Глава 11. Спектрометрия заряженных частиц

Заряженные частицы (электроны, позитроны, протоны, α-частицы) возникают во многих ядерных превращениях. Распределение заряженных частиц по энергиям может быть дискретным и непрерывным. Например, протондефицитные ядра с малыми и средними атомными весами, как правило, претерпевают β-распад. Спектр электронов в этом случае непрерывный. При исследованиях β-распада интересуются граничной энергией β-спектра и его формой. Граничная энергия β-спектра позволяет определить разность масс дочернего и материнского ядер, а форма β-спектра в некоторых случаях позволяет определить, например, моменты количества движения. Ядра с большими атомными весами могут претерпевать α-распад. Спектр α-частиц дискретный. Измерения энергий α-частиц дают возможность определять дефекты масс ядер, энергетические уровни возбужденных состояний ядер и другие характеристики ядер. Аналогичные характеристики ядер можно определить и при изучении спектров заряженных частиц, образующихся в (n,p)-, (п α)-, (p,p')-, (α,α ')-реакциях и т.п.

Требования к точности определения энергии заряженных частиц могут быть различными в зависимости от поставленной задачи. Рассмотрим несколько примеров.

Пусть по энергиям неупруго рассеянных протонов определяются положения возбужденных уровней ядер. В такого рода исследованиях, энергетическое разрешение не имеет смысла иметь много лучше, чем относительная ширина уровня возбужденного состояния ядра. Если энергетическое разрешение прибора

где – ширина уровня возбужденного состояния ядра; – энергия протона после неупругого рассеяния, то можно измерить и определить время жизни в этом возбужденном состоянии. Если же в эксперименте определяются только положения уровней, то энергетическое разрешение спектрометра должно быть, по крайней, мере не хуже, чем относительное расстояние между возбужденными состояниями исследуемого ядра. Однако, поскольку при исследованиях обычно есть фон, то при лучших энергетических разрешениях можно измерить с большей точностью группы моноэнергетических частиц с малой интенсивностью.

Если для измерения ширины уровня возбужденного состояния ядра при энергиях порядка нескольких мегаэлектронвольт желательно иметь энергетическое разрешение порядка 10^-3…10^-4%, то для определения положения соответствующих уровней энергетическое разрешение 10^-1–10^-2% окажется вполне достаточным.

При измерениях температуры ядер по формам спектров испускаемых частиц в какой-либо реакции требования к энергетическому разрешению приборов весьма умеренны. Для такого рода исследований вряд ли понадобятся спектрометры с энергетическим разрешением лучше нескольких процентов, а во многих случаях пригодны спектрометры с энергетическим разрешением около 10%.

В практической спектрометрии (для целей дозиметрии, защиты и др.) необходимы спектрометры с энергетическим разрешением примерно 10%.

Энергию заряженных частиц можно определять по величине пробега и по плотности ионизации. Такие измерения можно проводить с помощью трековых приборов. Кроме этого, энергию заряженных частиц можно определять и по интегральному ионизационному или сцинтилляционному эффекту с помощью ионизационных газовых или полупроводниковых детекторов или с помощью сцинтилляционных счетчиков. Наконец, и это один из самых точных абсолютных методов, энергию заряженных частиц можно определять, анализируя их траектории в магнитном поле.

Определение энергии заряженных частиц по пробегу и плотности ионизации

Пробеги заряженных частиц являются функцией энергии. Точность определения энергии частицы по ее пробегу в среде лимитируется, в конечном счете, дисперсией в величинах пробегов и точностью, с какой известно соотношение между энергией и пробегом. Разброс в величинах пробегов связан с флуктуациями потерь энергии в каждом взаимодействии и многократным рассеянием заряженных частиц. Флуктуации пробегов тяжелых заряженных частиц в средах с малыми атомными весами лежат в пределах (0,5…2)%. При достаточно точном измерении средней величины пробега погрешность в определении энергии может быть в несколько раз меньше, чем флуктуации пробегов, если, конечно, с необходимой точностью известна связь между энергией и пробегом частицы. Для легких заряженных частиц флуктуации пробегов значительно больше, и поэтому их энергию по пробегам можно определить с меньшей точностью.

Энергии заряженных частиц по пробегам находят обычно относительно пробегов частиц с известными энергиями. Абсолютные значения энергии заряженных частиц можно установить по пробегу с невысокой точностью. Это связано с тем, что для расчета пробега необходимо знать средний ионизационный потенциал и потери энергии частицами при низких энергиях. Последние величины не поддаются точному вычислению.

Пробеги заряженных частиц измеряют в трековых приборах. В этих случаях ошибка в измеренной величине пробега обусловлена не только флуктуациями потерь энергии, но и некоторыми специфическими погрешностями (искажения при фотографировании треков, движение газа и жидкости в камерах, деформация ядерных эмульсий при проявлении и т.д.).

Величины пробегов заряженных частиц с небольшой энергией с достаточной точностью измеряют, используя метод пропускания. Параллельный пучок заряженных частиц направляется на какой-нибудь детектор и измеряется скорость счета этого детектора в зависимости от толщины поглотителя, расположенного на пути пучка. Полученная зависимость позволяет после дифференцирования получить величину пробега заряженной частицы. Существуют и дифференциальные методы измерения пробега. Эти методы особенно удобны, когда необходимо разделить две или более групп α-частиц или выделить малоинтенсивные α-частицы на фоне других с большей энергией. В таких случаях используют так называемые дифференциальные камеры, которые состоят из двух камер с общим центральным электродом. Переднюю по отношению к источнику стенку камеры (рис. 11.1) и общий электрод камер изготовляют из очень тонкой золотой фольги толщиной примерно 1 мг/см².

Рис. 11.1. Зависимость скорости счета импульсов дифференциальной камеры от расположения источника. В верхней части рисунка показаны схема включения камеры и расположение α‑источника

Расстояния между электродами камер порядка 1…2 мм. Если напряжение на камеру подано так, как показано на рисунке, то импульсы с центрального электрода будут иметь максимальное значение, когда пробег α-частицы заканчивается в центральном электроде. Если же частица проходит через обе камеры, то амплитуда импульса будет значительно меньше. С помощью дискриминатора амплитуд можно отбирать лишь такие импульсы, которые созданы α-частицами, пробег которых оканчивается в первой камере. Измерения таким прибо­ром сводятся к регистрации числа импульсов в функции расстоя­ния источника от камеры. Типичное измеренное распределение для двух групп длиннопробежных α-частиц показано на рис. 11.1. Видно, что ширина распределения на полувысоте составляет около 0,4 см, что соответствует энергетическому разрешению примерно 3%.

Методы измерения пробегов заряженных частиц по пропусканию очень просты и не требуют сложной измерительной аппаратуры. Измерение энергии этим методом возможно с точностью не лучшей, чем около 100 кэв.

Измерение энергии частиц с помощью ионизационных камер, сцинтилляционных и полупроводниковых счетчиков

Ионизационные камеры, сцинтилляционные и полупроводниковые счетчики для моноэнергетических заряженных частиц имеют функцию отклика в виде кривой по форме, близкой к распределению Гаусса. Эффективность регистрации заряженных частиц, попавших в чувствительный объем детектора, равна единице.

Нижний предел измеряемых энергий определяется шумами измерительных устройств и собственными шумами детекторов, а верхний предел – размерами детекторов. Амплитуды импульсов в ионизационных камерах и полупроводниковых детекторах линейно связаны с энергией заряженных частиц, если эффекты рекомбинации, потери энергии заряженными частицами при проходе в чувствительный объем детектора и другие подобные эффекты малы. В сцинтилляционных счетчиках амплитуды импульса для большинства кристаллов нелинейно связаны с энергией тяжелых заряженных частиц. В настоящее время из пере­численных приборов с точки зрения энергетического разрешения наиболее перспективны полупроводниковые счетчики. Опишем некоторые особенности, связанные с измерением энергии заряженных частиц по интегральным ионизационному, сцинтилляционному эффектам, а также по эффекту образования носителей в полупроводнике.

Измерение энергии тяжелых заряженных частиц

Методы изме­рения энергий различных тяжелых заряженных частиц имеют много общего, поэтому будем их рассматривать на примере измерения энергий α-частиц. В связи со сравнительно небольшими пробегами широкое применение для изучения спектров α-частиц нашли ионизационные камеры. С их помощью получают неплохое энергетическое разрешение – 0,7% для α-частиц с энергией около 5 Мэв. Ширина линии в ионизационных камерах с ионным собиранием обусловлена главным образом флуктуациями в числе пар ионов и шумами усилителей. При работе камер в режиме электронного собирания энергетическое разрешение зависит еще и от индукционного эффекта, но шумы усилителей в этом случае оказывают меньшее влияние. Поэтому близкое, к указанному выше, энергетическое разрешение получают в камерах с ионным и электронным собиранием.

Камеры с ионным собиранием выгодно отличаются простотой конструкции. Но они являются очень «медленными» приборами. При высоком энергетическом разрешении не позволяют регистрировать более одного-двух импульсов в 1 с. Постоянная времени камер RС должна быть в несколько раз больше, чем время дрейфа ионов в камере, которое в камерах с размерами порядка нескольких сантиметров составляет 10^-3 с. Если при этом постоянная времени RC приблизительно 5·10^-3 с, то время спада импульса до 0,01 своей величины составляет около 0,02 с, Следовательно, при регистрации в среднем 1 имп/с вероятность их наложения в интервале 0,02 с составит примерно 2%.

При электронном собирании камеры оказываются способными регистрировать несколько сот импульсов в 1 с с малой вероятностью наложения. Но в таких камерах необходимо устранять индукционный эффект или с помощью установки сеток в плоских камерах, или с помощью неоднородного электрического поля (цилиндрические, сферические камеры). Лучшие результаты с точки зрения энергетического разрешения получают в плоских камерах с сеткой.

Отметим еще причину усложнения функции отклика и ухуд­шения энергетического разрешения, связанного с так называемым стеночным эффектом. Если во всем объеме камеры появляются заряженные частицы (например, при регистрации протонов отдачи при упругом рассеянии нейтронов), то среди них всегда найдутся такие, пробег которых будет оканчиваться в стенках камеры. Относительное число частиц, пробеги которых не укладываются в камере, можно легко оценить, представляя участки поверхности сферической камеры плоскостью. Такое предположение будет тем справедливей, чем меньше пробеги частиц в сравнении с радиусом камеры.

Очень хорошие результаты получают при изучении спектров α-частиц с помощью полупроводниковых счетчиков. С поверхностно-барьерными счетчиками (Au – Si) достигнуто энергетическое разрешение около 0,2% для α-частиц с энергией 6 Мэв. В этом случае энергетическое разрешение ограничено в основном тепловыми шумами полупроводника. Нижний предел измеряемых энергий ограничен собственными шумами полупроводника и шумами измерительной аппаратуры. Этот предел около 15 кэв. Верхний предел измеряемых энергий ограничен глубиной чувствительного слоя. Для поверхностно-барьерных счетчиков он составляет 40 Мэв для α-частиц и примерно 10 Мэв для протонов. Значительно большие энергии можно измерить в литий-дрейфовых полупроводниковых детекторах (до 200…300 Мэв для α-частиц).

При спектрометрии тяжелых заряженных частиц с очень большой плотностью ионизации (осколки деления, медленные ионы) в полупроводниковых счетчиках происходит ряд явлений, ухудшающих их спектрометрические свойства. Эти явления связаны, во-первых, с большой вероятностью рекомбинации, и поэтому осколки с одинаковой энергией и разными массами производят разные амплитуды. Рекомбинационный эффект можно уменьшить, увеличивая напряжение смещения. Однако с ростом напряжения смещения может проявляться внутреннее усиление в детекторах. Во-вторых, для заряженных частиц с большой массой более существен эффект рассеяния на ядрах, при которых часть энергии осколков деления передается кристаллической решетке детектора, причем тем большая, чем больше масса осколка. Указанные процессы приводят к ухудшению энергетического разрешения, нелинейной связи импульса с энергией осколка и появлению низкоэнергетического «хвоста» в амплитудном распределении импульсов. Все это требует калибровки полупроводниковых спектрометров, т.е. изучения их функции отклика в зависимости от массы и энергии тяжелых заряженных частиц. Калибровку удается производить достаточно уверенно, поскольку установлена линейная зависимость между амплитудой импульса и энергией осколка с данной массой, а также между энергией и массой при фиксированной амплитуде.

Измерение энергии электронов

Ионизационные камеры мало пригодны для исследования β-спектров, поскольку пробеги электронов в воздухе при нормальных условиях значительны. Экстра­полированный пробег электрона с энергией 0,1 Мэв равен примерно 12 см. В то же время измерить энергию электронов менее 0,05 Мэв невозможно из-за плохого энергетического разрешения, обусловленного в основном шумами. Представляют интерес пропорциональные счетчики высокого давления (до 10 атм. аргона), с помощью которых удается исследовать спектры электронов до нескольких сот килоэлектронвольт. Нижняя граница исследуемых энергий лежит в пределах 1…5 кэв. Наилучшие результаты получены при использовании длинных пропорциональных счетчиков (20…40 см), которые помещались внутрь соленоида, создающего однородное магнитное поле напряженностью около 3000 эрст. вдоль оси счетчика. Электроны в счетчике в однородном магнитном поле движутся по спиралеобразным траекториям. Это увеличивает их путь в счетчике и тем самым уменьшает стеночный эффект. С помощью такого устройства можно измерять энер­гии электронов до 0,6…0,8 Мэв. Влияние магнитного поля показано на рис. 11.2, где приведены спектры конверсионных электронов ⁸⁰Вг, измеренные с полем и без него.

Рис. 11.2. Спектр амплитуд импульсов в пропорциональном счетчике. Помещен в продольное магнитное поле – сплошная линия и без него – пунктирная линия.

Энергетическое разрешение пропорциональных счетчиков определяется флуктуацией в числе первичных пар ионов и флуктуациями коэффициента газового усиления. Так, для конверсионных электронов, образующихся при распаде ¹³⁷ Cs (энергия электронов 625 кэв), энергетическое разрешение равно 6%, а при энергиях электронов 50 кэв – около 9%. Расчеты показывают, что с пропорциональными счетчиками можно получить лучшие результаты. Уместно напомнить, что энергетическое разрешение пропорционального счетчика во многом зависит от тщательности его изготовления и чистоты наполняющего его газа.

Сцинтилляционные счетчики с кристаллами Nal(Tl), антрацен, стильбен позволяют измерять энергетические распределения электронов в более широком диапазоне энергий. Нижний предел измеряемых энергий электронов ограничен шумами фотоумножи­телей и составляет несколько килоэлектронвольт; верхний предел лимитируется размерами кристаллов. Например, в кристаллах Nal(Tl) размерами 100х100 мм можно уверенно измерять электроны с энергиями до 15...20 Мэв. Энергетическое разрешение сцинтилляционных бета-спектрометров в первом приближении обратно пропорционально корню квадратному из энергии электронов. Значения, полученные с кристаллом Nal(Tl) при энергии 0,66 Мэв, равны 6%. Так что в области энергий электронов около 10 кэв энергетическое разрешение в лучшем случае составит около 50%.

Если такие энергетические разрешения практически не позво­ляют проводить исследования моноэнергетических электронов в области энергий ниже 10…15 кэв, то при исследованиях непрерывных энергетических распределений электронов (β-спектры) указанные энергетические разрешения можно считать приемлемыми во многих исследованиях. К сожалению, обратное рассеяние электронов велико и тем больше, чем больше атомный номер кристалла. Около 10% электронов, которые падают на плоскую поверхность органического кристалла, расположенного вблизи источника, выходят из кристалла в результате рассеяния, не успев потерять в нем всей своей энергии. Это будет искажать измеренный спектр электронов. Еще большие потери в результате рассеяния при аналогичных условиях будут происходить при использовании кристалла Nal(Tl). Здесь доля обратно рассеянных электронов может достичь 80…90%. Для устранения неполной потери энергии электронами в кристалле используют спектрометры с двумя кристаллами, между которыми помещают достаточно тонкий источник β-частиц. Такая геометрия позво­ляет избавиться от нежелательного эффекта. Если β-излучение источника сопровождается γ-излучения, то для уменьшения эффективности регистрации γ-квантов используют органические кристаллы, размеры которых выбирают равными экстраполированному пробегу исследуемых β-частиц. При таком выборе кристалла относительная эффективность регистрации γ-квантов минимальна. Иногда бета-излучатели вводят в состав кристалла при его изготовлении. Такой метод позволяет изучать спектры бета-излучателей с очень малой активностью.

Сцинтилляционные бета-спектрометры с органическими кри­сталлами наиболее пригодны при изучении непрерывных спектров электронов, особенно в случае малой активности источников. В измеренные аппаратурные спектры β-частиц обычно вносят поправки на энергетическое разрешение спектрометра и на обратное рассеяние электронов. Сцинтилляционные бета-спектрометры особенно ценны при исследованиях формы β-спектров в совпадениях с γ-квантами, сопровождающими распад дочернего ядра. Такой способ совпадений незаменим при исследованиях сложных схем распада, в которых ядро испускает несколько групп β-частиц. Метод совпадений при использовании сцинтилляционных спектрометров высокоэффективен, поскольку сцинтилляционные спектрометры обладают хорошими временными характеристиками и кристаллы для регистрации электронов могут иметь небольшие в сравнении с пропорциональными счетчиками размеры.

В β-спектрометрии используют полупроводниковые счетчики с глубиной чувствительного слоя несколько миллиметров. Для этого оказываются удобными как литиево-кремниевые с (р-i-п)-переходом, так и поверхностно-барьерные кремниевые детекторы с высоким удельным сопротивлением (20 ком). Наилучшие энергетические разрешения достигают 0,1% при энергии электронов 1 Мэв при использовании специальной низкошумящей измерительной аппаратуры. Высокое энергетическое разрешение полупроводниковых счетчиков сочетается с их высокой эффективностью и быстродействием. Это позволяет успешно применять их для исследования β-β – или β-γ-совпадений.

Отмечавшиеся выше трудности при исследовании β-спектров, связанные с большой вероятностью рассеяния электронов, присущи, естественно, и полупроводниковым счетчикам. И здесь для уменьшения эффектов рассеяния источник β-частиц помещают между двумя счетчиками и анализируют суммарный сигнал от обоих счетчиков. Эффекты, связанные с обратным рассеянием электронов, можно также значительно уменьшить, если между двумя счетчиками, включенными в схему антисовпадений, поместить исследуемый тонкий β-активный препарат. Электроны, отраженные одним детектором, с большей вероятностью попадут во второй детектор, поэтому при отражении электронов в обоих счетчиках будут возникать импульсы. Схема антисовпадений будет исключать регистрацию таких событий.

Перечисленные методы спектрометрии заряженных частиц по интегральному ионизационному и сцинтилляционному эффектам дают хорошие результаты лишь при проведении относительных измерений энергий частиц. Проведение абсолютных измерений требует определения с большой точностью энергии, затрачиваемой на создание одной пары ионов в камерах, электроннодырочной пары в полупроводниках, фотона люминесценции в сцинтилляторах, требует точно знать коэффициенты усиления усилителей и шкалу амплитудного анализатора. Абсолютные измерения энергии можно провести в лучшем случае с точностью, с которой известна энергия, затрачиваемая на создание пары носителей. В полупроводниках и ионизационных камерах эти величины известны с точностью порядка нескольких процентов, для сцинтилляционных счетчиков с еще меньшей точностью. В то же время в относительных измерениях энергию заряженных частиц можно определить с точностью в несколько раз лучшей, чем ширина распределения амплитуд импульсов, т.е. даже в сцинтилляционных спектрометрах доступна точность установления энергий заряженных частиц около 1%.

Измерение энергии заряженных частиц с помощью магнитных спектрометров

Магнитный спектрометр – вакуумный прибор, в котором заряженные частицы проходят в магнитном поле определенной конфигурации, по-разному отклоняясь в нем в зависимости от величины их импульса и заряда. В результате происходит разложение пучка заряженных частиц по импульсам. Это и дает возможность изучать энергетический спектр частиц. В магнитных спектрометрах обычно используют фокусирующее свойство магнитного поля, что позволяет частицам с одинаковыми энергиями, выходящими из источника в пределах довольно большого телесного угла, собираться в небольшой области, где размещают подходящий детектор. Магнитные спектрометры бывают самых разнообразных типов. Для удобства описания их устройств и основных характе­ристик разделим все спектрометры на две большие группы:

• спек­трометры с поперечным магнитным полем, в которых траектории заряженных частиц лежат в плоскости, перпендикулярной силовым линиям магнитного поля,

• спектрометры с продольным магнитным полем, в которых заряженные частицы перемещаются главным образом вдоль силовых линий магнитного поля.

Точность измерения энергии заряженной частицы по ее траектории определяется точностью измерения ρ:

При β ≈ 0, т.е. для частиц, кинетическая энергия которых Е << М₀с², ∆Е/Е = 2∆ρ/ρ, а при β ≈ 1, т.е. для Е >> М₀с², ∆Е/Е = ∆ρ/ρ. В дальнейшем при оценке энергетических разрешений для всех спектрометров примем ∆Е/Е = ∆ρ/ρ. Как уже отмечалось, за меру энергетического разрешения принимают отношение ширины распределения на половине высоты к среднему значению этого распределения. Поэтому величину ∆ρ будем считать равной ширине распределения измеренных значений ρ на половине его высоты.

В магнитных спектрометрах измеряемой величиной редко бывает радиус кривизны траектории, гораздо чаще это координата какой-либо точки траектории х, которую можно связать с радиусом кривизны ρ = f(х). В этом случае энергетическое разрешение:

,

где ∆х – ширина измеренного распределения при данной энергии заряженных частиц на половине высоты.

Важной характеристикой магнитных спектрометров является их светосила, которая определяется отношением числа отсчетов в максимуме распределения к числу испущенных источником заряженных частиц.

Соотношение между светосилой и энергетическим разрешением определяет область применения магнитных спектрометров. Идеальным спектрометром был бы такой, форма поля которого обеспечивала бы фокусировку заряженных частиц, вышедших из источника с одной энергией и по разным направлениям, в область с размерами порядка или меньше размеров источника. Это соответствовало бы полной фокусировке. В магнитных же спектрометрах получается неполная фокусировка.

Магнитные методы спектрометрии позволяют производить абсолютные измерения энергий заряженных частиц с высокой точностью. С этой точки зрения наименьшие погрешности получают в спектрометрах с однородным магнитным полем. Чтобы измерить абсолютную величину энергии частицы в спектрометре с полукруговой фокусировкой, необходимы абсолютные измерения расстояния между правыми краями источника и его изображения, т.е. абсолютное измерение 2ρ, абсолютные измерения величины магнитного поля. При этом предполагается, что магнитное поле с достаточной степенью точности постоянно на всем протяжении орбиты частицы и не изменяется в процессе измерений. Поле в спектрометре можно определить с точностью 10^-2...10^-3% (например, методом ядерного резонанса). Величину 2ρ можно измерить, по крайней мере, с точностью не хуже, чем х₀/2ρ; в прецизионных спектрометрах х₀/2ρ 10^-3. Погрешности при абсо­лютных измерениях энергий связаны также с неоднородностью магнитного поля, с качеством источников (последнее особенно существенно при определении энергий тяжелых заряженных частиц), а также с неопределенностью в величинах физических констант: скорости света (10^-4 %) заряда электрона (1^.10^-3%), массы частицы (3^.10^-3% для электрона).

Хорошей иллюстрацией абсолютных измерений энергий с помощью магнитных спектрометров являются абсолютные измерения энергий -частиц.

Магнитные спектрометры для - и -спектрометрии

Принципы работы магнитных спектрометров и их основные характеристики позволяют оценить их относительные достоинства. Для достижения очень высоких энергетических разрешений при сравнительно большой светосиле наиболее пригодны спектрометры с продольным однородным магнитным полем при условии использования источников очень малых размеров или при условии изготовления спектрометров больших размеров. В случае, если необходимо использовать источники больших размеров, т.е. при малой удельной активности, более подходящими являются спектрометры с фокусировкой в двух направлениях в поперечном магнитном поле. Чтобы получить умеренные энергетические разрешения около 1%, при большой светосиле необходимо применять спектрометры с неоднородным продольным полем, т.е. спектрометры с тонкими и толстыми линзами.

Для измерения спектров -частиц, сопровождающих распад тяжелых ядер, применяют обычно спектрометры с поперечным магнитным полем с фокусировкой в двух направлениях. Это наиболее эффективные для -спектрометрии приборы при проведении исследований с высокой разрешающей способностью, поскольку в них, при прочих равных условиях, источник может иметь наибольшую площадь. Источники -частиц должны иметь сравнительно малые толщины и получить источники большой активности можно лишь за счет увеличения их площади. Это обстоятельство имеет решающее значение при исследовании -радиоактивных ядер. Действительно, если период полураспада тяжелого ядра около 10⁵ лет и измерения энергии проводятся с энергетическим разрешением 0,5%, то толщина источника не должна превышать 10 мкг/см² и, следовательно, с 1 см² такого источника будет испускаться в среднем 5^.10³ а·частица/с. При светосиле спектрометра около 10^-4 на фотопластинку будет попадать в среднем 0,5 частица/с. Для получения изображения потребуется десятки часов экспонировать фотопластинки. Если же использовать электрический метод регистрации, то для исследования энергетического интервала всего лишь в 200 кэВ потребуется около 100 замеров при фиксированных значениях напряженности магнитного поля. Время каждого измерения будет порядка 10…20 мин.

В магнитных спектрометрах для -спектрометрии, как правило, используют фотографический метод регистрации частиц, поэтому одновременно можно измерить -частицы в диапазоне энергий ±100…250 кэВ.

При использовании больших магнитов с полем порядка 10000 Гс и радиусами 30…50 см можно исследовать спектры практически всех естественных -излучателей. Такие магниты оказываются весьма громоздкими, и их вес исчисляется тоннами и десятками тонн. Лучшие спектрометры позволяют получить спектры -частиц с шириной линии на полувысоте около 7 кэВ при светосиле примерно 2·10^-4, что позволяет при относительных измерениях определять отношения: энергий -частиц с точностью 1…2 кэВ.

Спектрометры с продольным магнитным полем не используют для измерения энергии тяжелых заряженных частиц, поскольку они должны иметь (в случае однородного поля) очень большие размеры. Для -частиц с энергией 5 МэВ длина соленоида при 5000 а·вит/см достигает 400 см. Длину спектрометра для -частиц можно значительно уменьшить, если выбрать углы а близкие к π/2, однако при этом характеристики спектрометра будут крайне невыгодны.

Исследование спектров -частиц проводят со спектрометрами как с поперечным, так и с продольным магнитным полем. Особенно широко применяют спектрометры с неоднородным продольным магнитным полем, что связано с относительно простой конструкцией этих приборов и высокой светосилой при энергетических разрешениях около 1%.

Выбор спектрометров при проведении измерений -спектров обусловлен условиями измерений. Так, при большой удельной активности -источников и необходимости иметь η ≈ 0,2% более выгодны спектрометры с однородным продольным полем и кольцевым фокусом. При низких удельных активностях и тех же требованиях к энергетическому разрешению преимущества на стороне спектрометров с двойной фокусировкой в поперечном поле, так как в последнем случае допустимы большие площади источников при одинаковых η.

В табл. 11.1 показаны энергетические разрешения и светосила различных методов спектрометрии заряженных частиц.

Таблица 11.1. Характеристики различных спектрометров заряженных частиц

Спектрометры	Заряженная частица	ΔЕ/Е, %	L
Ионизационные камеры	α	0,7	0,5…1
Сцинтилляционные спектрометры	β (~1 МэВ) α (~5 МэВ)	5	0,5
Полупроводниковые спектрометры	α (~5 МэВ) β (~1 МэВ)	0,3 0,2	~0,5 ~0,5
Магнитные спектрометры с поперечным неоднородным полем	α (~7 МэВ) β	0,1 0,1	2·10-4 2·10-4
Магнитные спектрометры с продольным однородным полем	β	0,4	2·10-2
Магнитные спектрометры с тонкой магнитной линзой	β	2,5	5·10-2