Детекторы корпускулярных излучений - Клайнкнехт К.
ISBN 5-03-001873-5
Скачать (прямая ссылка):
1.4. Характеристики детекторов 53
tu
t эффективности налетающей час
Телесный угол можно рассчитать из геометрий эксперимента. Для
точечного источника это
Q = [ (-tfcosfl)d<p.
(1.83)
d
Так, например, если поверхность детектора представляет собой круг с радиусом /*, который расположен на расстоянии R от источника, и эта поверхность перпендикулярна линии детектор — источник, то
Q = 2х(1 — cos ~ ' 4 R
Vr2 + R2
где sin а = г/у г2, + R2, а для г <R получаем R2
(1.84)
Собственная эффективность регистрации е, определяется как количество зарегистрированных сигналов, деленное на количество частиц, падающих на поверхность детектора. Она зависит от вероятности взаимодействия падающих частиц с веществом детектора, количества образовавшихся свободных зарядов, эффективности сбора этих зарядов и от порогов электронных систем в процессе
обработки сигналов.
Собственная эффективность регистрации может уменьшится, если детектор в течение некоторого времени («мертвое время») не может зарегистрировать частицу, поскольку он еще «занят» обработкой сигнала от предыдущей частицы. Такое явление имеет
W _
место при высокой скорости счета. При этом реализуются две возможности: детекторы с постоянным мертвым временем и детекторы с продлевающимся мертвым временем.
В детекторе с постоянным мертвым временем за каждым регистрируемым сигналом следует интервал времени т, в течение которого ^детектор блокируется и новое событие детектором не воспринимается. Если скорость истинных событий есть R, а скорость регистрируемых событий — R', то доля времени, в течение которого детектор блокируется, или является «мертвым», составляет R' т. Скорость счета истинных событий, потерянных из-за мертвого времени, составит RR'т. Так как это равно разнице R-R',
54 1. Физические основы регистрации излучений
то истинная скорость событий связана с измеренной скоростью счета следующим соотношением:
1 -R't
(1.85)
В некоторых случаях желательно, чтобы цикл мертвого времени протяженностью т запускался также и тогда, когда истинное событие происходит в течение мертвого времени предыдущего события (детектор с продлевающимся мертвым временем). В этом случае интервалы мертвого времени имеют различную длину. Скорость счета регистрируемых событий R' в этом случае равна интенсивности временных интервалов, больших т, в последовательности истинных событий. Согласно статистике Пуассона, вероятность наблюдения временного интервала, большего г, при средней скорости счета R составляет ехр(-Ат), а интенсивность, при которой это наблюдается, равна Яехр(-І?7). Таким образом,
R' = Re~R\
(1.86)
Это трансцендентное уравнение не решается в явном виде относительно R.
Для низкой скорости счета, т.е. при R < 1/т, оба уравнения (1.85) и (1.86) дают примерно один и тот же результат:
R' « R(I ^Rt) и
(1.86')
R~R'(1 +R't)
(1.85')
2. Регистрация ионизационных потерь
2.1. Ионизационные камеры
В этих камерах измеряется эффект от первичной ионизации, вызванной проходящей частицей. Они могут работать в импульсном или токовом режиме; при этом измеряется либо импульс от каждой отдельной частицы, либо ток, образованный потоком частиц с постоянной интенсивностью.
Импульсная ионизационная камера. Простейший тип такой камеры— плоский конденсатор, заполненный рабочим газом, например аргоном (рис. 2.1). Значение напряженности электрического поля IEi -ez- Uq/d должно быть таким, чтобы на пластинах конденсатора полностью собирались n положительных и n отрицательных зарядов, образовавшихся вдоль траектории частицы при значении z = Zo9 но чтобы при этом не происходило вторичной ионизации. Заряды, движущиеся в электрическом поле, индуцируют заряд на электродах конденсатора. Этот заряд стекает с анода через сопротивление R и может быть измерен как импульс напряжения. Если след ионизующей частицы параллелен электродам при z = Zo (рис. 2.1), то величину импульса можно рассчитать, исходя из выражения для баланса энергии при сдвиге N зарядов от Zo к z:
где С—емкость анода относительно земли. Отсюда следует
z
(2.1)
2
1
ClU0AU
NgUo d
(Z - Zo)
и
AU =
Nq
(Z - zo).
(2.2)
Cd
При постоянной скорости дрейфа положительных ионов Vd и
56 2. Регистрация ионизационных потерь
Рис. 2.1. Плоскопараллельная ионизационная камера (схема), / — трек ионизующей частицы; 2 — катод; 3 — анод.
электронов vD получаем
Ne Cd
v?At
AU
N(-e)
Cd
(2.3)
Знаки этих двух составляющих импульса одинаковы, так как противоположные по знаку заряды дрейфуют в противоположных направлениях. Поскольку электроны дрейфуют значительно быстрее ионов, то импульс сначала линейно нарастает из-за движения электронов до значения AU = -(NezoVCd (предполагается, что R = оо), а затем из-за движения ионов продолжает нарастать (но более медленно) до конечного значения U = -Ne/C (рис. 2.2). Для аргона при нормальном давлении и зазоре d ~ 5 см в электрическом поле
Ne Z,
ТОТ
Ne С
-дс/
Рис. 2.2. Форма импульса напряжения AU(O в плоской ионизационной камере для R = со
2.1. Ионизационные камеры 57
Рис. 2.3. Цилиндрическая ионизационная камера (схема) Ї — анод; 2 — катод
