Энергетическое разрешение пропорционального счетчика

Величина энергетического разрешения обусловлена флуктуацией в числе пар ионом, созданных ионизирующей частицей. Разброс амплитуд импульсов в пропорциональных счетчиках зависит еще от некоторых причин, влияющих на величину коэффициента газового усиления: объемного заряда, образования электроотрицательных ионов, неравномерности электрического поля вдоль центрального электрода счетчика. Влияние этих причин можно значительно ослабить при разумном выборе параметров и конструкции пропорционального счетчика. Помимо этого, величина коэффициента газового усиления флуктуирует, поскольку процесс газового усиления имеет статистический характер. Величина дисперсии, связанная с процессом первичной ионизации, равна п₀, если считать, что п₀ – случайная величина, распределенная по закону Пуассона.

Уже отмечалось, что полученные формулы для импульсов пропорционального счетчика справедливы, если влияние объемного заряда не существенно и было получено условие, при котором объемный заряд не оказывает заметного влияния на процесс газового усиления:

.

Если это условие не выполняется, то коэффициент газового усиления будет падать с ростом энергии частиц и, кроме того, будет различным для частиц с различной ориентацией относительно центрального электрода. Действительно, наибольшая плотность ионов будет тогда, когда частица имеет радиальное направление. В этом случае область, в которой происходит газовое усиление, будет порядка нескольких длин свободного пробега электронов. Наименьшая плотность ионов будет при движении заряженной частицы параллельно оси счетчика. При этом l приблизительно равно длине пробега заряженной частицы в газе счетчика. Работа при больших величинах M возможна при малых давлениях газа в счетчиках. Это можно понять, принимая во внимание, что при уменьшении давления падает пороговое напряжение U_k,. и, кроме того, уменьшается величина п_ое/l при прочих равных условиях. Если влиянием объемного заряда можно пренебречь, то амплитуда импульса пропорционального счетчика практически не будет зависеть от места образования ионов в счетчике при условии, что в счетчике не образуются электро­отрицательные ионы. Для многих газов отношение амплитуды импульсов при ионизации вблизи катода и амплитуды импульсов при ионизации вблизи анода ρ оказалось равным 1. Для газов, в которых вероятность образования электроотрицательных ионов велика, ρ < 1. И это понятно, поскольку коэффициент прилипания является функцией Е/р, и, следовательно, вероятно­сти образования электроотрицательных ионов вблизи анода и вблизи катода могут значительно различаться. Электроотрицательные ионы из-за значительной массы не производят вторичной ионизации. Так, для счетчиков, наполненных BF₃, ρ = 1 при низких давлениях и толстой нити, а при высоких давлениях и тонкой нити ρ << 1. Это объясняют следующими факторами:

1) для BF₃ вероятность прилипания убывает с ростом Е/р, но при заданном Е/р оно пропорционально давлению;

2) напряженность поля вблизи катода тем меньше (при заданном M), чем тоньше нить.

По этим причинам пропорциональные счетчики нейтронов (наполненные BF₃) трудно сделать высокоэффективными за счет увеличения давления газа, необходима тщательная очистка газа от примесей, имеющих большие коэффициенты прилипания.

На энергетическое разрешение счетчиков влияет неравномерность поля, связанная с креплением нити. Для того чтобы избежать искажения поля у концов нити, необходимо крепить нить к охранным электродам специальной формы, тогда неравномерность поля вблизи концов нити можно свести к минимуму. До сих пор неявно предполагалось, что оба электрода счетчика строго коаксиальны. Оказывается, что даже малый эксцентриситет нити приводит к значительным изменениям коэффициента газового усиления.

Можно указать еще одну причину ухудшения энергетического разрешения счетчиков – непостоянство диаметра нити. Неравномерность диаметра нити особенно сказывается на работе счетчиков с очень тонкой нитью.

Флуктуации величины коэффициента газового усиления можно характеризовать величиной среднеквадратичного отклонения:

При больших значениях M среднеквадратичное отклонение такое же, как и для числа пар ионов, образуемых при ионизации. В идеально изготовленном счетчике относительная величина дисперсии при измерениях энергии частиц не может быть меньше, чем

.

В пропорциональных счетчиках при тщательном изготовлении достигают энергетического разрешения порядка 5 % при энергиях заряженных частиц около 1 Мэв.

Примеры использования ионизационных камер и пропорциональных счетчиков

Камеры деления

Ионизационные камеры, внутри которых размещены слои делящегося вещества, очень удобны для проведения некоторых измерений с нейтронами. Основное удобство таких камер (их называют камерами деления) в том, что при делении ядер нейтронами возникают осколки деления с высокой энергией. Это позволяет уверенно дискриминировать акты делений от других реакций, в результате которых образуются заряженные частицы. Камеры деления используют для относительных и абсолютных измерений нейтронных потоков, для измерения сечений деления ядер, для изучения свойств продуктов, сопровождающих деление, и т.д. В этой камере делящийся материал помещают в виде тонких слоев. Толщину слоя выбирают обычно меньше, чем наибольшая величина пробега осколков деления. Применение слоев, больших по толщине, чем пробег осколков, бессмысленно, так как это не приведет к увеличению эффективности камеры. С другой стороны, чем толще слой, тем больше α-частиц (α-распад делящихся изотопов) будет попадать в рабочий объем камеры. А это может привести к нежелательному фону. Хотя энергия α-частиц много меньше, чем энергия осколков деления, но возможны наложения импульсов от многих α-частиц, и тогда суммарный импульс сравним с импульсами от осколков деления.

Для конкретного случая при нахождении частоты появления импульсов с наложениями следует учесть реальную форму импульса и постоянную RC камеры. Наложения импульсов от α-частиц существенны для камер, в которых используют делящийся материал с малым временем жизни относительно α-распада. Для уменьшения фона α-частиц камеры деления наполняют газами, для которых велики подвижности электронов (например, метан). В настоящее время в камерах, наполненных метаном, получают импульсы длительностью около 10 нс, если расстояния между электродами камеры порядка десятой доли сантиметра. С этой же целью можно выбирать расстояния между электродами камеры и давление в ней так, чтобы осколки деления расходовали в рабочем объеме только часть своей энергии. Это увеличит отношение величин импульсов от осколков деления к импульсам от α-частиц, поскольку плотность ионизации у осколков деления имеет наибольшую величину в начале пробега, а для α-частиц – в конце пробега. Очевидно, что последний способ уменьшения фона α -частиц неприменим, если с помощью каморы измеряют энергетическое распределение осколков деления.

Измерение с камерами будет иметь хорошую точность, если в их счетной характеристике (зависимость числа импульсов при постоянном облучении от уровня дискриминации регистрирующего устройства) будет плато. Интегральный счет осколков деления имеет плато, если слой урана тонкий. И это понятно, так как спектр осколков деления, попадающих в рабочий объем камеры, в этом случае имеет максимум в области энергий 40…100 Мэв. При толстом слое спектр осколков деления, попадающих в рабочий объем камеры, непрерывный и имеет подъем в области малых энергий (поглощение осколков деления в уране), поэтому интегральная счетная характеристика такой камеры не имеет плато.

Контроль регистрирующей аппаратуры с камерами деления можно легко проводить по скорости счета импульсов, обусловлен­ных α-частицами. Логарифм скорости счета α-частиц зависит практически линейно от уровня дискриминации регистрирующей схемы. Такую зависимость часто называют α-частичной кривой камеры, это обстоятельство используют обычно для определения необходимого уровня дискриминации схемы. Снимая α-частичную кривую, можно экстраполяцией найти такое положение уровня дискриминации, когда скорость счета α-частиц будет равна, например, 0,05 имп/мин. Установление уровня дискриминации таким способом позволяет работать всегда при одном и том же уровне чувствительности (контроль усиления).

Чувствительность камер деления можно записать в следующем виде:

S = N₀·σ_j·B,

где N₀ – число делящихся ядер в камере; σ _j– сечение деления; В – коэффициент, зависящий от уровня дискриминации регистрирующей аппаратуры, толщины слоя и геометрии камеры.

Величину В сравнительно просто можно вычислить для тонких слоев, плоской камеры и низких порогов. При толстых слоях вычислить величину В очень сложно. Для плоских камер с тонким слоем урана (1 мг/см²) величина В может иметь значения вблизи единицы, для толстых слоев эта величина существенно зависит от уровня дискриминации схемы.

Определение В в камерах деления можно провести с доста­точной точностью экспериментально. Поместим камеру в пучок тепловых нейтронов Ф. Тогда камера будет регистрировать количество делений п_f = Ф·N₀·σ_f·B. Каждое деление сопровождается испусканием ν быстрых нейтронов, которые можно одновременно регистрировать детектором быстрых нейтронов. Этот детектор будет регистрировать число импульсов п_п = Ф·N₀·σ_f·ν·∆Ω·ε_d , где ∆Ω – телесный угол, под которым попадают нейтроны деления в детектор с эффективностью ε_d. Включим камеру деления и детектор быстрых нейтронов в схему совпадения и измерим скорость совпадений n_jn = Ф·N₀·σ_f·ν·∆Ω·ε_d·B. Легко видеть, что В = n_jn/n_n. Ошибка в определении величины В таким способом может быть порядка статистической ошибки.

Несколько замечаний о конструкциях камер деления. Примером камеры для прецизионных измерений может быть камера с тонким слоем ²³⁹Рu (95 мкг/см²), нанесенным на диск диаметром 4 см. Напряжение на камере около 300 в, наполнение – аргон или азот при р = 1,5 атм. Расстояние между электродами примерно 1 см. Число α-частнц, попадающих в рабочий объем, приблизительно 5·10⁵ с^-1. Оценим число восьмикратных наложений, считая среднюю длительность импульса τ = 10^-6 с. При 8-кратных наложениях п(8) = 0,3 имп/с. Это заметная скорость счета, но уже при 10-кратных наложениях п(10) ~ 10^‑3 имп/с. При малых размерах очень большую чувствительность имеют спиральные камеры деления. Такая камера состоит из двух концентрических спиралей, расположенных на расстоянии примерно 0,5 мм, на которые с обеих сторон нанесен слой U₃О₈ толщиной 0.25 мг/см². Эта спираль при диаметре 30 мм и такой же высоте имеет поверхность приблизительно 300 см² и общее количество урана около 500 мг. Недостаток такой камеры состоит в ее высокой собственной емкости и, следовательно, сравнительно малом сигнале на выходе. Кроме того, камеры с толстыми слоями U₃О₈ не будут иметь плато в счетной характеристике. В камерах для регистрации тепловых нейтронов используют чаще слои с ²³⁵U. ²³⁹Pu почти при той же чувствительности имеет большой фон α-частнц, так как период α-распада ²³⁵U в 4·10⁴ раз больше периода α-распада ²³⁹Ри. Для регистрации быстрых нейтронов удобны камеры со слоями ²³⁸U и ²³²Th.