, He) и N.
    Так как в органических сцинтилляторах возбуждаются молекулярные уровни, которые излучают в ультрафиолетовой области для согласования со спектральной чувствительностью регистрирующих свет устройств (ФЭУ и фотодиодов) используются светопреобразователи, которые поглощают ультрафиолетовое излучение и переизлучают видимый свет в области 400 нм.
    Световым выход - доля энергии регистрируемой частицы конвертируемая в энергию световой вспышки. Световой выход антрацена ~0.05 или 1 фотон на 50 эВ для частиц высокой энергии. У NaI световой выход ~0.1 или 1 фотона на 25 эВ. Принято световой выход данного сцинтиллятора сравнивать со световым выходом антрацена, который используется как стандарт. Типичные световые выходы пластиковых сцинтилляторов 50-60%.
    Интенсивность световой вспышки пропорциональна энергии, потерянной частицей, поэтому сцинтилляционный детектор может использоваться в качестве спектрометра, т. е. прибора, определяющего энергию частицы.
    С помощью сцинтилляционных счетчиков, присоединенных к амплитудным анализаторам, можно изучать спектры электронов и

-лучей. Несколько хуже обстоит дело с изучением спектров тяжелых заряженных частиц (

-частицы и др.), создающих в сцинтилляторе большую удельную ионизацию. В этих случаях пропорциональность интенсивности вспышки потерянной энергии наблюдается не при всяких энергиях частиц и проявляется только при значениях энергии, больших некоторой величины. Нелинейная связь амплитуд импульсов с энергией частицы различна для различных фосфоров и для различных типов частиц.

Фотоны, возникшие в сцинтилляторе под действием заряженной частицы, по светопроводу достигают ФЭУ и через его стеклянную стенку попадают на фотокатод. ФЭУ представляет собой баллон, внутри которого в вакууме располагается фотокатод и система последовательных динодов, находящихся под положительным увеличивающемся от динода к диноду электрическим потенциалом. В результате фотоэффекта из фотокатода вылетают электроны, которые затем, ускоряясь в электрическом полем, направляются на систему динодов, где за счет вторичной (ударной) электронной эмиссии образуют нарастающую от динода к диноду электронную лавину, поступающую на анод. Обычно коэффициент усиления ФЭУ (число электронов, достигших анода при выбивании из фотокатода одного электрона) составляет 10⁵-10⁶, но может достигать и 10⁹, что позволяет получить на выходе ФЭУ легко регистрируемый электрический импульс. Временнoе разрешение ФЭУ составляет 10^-8-10^-9 с.
Энергетическое разрешение сцинтилляционных детекторов

Е/Е обычно не лучше нескольких процентов. Временнoе разрешение определяется главным образом длительностью световой вспышки (временем высвечивания люминофора) и меняется в пределах 10^-6-10^-9 с.
Большие объёмы сцинтилляторов позволяют создавать детекторы очень высокой эффективности, для регистрации частиц с малым сечением взаимодействия с веществом.

Трековые и координатные детекторы

    Трековыми детекторами называют группу детекторов, в которых при прохождении заряженной частицы возникает визуально наблюдаемый след (трек) этой частицы. Трековые детекторы сыграли выдающуюся роль в силу наглядности и возможности получения исчерпывающей пространственной картины изучаемого процесса. Благодаря этим детекторам были открыты ядерные распады и реакции, частицы (позитрон, мюон, заряженные пионы, странные и очарованные частицы).
    В трековых детекторах след частицы визуально наблюдаем. В то же время есть группа детекторов (многопроволочная пропорциональная камера, дрейфовая камера, полупроводниковый микростриповый детектор и некоторые другие), в которых треки частиц ненаблюдаемы, но с высокой точностью фиксируются их пространственные координаты. Детекторы такого типа мы будем называть координатными.
    Микростриповые детекторы, а также прецизионные многослойные пропорциональные камеры и дрейфовые камеры часто используют в качестве центральных (или вершинных) детекторов, непосредственно окружающих мишень (или место столкновения пучков в коллайдерах). Центральные детекторы играют важную роль в современных экспериментах на ускорителях высоких энергий. Они фиксируют с почти 100%-ной вероятностью продукты взаимодействия пучка с мишенью практически в точке их зарождения и определяют направление их вылета. Более габаритные детекторы, окружающие центральный детектор, предназначены для идентификации этих родившихся и вторичных частиц и определения их характеристик (координат, импульсов, энергий и др.).

Типичные пространственные и временные характеристики трековых и координатных детекторов
Тип детектора	Пространственное разрешение, мм	Временнoе разрешение, сек	Мертвое время, сек
Эмульсии	10^{- 3}	-	-
Камера Вильсона	0.3	0.1	0.01
Диффузионная камера	0.5	1	-
Пузырьковая камера	0.1	10^-3	0.1
Искровая камера	0.1-0.3	10^-6	10^-8
Стримерная камера	0.2-0.3	2^.10^-6	0.1
Пропорциональная камера	0.05-0.3	10^{- 9}-10^-8	2^.10^-7
Дрейфовая камера	0.1-0.2	2^.10^{- 9}	10^-7
Кремниевые микрострипы	0.01-0.02	10^{- 8}	10^-8

Пример. Возможно ли визуальное наблюдение промежуточных бозонов W?

Рассмотрим реакцию рождения W-бозонов p +

W⁺ + W^– на крупнейшем протон- антипротонном коллайдере TEVATRON (Лаборатория им. Ферми,США) с энергией каждого пучка 1 ТэВ. W- бозоны будут рождаться с полной энергией Е = 1 ТэВ и от точки рождения до распада пройдут расстояние l =

v, где v- скорость W- бозона, а

- время его жизни с учетом релятивистского замедления

₀[1-(v/c)²]^-1/2.
Среднее время жизни W- бозона в его собственной системе

₀

/Г , где Г - ширина распада W-бозона, равная 2.1 ГэВ. Отсюда получаем

₀

3.1^.10^{-
25} с. Из релятивистского соотношения для полной энергии находим скорость W-бозона v = с[1 - (mc²/E)²]^1/2 и его время жизни

₀[1-(v/c)²]^-1/2 = E/mc². Откуда, с учетом того, что энергия покоя W- бозона mc²

80 ГэВ, имеем

Таким образом, пробег промежуточного бозона до распада слишком мал (примерно в 10 раз меньше диаметра ядра), чтобы его можно было наблюдать в любом трековом приборе. Поэтому быстро распадающиеся частицы обычно регистрируют, наблюдая их продукты распада.

Ядерные фотоэмульсии

Впервые с возможностью регистрации ядерных излучений фотографическим методом столкнулся А. Беккерель, открывший в 1896 г. с помощью фотопластинок радиоактивность урана. Но по настоящему в практику субатомных исследований этот метод вошёл в конце сороковых годов прошлого века после создания С. Пауэллом специальных фотопластинок с толстым эмульсионным слоем (эта работа была отмечена Нобелевской премией).
Ядерные эмульсии, как и обычные светочувствительные, состоят из желатина и взвешенных частиц кристаллического бромистого серебра (AgBr) размером до 0.3 мкм, но в отличие от последних имеют существенно бoльшую толщину - до нескольких сотен микрон (толщина обычных эмульсий 10 мкм). Заряженные частицы, проходя через слой эмульсии, ионизуют атомы, лежащие на их пути. В результате происходит разложение бромистого серебра и образование центров скрытого изображения. При последующей проявке в эмульсии образуются мельчайшие зёрна металлического серебра размером до

1 мкм, которые наблюдаются под микроскопом в виде точек различной жирности. След частицы имеет вид цепочки таких точек со средним расстоянием между ними, не превышающим 5 мкм. По характеру этого следа (концентрации точек и отклонению от прямолинейности) можно идентифицировать тип частицы.

Искровой счетчик

Если разность потенциалов между анодом и катодом в газонаполненном счетчике превысит некоторое критическое значение, то появление в его объёме свободных носителей зарядов вызовет искровой пробой (разряд). При этом амплитуда электрического сигнала с такого счётчика (называемого искровым) может достигать сотен вольт. После разряда счётчику требуется время 10^-3-10^-4 с для восстановления (очистки рабочего газового объёма от положительных ионов), после чего он будет в состоянии зарегистрировать новую частицу. В простейшем варианте искровой счётчик представляет собой два плоскопараллельных металлических электрода, к которым приложена разность потенциалов несколько кВ. Площадь электродов – десятки квадратных сантиметров. Пространство между электродами обычно заполнено инертным газом. Зазор между электродами может варьироваться в пределах 0.1-10 мм. Разрядная искра строго локализована. Она возникает там, где появляются первичные электроны, и поэтому указывает место попадания частицы в счётчик.

Многопроволочная пропорциональная камера

Многопроволочная пропорциональная камера (МПК) представляет собой систему многих тонких (

10 мкм) параллельных проволочек, расположенных в одной плоскости и являющихся анодами, которые находятся в газовом объёме между двумя плоскими параллельными друг другу и аноду катодами (сплошными или проволочными). В типичном случае анодные проволочки удалены друг от друга на 2 мм и от катодов на расстоянии 8 мм. Разность потенциалов между анодом и катодом несколько кВ. Такие параметры МПК обеспечивают газовое усиление 10⁴-10⁵ и пропорциональность амплитуды сигнала энергии, оставленной частицей в объёме газа. Таким образом, МПК это, по существу, система размноженных пропорциональных счётчиков.
При прохождении заряженной частицы через МПК образовавшиеся вдоль следа частицы свободные электроны дают начало лавинам, приходящим на анодные проволочки ближайшие к этим первичным электронам. Электроника регистрирует сигнал с каждой проволочки. Таким образом, приходящие сигналы указывают положение (координаты) частицы в МПК. Для того, чтобы получить трёхмерные координаты частицы в большом объёме, используются системы из десятков МПК площадью до 10 м², располагающихся параллельно одна за другой, с общим числом проволочек несколько десятков тысяч, причём проволочки двух соседних МПК натянуты взаимно перпендикулярно. Типичное пространственное разрешение современной МПК 0.05-0.3 мм. Временнoе разрешение несколько наносекунд. Энергетическое разрешение пропорциональной камеры

10%. МПК применяют главным образом в исследованиях элементарных частиц на ускорителях высоких энергий. МПК были разработаны Г. Чарпаком в ЦЕРНе в 1968 г., что было отмечено Нобелевской премией 1992 г.

Детекторные комплексы физики высоких энергий

Детекторы, используемые в физике высоких энергий для регистрации частиц, состоят, как правило, из нескольких структур, входящих в состав единого регистрирующего комплекса. Каждая структура рассчитана для регистрации частиц с определенными характеристиками. Отдельные структуры детектора расположены так, чтобы различного типа частицы, последовательно проходя через них, оставляли определённую информацию о прошедшей через них частице. На основе этой информации затем восстанавливаются такие характеристики частицы как её тип, энергия, импульс, характеристики распада.
Принципы организации такого комплексного детектора иллюстрируются рис. 1. Частицы рождаются в самой левой части рисунка в результате взаимодействия либо сталкивающихся пучков коллайдера, либо одного пучка ускоренных частиц с неподвижной мишенью. Рожденные частицы удаляются от точки своего появления, последовательно проходя различные структуры детектора. Заряженные частицы, такие как протоны, пионы и каоны, детектируются трековым детектором (он расположен ближе всего к точке реакции) и далее - электромагнитным и адронным калориметрами. Электроны детектируются трековым детектором и электромагнитным калориметром. Нейтральные частицы, такие как нейтроны и фотоны, не детектируются в трековом детекторе. Фотоны детектируются электромагнитным калориметром, а нейтроны идентифицируются по энергии, выделяемой в адронном калориметре.

    Так как мюоны имеют максимальный пробег в веществе детектора из всех регистрируемых частиц, для их детектирования обычно используют внешние участки детектора – мюонный детектор.
    Многослойная структура детектора позволяет восстановить траекторию частицы и определить точку её образования с точностью несколько микрон. Таким образом, каждый тип частиц имеет свою собственную “подпись” в детекторе. Например, если частица обнаруживается только в электромагнитном калориметре то, скорее всего, это фотон. Мюон оставляет информацию во всех структурах детектора.
    Для примера на рис. 2 показан детектор ATLAS, который создается в настоящее время для регистрации продуктов рр-столкновений коллайдера LHC. Область соударения пучков окружена внутренним детектором (Inner Detector). Его диаметр составляет 2 м, а длина 6.5 м. Он помещен в сверхпроводящий соленоид, который обеспечивает внутри детектора магнитное поле 2 Тл. В магнитном поле треки частиц искривляются в зависимости от знака заряда частицы и ее импульса. Задача детектора - определение точки соударения протонов и траекторий вторичных частиц, которые образуются в результате соударения. Для этого применяются два типа детектирующих устройств: кремниевые микрострипы (они заполняют самую центральную часть внутреннего детектора и обеспечивают точность измерения координаты около 0.01 мм), и детектор переходного излучения (более удаленная часть внутреннего детектора), состоящий из тонких газонаполненных дрейфовых трубок диаметром 4 мм, между которыми находится вещество радиатора. Детекторы выполнены так, чтобы частицы пересекали их преимущественно перпендикулярно к плоскости детектора или оси трубки.
    Чтобы выдержать радиационные нагрузки, кремниевые детекторы должны работать при температуре 0° С. Поэтому эта часть трековой системы помещена в криостат. Траектория каждой частицы большой энергии должна иметь 6 прецизионно измеренных точек. Для этого в установке ATLAS используется 12 тысяч кремниевых детекторов.

Длина дрейфовых трубок детектора переходного излучения достигает 1.6 м. Точность определения координаты частицы в них составляет около 0.15 мм, но зато число точек измерения на один трек - 36. Кроме того, дрейфовые трубки регистрируют переходное рентгеновское излучение и, таким образом, обеспечивают идентификацию электронов. Всего в детекторе используется около 400 тысяч дрейфовых трубок. Такое большое количество трубок необходимо для того, чтобы обеспечить 4

- геометрию установки, и требованием эффективности восстановления траекторий частиц.

    Внутренний трековый детектор заключен в оболочку калориметров. Калориметрия играет важную роль в установке ATLAS. Она обеспечивает прецизионное измерение энергии электронов, фотонов, “струй” адронов, возникающих при адронизации кварков и “недостающей” энергии, уносимой нейтрино или другими нейтральными слабовзаимодействующими частицами, например, гипотетическими суперсимметричными партнерами уже известных частиц. Калориметры состоят из нескольких крупных модулей, предназначенных для регистрации адронов в удаленной части детектора и для регистрации электромагнитного излучения в более центральной его области. Модули электромагнитного калориметра и торцевых адронных калориметров в качестве вещества поглотителя используют жидкий аргон, что обеспечивает необходимое быстродействие, высокое разрешение и высокую радиационную стойкость детектора. Адронный калориметр в более приближенной к центру части собран из железных пластин, прослоенных сцинтилляторами. Это более дешевая и достаточно надежная конструкция по сравнению с жидкоаргонными калориметрами.
    Мюонная система ATLAS расположена за калориметрами, в которых поглощаются все электроны, фотоны и адроны. Мюоны имеют высокую проникающую способность и в калориметрах поглощаются очень мало. Поэтому практически все зарегистрированные мюонной системой заряженные частицы являются мюонами. Основным типом детекторов в мюонной системе являются дрейфовые трубки диаметром 3 см. Результаты измерений, полученные с помощью мюонной системы (внешней трековой системы), “сшиваются” с данными внутреннего детектора для полной идентификации частиц.
    Установка ATLAS будет размещена под землей на глубине 100 м. Соударения протонных пучков (банчей) будут происходить каждые 25 наносекунд, т. е. с частотой 40 МГц. При планируемой на первом этапе светимости ускорителя 10³³см^-2сек^-1 при каждом столкновении пучков будет происходить в среднем 2- 3 протонных соударения. При светимости 10³⁴ см^-2сек^-1 при каждом столкновении пучков будет происходить уже 25 протонных соударений.
    По мере увеличения энергии сталкивающихся пучков детектирование продуктов столкновения становится все более сложной задачей.
    Детектор ATLAS будет выдавать огромный объём информации. LHC будет создавать в центре детектора почти 10⁹ протон-протонных столкновений в секунду (как уже отмечалось, протонные банчи будут сталкиваться каждые 25 наносекунд). Такому числу рр-столкновений отвечает объем информации, превышающий 40 миллилонов мегабайт. Однако лишь несколько событий, возникших в результате этого огромного числа столкновений, будут представлять интерес для исследователей, стремящихся к новым открытиям. Для того чтобы выбрать потенциально интересные события (по оценкам их должно быть меньше 100 в секунду), будет использована специальная многоуровневая компьютерная система. Выбранные события подвергнутся особо тщательному off-line анализу.
    Гигантский объём информации, поступающий с детектора ATLAS (примерно 10⁶ гигабайт в год), будет делиться среди примерно 2000 физиков из 34 стран и анализироваться ими. Вычислительные ресурсы, необходимые для такого анализа, эквивалентны более чем 10 000 РС Pentium III с частотой 500 МГц. Для успешной обработки данных с детектора ATLAS будут использованы самые последние достижения компьютерных технологий и операционных систем.

ОСНОВЫ ЯДЕРНОЙ ЭЛЕКТРОНИКИ

Модульные системы в ядерной радиоэлектронике

    Современная радиоэлектронная система в ядерной физике обычно имеет модульную структуру, т.е. состоит из модулей, каждый из которых выполняет определенную задачу. Механические и электрические параметры модулей стандартизованы. Таким образом, собирая измерительную систему из модулей одного стандарта, можно быть уверенным, что они будут хорошо сочетаться друг с другом, а при изменений требований эксперимента установку можно легко перестроить, добавив и/или заменив модули.
    В ядерной физике низких и средних энергий до сих пор в основном применяются модульные системы NIM (Nuclear Instrumentation Modules) и CAMAC (Сomputer-Aided Measurement And Control). Несмотря на то, что это старые стандарты (NIM появился в 1964 г.) они удовлетворяют требованиям большинства экспериментов в этой области ядерной физики. В физике высоких энергий применяется аппаратура в стандартах FASTBUS и VMEbus - VERSA Module Europe.
    Модули NIM и CAMAC вставляются в корзины (bin в стандарте NIM и crate в стандарте CAMAC), которые обеспечивают питание модулей. В крейте CAMAC кроме шин питания есть и сигнальные шины. Модули CAMAC соединяются с компьютером с помощью специального модуля крейт-контроллера. Типоразмеры NIM и CAMAC разные и модуль NIM не вставить в крейт CAMAC без специального переходника. Некоторые модули не вставляются в bin, например, предусилители. От него они получают только питание.

Линейные и логические сигналы

В стандарте NIM различают 4 типа сигналов - медленные линейные сигналы, быстрые линейные сигналы, медленные логические сигналы и быстрые логические сигналы. Амплитуда линейных сигналов варьируется в широком диапазоне. Логические сигналы имеют фиксированную амплитуду и форму.

Медленные линейные сигналы

Медленные линейные сигналы используются для передачи амплитудной информации. Передние фронты медленных линейных сигналов обычно >50 нс, их длительность может варьироваться от 0.5 до 100 мкс. Они могут быть как положительными униполярными, так и биполярными с лидирующей положительной частью. Амплитуда в диапазоне от 0 до +10 В. Полярность линейных сигналов от предусилителей может быть как положительной, так и отрицательной. Для передачи медленных сигналов используются кабели с волновым сопротивлением 50 или 93 Ом.

Быстрые линейные сигналы

Быстрые линейные сигналы используются во временных измерениях. Длительность быстрых линейных сигналов обычно меньше 1 мкс при длительности передних фронтов несколько наносекунд. Рекомендованный диапазон для быстрых линейных сигналов от 0 до -1 В. Обычно это токовые сигналы от 0 до -20 мА на нагрузку 50 Ом. Они имеют отрицательную полярность. Соединение между модулями всегда производится кабелями с волновым сопротивлением 50 Ом. Кабель должен быть согласован на приемном конце. Устройства, генерирующие быстрые линейные сигналы могут иметь как очень большое выходное сопротивление (источники тока), так и очень малое. Очень большое выходное сопротивление имеют анодные выходы ФЭУ, быстрые же усилители обычно имеют выходное сопротивление <1 Ом.
Для сигналов с длительностями передних фронтов в наносекундной области используют специальные высокочастотные кабели и разъемы типа SMA. Длина кабеля также влияет на качество передачи коротких фронтов. Так заметное увеличение длительности переднего фронта t_r для сигналов, имевших t_r = 2 нс становится ощутимым при длине кабеля >4 м. Величина этого эффекта пропорциональна квадрату длины кабеля.

Медленные логические сигналы

Медленные логические сигналы в NIM обычно имеют амплитуду ~5 В (логическая "1"), длительность ~0.5 мкс, фронты ~10 - 100 нс. Они, как правило, нормально воспринимаются устройствами использующими на выходе стандарт TTL (комплементарный). Однако, строго говоря, стандарты не совпадают (см. рис. 1), и иногда совместимость устройств по этой причине может отсутствовать.

Быстрые логические сигналы

Быстрые логические сигналы - токовые сигналы на нагрузку 50 Ом (см. рис.2). Обычно это отрицательные сигналы с амплитудой ~-0.5 В (логическая "1") и со временем нарастания 2 - 10 нс. Требования к кабелям и согласованию сигналов у них такое же, как и для быстрых линейных сигналов.

Прохождение сигналов по кабелям, согласование

Сигналы распространяются по кабелям со скоростью v, которая связана с волновым сопротивлением Z и погонной емкостью C соотношением

Для кабеля РК-50 (Z = 50 Ом, C = 100 пФ/м) v = 5 нс /м, для RG62 (Z = 100 Ом) v = 4.3 нс /м.

Сигнал, распространяющийся в кабеле, отразится, если сопротивление нагрузки R_L

Z. Этот сигнал снова отразится, если выходное сопротивление источника сигнала R_S не равно Z.
Рассмотрим несколько случаев.

Усилители

В соответствии с назначением, применяемые в эксперименте усилители можно условно разделить на два основных типа: временные и спектрометрические или линейные.

Временные (быстрые) усилители

Временные усилители служат для извлечения прецизионной временной информации о регистрируемых событиях в наносекундном и субнаносекундном диапазонах, а также для счета событий с высокой частотой следования. Временные усилители должны хорошо передавать короткие фронты сигналов от предусилителей и соответственно обладать широкой полосой пропускания (до 10⁸-10⁹ Гц). Однако, желательно, чтобы полоса пропускания усилителя не была избыточна, т.к. в этом случае не улучшив временные характеристики, будет ухудшено отношение сигнал/шум. Длительность импульсов быстрых усилителей обычно меньше 20 нс. Таким образом, возможен счет событий со средней частотой в несколько МГц всего с ~10% потерями на мертвое время. Коэффициент усиления временных усилителей обычно не превышает 100-200. Во временных усилителях может быть предусмотрена возможность формирования импульсов. Они обычно используются с ФЭУ и кремниевыми детекторами заряженных частиц. Для получения временной информации при работе с германиевыми детекторами обычно используются быстрые усилители без формирования импульсов. Соответственно длительность выходных импульсов в таких усилителях определяется предшествующей электроникой и детектором.

Спектрометрические (линейные) усилители

Спектрометрические усилители используются при амплитудном анализе сигналов. Одна из функций спектрометрических усилителей - линейное увеличение амплитуд выходных сигналов предусилителей, которые находятся в диапазоне милливольт, до диапазона 0.1-10 В, в котором работают амплитудные анализаторы. Коэффициенты усиления спектрометрических усилителей обычно бывают до нескольких тысяч. Кроме того, спектрометрические усилители должны иметь хорошую линейность (< 0.2%). Для амплитудного анализа важно обеспечить хорошее отношение сигнал/шум, так как оно определяет амплитудное, а стало быть, и энергетическое разрешение спектрометра. Так как источники шума в детекторе и первых усилительных каскадах имеют более широкую частотную полосу, чем полоса полезной информации, отношение сигнал/шум может быть улучшено соответствующей фильтрацией. Однако, как правило, оптимальное энергетическое разрешение требует довольно длительных импульсов. Длительность выходных сигналов спектрометрических усилителей находится в микросекундном диапазоне (~3-70 мкс). Однако при высоких скоростях регистрации событий для минимизации наложений импульсов, они наоборот должны быть короткими. Кроме того, нередко нужно сохранить и временную информацию, а это связано с достаточно широкой полосой пропускания. Оптимальное решение часто является результатом компромисса. Современные линейные усилители позволяют работать при загрузках до ~7000 с^-1 без ухудшения разрешения и до ~90000 с^-1 с небольшим его ухудшением.

Фильтрация шумов

Простая дифференцирующая CR-цепочка является фильтром высоких частот. При прохождении сигнала через дифференцирующую цепочку ослабляются его низкочастотные составляющие. Интегрирующая RC-цепочка является фильтром низких частот. При прохождении сигнала через интегрирующую цепочку ослабляются его высокочастотные составляющие. (Отметим, что дифференцирование и интегрирование в электронных цепях не эквивалентно соответствующим математическим операциям, хотя и является их грубым приближением.) Дифференцирование и интегрирование сигналов применяется в усилителях для улучшения отношения сигнал/шум. Обычно постоянные времени дифференцирующих

_d и интегрирующих

_iцепей выбираются одинаковыми

_d =

_i =

. На рис. 1. показана форма выходного сигнала после CR-RC фильтра.

Компоненты суммарного шума имеют различные спектральные распределения. Для одних спектральная плотность растет с ростом частоты, для других, наоборот, уменьшается, для третьих - постоянна. Минимальные шумы достигаются при постоянной времени CR-RC фильтра

, когда вклады, зависящих от частоты компонентов, равны (см. рис 2). Оптимальная постоянная времени зависит от характеристик детектора, предусилителя и формирующих цепей усилителя. Для кремниевых детекторов заряженных частиц оптимальная постоянная времени 0.5-1 мкс. Для германиевых и Si(Li) детекторов она заметно больше (6-20 мкс). Понятно, что оптимальная для шумовых характеристик спектрометра постоянная времени фильтра будет ограничивать его загрузочные характеристики. Улучшение последних достигается ценой ухудшения разрешения.
В таблице приведены сравнительные характеристики шумовых свойств различных фильтров нормированные на отношение сигнал/шум для теоретически оптимального фильтра, который имеет экспоненциальные передний и задний фронты и точечную вершину. Аналоговым формированием оптимальный фильтр не реализуется.

Таблица 1. Относительные шумовые характеристики различных способов формирования импульсов

Одноканальные анализаторы

Одноканальный анализатор или (медленный) дифференциальный дискриминатор это устройство, которое анализирует амплитуду входного сигнала и, если она находится в установленных пределах (между нижним и верхним уровнями дискриминации), генерирует стандартный логический импульс (рис. 1). Нижний (LLD) и верхний (ULD) уровни дискриминации могут устанавливаться независимо. При установке ULD на максимум одноканальный анализатор работает в интегральном режиме. В одноканальных анализаторах также обычно есть режим, когда устанавливается нижний уровень дискриминации и ширина окна

E. Таким образом ULD = LLD +

E.
Как видно из рис. 1, время появления выходного импульса в таких одноканальных анализаторах зависит от амплитуды и формы входного импульса. Они в основном используются для счета событий. Одноканальные анализаторы устанавливаются в "медленных" спектрометрических цепях. Входные импульсы они обычно получают от спектрометрических усилителей и от время-амплитудных конверторов.

    Большими возможностями обладают одноканальные анализаторы с временной привязкой или временные одноканальные анализаторы (Timing Single Channel Analyzers - TSCA). В них выходные сигналы привязаны по времени к моменту появления входных импульсов. Существует несколько способов временной привязки (к максимуму импульса, по переднему фронту импульса, по нулю биполярного импульса, привязка со следящим порогом). Они рассмотрены в разделе "Способы временной привязки". На рис. 2, 3 и 4 показаны входные и выходные импульсы временных одноканальных анализаторов, в которых реализованы различные способы временной привязки.
    Временные одноканальные анализаторы используются не только для амплитудного, но и временного анализа. Их сигналы подаются на схемы "медленных" совпадений/антисовпадений, на время-амплитудные конверторы, линейные ворота.
    Точность временной привязки во временных одноканальных анализаторах зависит от применяемого способа привязки и особенностей входного потока сигналов (динамического диапазона, изменения формы импульсов) и варьируется от единиц наносекунд до ~100 нс. Для временного согласования временные анализаторы обычно имеют встроенную регулируемую задержку выходных импульсов до ~10 мкс.

Способы временной привязки. Быстрые дискриминаторы

Временная привязка (хронирование) служит для фиксации момента регистрации события в детекторе. Различается два типа устройств, реализующих временную привязку. Одни используют "медленные" спектрометрические сигналы. Это временные одноканальные анализаторы. Другие, быстрые дискриминаторы, используют сигналы либо непосредственно от детекторов, либо от быстрых усилителей.
И в тех, и в других устройствах используются следующие методы временной привязки:

Формирующий фильтр	Форма импульса	Коэффициент увеличения отношения шум/сигнал
Теоретически оптимальный		1
Фильтр, формирующий треугольный импульс		1.08
Формирование квазигауссового сигнала CR + (RC)ⁿ
n = 1		1.36
n = 2		1.22
n = 3		1.18
n =		1.12
Формирование на линии задержки		~1.9
Формирование на двух линиях задержки		~2.3

Номер канала	Состояние регистра	Диапазон амплитуд
8	000	V_max>V>7/8(V_max)
7	111	7/8(V_max)>V>6/8(V_max)
6	110	6/8(V_max)>V> 5/8(V_max)
5	101	5/8(V_max)>V> 4/8(V_max)
4	100	4/8(V_max)>V> 3/8(V_max)
3	011	3/8(V_max)>V> 2/8(V_max)
2	010	2/8(V_max)>V> 1/8(V_max)
1	001	1/8(V_max)>V

Массовое число, а.е.м.	Энергия, МэВ
Массовое число, а.е.м.	0.5	1	5	10	50	100
1	0.02	0.03	0.06	0.09	0.20	0.28
2	0.03	0.04	0.09	0.12	0.28	0.39
5	0.04	0.06	0.14	0.20	0.44	0.62
10	0.06	0.09	0.20	0.28	0.62	0.87
20	0.09	0.12	0.28	0.39	0.87	1.24
50	0.14	0.20	0.44	0.62	1.38	1.96

AZ²_эфф = EE,	(2a)
2E/A = (d/t_f),	(4a)
(A/q²) = E/(BR)²	(7)