Основы экспериментальных методов ядерной физики - Абрамов А.И.
Скачать (прямая ссылка):
1 — счетчики; 2 — радиатор; 3 —
389- и углы вылета электрона и позитрона относительно нормали к радиатору малы и одинаковы. Чтобы получить хорошее энергетическое разрешение, необходимо, во-первых, размещать перед счетчиками малые в сравнении с d щелид:щ и, во-вторых, отбирать только те компоненты пар, которые покидают радиатор под малыми углами к его нормали. Поскольку электроны и позитроны имеют непрерывное распределение по энергиям и углам, хотя и в пределах углов IU0C2IE-, это приводит к очень низкой светосиле спектрометра.
Однако если радиатор сделать достаточно протяженным в направлении прямой, проходящей через оба счетчика, то при достаточно больших энергиях у-квантов счетчики будут регистрировать события независимо от места образования пары электрон—позитрон в радиаторе. Это существенно увеличит светосилу, не изменяя энергетического разрешения спектрометра. Действительно, если энергии электронов и позитронов значительно больше т0с2, то можно считать, что радиусы кривизны их траекторий линейно связаны с энергией [см. (11.6)], т. е. E+i _ = 300Яр. Учитывая это обстоятельство, можно записать:
Ey = E+ -f E^ + 2ITi0C2 « 300H (P1 + р2) + 2т0с2,
где P1 и P3 — радиусы кривизны траекторий электрона и позитрона. В ЭТОМ приближении (P1 + ра) будет постоянной величиной и, следовательно, электрон и позитрон смогут попадать в счетчики независимо от места их образования в радиаторе. Заметим, что постоянство суммы (P1 + р2) выполняется с тем большей точностью, чем выше энергия у-квантов и, следовательно, больше энергии электронов и позитронов. Это означает, что при малых энергиях у-квантов одновременные срабатывания счетчиков при заданном значении магнитного поля вызываются парами, которые возникают лишь в некотором участке конвертора, и чувствительность прибора оказывается малой. С ростом энергии чувствительность резко возрастает, поскольку расширяется область радиатора, из которой электрон и позитрон могут попадать в счетчики. Этот эффект оказывается очень значительным. Так, в интервале энергий у-квантов 3—11 Мэв чувствительность изменяется в 100 раз, а сечение образования пар— всего в 4 раза.
Последнее обстоятельство позволяет конструировать магнитные парные спектрометры, характеристики которых оказываются близки к характеристикам комптоновских для у-квантов с энергиями выше 10 Мэв. Энергетическое разрешение и светосила одного из магнитных парных спектрометров в функции энергии у-квантов показаны на рис. 12.14.
§ 12.6. КРИСТАЛЛ-ДИФРАКЦИОННЫЕ ГАММА-СПЕКТРОМЕТРЫ
12.6.1. Дифракция уквантов на плоском кристалле
Пучок у-квантов при прохождении через кристаллическую пластинку дифрагирует при известных условиях. Эти условия зависят от длины волны у-излучения, что позволяет определить его энергию.
390- рассмотрим дифракцию у-квантов на плоском кристалле. Пусть на плоско-параллельную пластинку, вырезанную из монокристалла, падает параллельный пучок моноэнергетических у-квантов. Пусть какие-либо кристаллографические плоскости перпендикулярны к поверхности кристалла (рис. 12.10), а пучок у-квантов составляет угол 60 с направлением этих плоскостей. При выполнении условия Брэгга
пк = 2d sin ©0 (12.29)
максимум ин-
(здесь Я — длина волны у-квантов; d — расстояние между выбранными плоскостями кристаллической решетки; п — порядок отражения) за пластинкой появится отраженный пучок тенсивности которого будет под углом — ©о к направлению плоскостей кристалла. Детальный ход углового распределения интенсивности у-квантов за пластинкой кристалла можно измерить с помощью коллимированного детектора, имеющего высокое угловое разрешение (в плоскости рисунка угловое разрешение детектора А©). При соблюдении условия (12.29) угловое распределение будет иметь два максимума. Один из них (при © = ©0) образован прошедшим через пластинку первичным излучением и его ширина (при малых толщинах кристалла) определяется угловой расходимостью детектора А©. Левый максимум (при © ¦ пучком. Дифракционный максимум характеризуют коэффициентом отражения Г (отношение максимальной интенсивности отраженного излучения к интенсивности падающего на кристалл излучения,
Рис. 12.10. Угловое распределение интенсивности у-квантов после прохождения через кристалл
-@0) образован отраженным
% е. Г = Jx
JJ0) и шириной на половине высоты о. Площадь под
Дифракционным пиком R да оГ называют интегральным коэффициентом отражения.
Пучок у-квантов при прохождении через кристалл ослабляется в результате комптоновского рассеяния и фотоэлектрического поглощения. Поглощение приводит к ослаблению прямого и отраженного пучков. Рассеяние на кристалле и на стенках коллиматора создает непрерывное угловое распределение у-излучения. Это фоновое распределение оказывается существенным при малых значениях Г (при высоких энергиях у-квантов).
Для успешного анализа спектрального состава у-излучения по положению и интенсивности дифракционных максимумов необходимо, чтобы А© ? со < ©0. Оценим величины 0О. Длина волны
391- 1K у-квантов, выраженная в сантиметрах, связана с их энергией Ev A = HctEy = 1,24 • 10-1IEy {кэв). (12.30)
