spez_fiz_pr_zachita

регистрируется либо оптически, либо с помощью магнитострикционного считывания.

Механизм пробоя в газе между двумя плоскими электродами. По определению искровой разряд – неустойчивый необратимый процесс перехода от одного значения тока между электродами к другому. Одной из форм искрового разряда и является пробой между двумя электродами в газе. Ток в начальный момент при таком пробое равен нулю, а в конце переходного процесса равен току дуги или току тлеющего разряда, если мощность источника тока ограничена.

При пробое концентрация ионов и электронов настолько велика, что определяющими в развитии процесса становятся нелинейные эффекты, например, локальные изменения напряженности внешнего электрического поля под влиянием объемного заряда. Основным процессом, обусловливающим развитие пробоя и распространение искры в межэлектродном газе, является фотоионизация – фотоэффект на атомах газа, который вызван фотонами, испущенными возбужденными атомами или ионами того же газа. Для фотоионизации энергия фотона должна быть больше потенциала ионизации, что возможно в случае:

( если межэлектродный промежуток заполнен смесью газов с различными потенциалами ионизации и возбуждения (например, смесью аргона и паров спирта);

( при возбуждении глубоких атомных уровней того же газа. Сечение поглощения этих фотонов велико – порядка 10–17 см2, что при нормальном давлении соответствует длине свободного пробега до поглощения, меньшей 10–2 см.

Рассматривая развитие пробоя между электродами, можно выделить следующие стадии этого процесса:

1.) формирование и развитие электронной лавины;

2.) формирование разряда;

3.) разряд.

Для анализа работы искровых детекторов особенно существенна вторая стадия.

Первая стадия развития пробоя в разрядном промежутке с плоскими электродами, а, следовательно, и с постоянной в пространстве напряженностью электрического поля Χ совпадает с процессом развития лавины в пропорциональном цилиндрическом и гейгеровском счетчиках, описанным в разделе 3.2.

Суть заключается в том, что при движении в поле с достаточно высокой напряженностью Χ электроны приобретают достаточную энергию для ионизации нейтральных молекул и инициирования электронной лавины (ударная ионизация). Число электронов в лавине растет по экспоненциальному закону n n0 exp x , где x – расстояние вдоль поля от

точки возникновения первичной ионизации; – коэффициент ударной ионизации (коэффициент Таунсенда), равный числу вторичных электронов,

191

образованных на пути 1 см в направлении электрического поля. Коэффициент

Χ p зависит от давления, напряженности поля и свойств газа.

Во второй стадии развитие разряда идет по-разному в цилиндрическом счетчике и в счетчике с плоскими электродами. Разряд между двумя плоскими электродами может при достаточно большой напряженности Χ развиваться гораздо быстрее, чем в цилиндрическом счетчике, если возникают такие условия, при которых в образовании искрового пробоя главное значение приобретает фотоионизация молекул в ближайших к области, занятой лавиной, слоях газа – механизм, не связанный с медленным движением к электроду тяжелых ионов. Опишем этот механизм.

внешнего поля, то рост лавины прекращается совсем. Её пространственный заряд в это время равен en0 exp lкрит . Развитие разряда зависит от того,

успела ли лавина, проходя между электродами, достичь критического значения lкрит .

При малом разрядном промежутке d и малом давлении газа p , когда значения lкрит невозможно достичь, дальнейшее развитие разряда связано с

движением положительных ионов к катоду и вырыванием из него новых электронов, т. е. происходит за времена порядка десятков микросекунд. При больших значениях p и d (и при достаточно большом Χ ) лавина достигает

критических размеров внутри разрядного промежутка, и пробой происходит гораздо быстрее за времена порядка десятка наносекунд, вследствие возникновения сильного электрического поля объемного разряда в лавине, достигшей критического размера. Объясняется это тем, что впереди и сзади лавины напряженность поля резко увеличивается.

В этом сильном локальном поле фотоэлектроны, созданные в близлежащих к лавине слоях газа фотонами из основной лавины, сами образуют вторичные дочерние лавины, которые в дальнейшем сливаются с основной. Наиболее вероятно образование дочерних лавин в направлении оси

192

основной, т. е. там, где пространственный заряд усиливает внешнее электрическое поле и его напряженность максимальна.

В итоге вдоль поля по направлению к катоду распространяется пространственный заряд, образуется плазма. Этот процесс образования и развития в направлении к катоду канала сильно ионизированной плазмы называется положительным стримером. Одновременно с ним развивается и отрицательный стример, так как головка лавины движется к аноду, а объемный заряд в ней увеличивается в результате того же процесса – ионизации близлежащих слоев газа фотонами из основной лавины и образования дочерних лавин. Развитие положительных и отрицательных стримеров показано на рис. 7.15. Ясно, что образование стримера возможно лишь в том случае, когда в результате развития первой лавины образовался как минимум один фотоэлектрон, способный вызвать вторичную лавину. Существует эмпирическое условие перехода от лавины к стримеру

где – показатель в формуле, описывающей развитие лавины (коэффициент ударной ионизации), по смыслу совпадающий с обратной длиной свободного

пробега электрона до ионизации; d – межэлектродное расстояние. Длительность второй стадии, т. е. время формирования разряда (рис. 7.16) при больших значениях напряженности ( Χ 50 кВ/см), порядка 10–9с и не зависит от длины разрядного промежутка.

В последней стадии после замыкания стримерами межэлектродного промежутка искровой канал, вследствие интенсивной

ионизации внутри и вне его,

заполняется высокотемпературной

плазмой. В этом канале за счет энергии

внешнего электрического поля

выделяется огромная энергия порядка

0,1 1 Дж на 1 см длины канала,

температура газа в канале резко

возрастает, сам канал расширяется и возникает ударная волна. Для регистрации факта возникновения искры и места ее возникновения можно использовать не только свечение,

сопровождающее пробой, но и звуковой сигнал.

Из-за флуктуаций в развитии стримеров, возникающих в резко неоднородном поле пространственного заряда, направление развития пробоя может меняться для одного и того же стримера или даже могут возникать ветвления разряда. Искривление и ветвление зависят от интенсивности фотоионизации, т. е. от вида газа, его давления, наличия примесей и т. д.

193

7.3.3. Искровой счетчик с постоянным питанием

Искровой счетчик состоит из двух находящихся в газе параллельно расположенных плоских электродов, между которыми постоянно приложено высокое напряжение. Развитие разряда в этой системе происходит гораздо быстрее, чем в счетчике с тонкой нитью – катодом, в результате образования стримеров. При достаточно большом потенциале на пластинках начавшаяся ударная ионизация завершается возникновением искрового пробоя, который обычно сопровождается хорошо слышным щелчком. Визуально наблюдается яркая, четко локализованная вблизи образования первичной ионизации искра, которую легко можно сфотографировать. Возникающий при разряде импульс напряжения на счетчике регистрируется без всяких усилительных устройств, так как его амплитуда равна нескольким тысячам вольт. Основное преимущество искровых счетчиков перед счетчиками с тонкой нитью – малое запаздывание разряда по отношению к моменту появления ионизации в межэлектродном промежутке. Малое запаздывание объясняется тем, что в плоскопараллельном счетчике электрическое поле постоянно по объему и электронная лавина может начаться в любой точке между пластинами. Время задержки между появлением ионизирующей частицы и ее регистрацией меньше 10–9 с. При очень больших напряженностях электрического поля при заполнении межэлектродного промежутка смесью газов аргон – пары спирта удается получить импульс со счетчика с фронтом 10–10 с и флуктуациями фронта 10–11 с.

Необходимо отметить, что искровые счетчики можно назвать быстрыми только в смысле малого времени запаздывания разряда в них по отношению к моменту прохождения заряженной частицы. Использовать их для регистрации интенсивных потоков заряженных частиц невозможно из-за большого мертвого времени порядка 10–3 с, поскольку после каждого разряда со счетчика необходимо снять напряжение для восстановления начальных рабочих условий. Так же, как и в счетчиках с тонкой нитью, напряжение на электродах после разряда можно уменьшить, если последовательно с источником питания включить большой гасящий резистор или использовать специальную гасящую схему. Для предотвращения образования новых электронов при нейтрализации положительных ионов на катоде счетчик заполняется благородным газом с органическими добавками. Мертвое время растет с увеличением площади электродов, так как при этом возрастают емкость счетчика и соответственно энергия, выделяемая при одном разряде. Чем больше мощность искры, тем большее время требуется для восстановления рабочего состояния. В основном по этой причине площадь электродов в счетчике с постоянным питанием не превосходит нескольких десятков см2. Большая мощность разряда определяет и малый срок службы

счетчиков без перенаполнения. После 104 108 импульсов счетчик необходимо очистить и вновь заполнить. Чтобы счетчик работал уверенно, т. е. отсутствовали ложные разряды, необходимы тщательная очистка поверхности и краев электродов.

194

7.3.4. Управляемый искровой счетчик

Качественно новые возможности искровых счетчиков выявились после применения импульсного питания. Структурная схема включения счетчика дана на рис. 7.17. Высокое напряжение подается на электроды только в том случае, когда нужная частица прошла через запускающие счетчики.

Сигнал подачи импульсного напряжения может поступить и не от запускающих счетчиков (телескопа счетчиков), а от любого генератора сигнала, например, от схемы управления импульсного ускорителя частиц.

При таком включении искровой детектор уже не является счетчиком всех проходящих частиц, как обычный плоскопараллельный искровой счетчик с постоянным питанием. С его помощью по месту возникновения искры можно определить место прохождения заранее выделенной частицы.

Кроме импульсов высокого напряжения на электроды счетчика подается небольшое постоянное напряжение, которое необходимо для создания в

газовом промежутке «очищающего» поля, убирающего ионы и электроны, оставшиеся после разряда. Если эти ионы и электроны не удалить, то при подаче следующего импульса на электроды пробой может возникнуть совсем не в месте прохождения заряженной частицы. Через некоторое время 8 м ,

называемое мертвым временем, когда из межэлектродного промежутка будут убраны все ионы и электроны, счетчик возвратится в начальное состояние и место пробоя вновь будет определяться местом прохождения заряженной частицы. Характерное значение 8 м – несколько миллисекунд. Управляемый

счетчик, в сущности, является уже простейшей искровой камерой, позволяющей локализовать место и определить время прохождения заряженной частицы. Рассмотрим его работу и введем некоторые понятия, используемые при характеристике свойств искровых камер.

Для того чтобы счетчиком управляли те частицы, которые уже прошли через его чувствительный объем, необходимо наличие «памяти». Временем

памяти 8 П называют время, в течение которого в искровом промежутке

сохраняются электроны, способные инициировать разряд. Численно оно равно такому времени задержки поступления высоковольтного импульса на электроды счетчика по отношению к моменту пролета между электродами заряженной частицы, при котором вероятность вызвать разряд в 2 раза меньше, чем при подаче импульса без задержки. Время памяти в основном

195

определяет и разрешающее время счетчика, которое равно сумме 8П 8 имп , где 8 имп – длительность импульса высокого напряжения на электродах. Время

памяти зависит в основном от вида газа и значения очищающего напряжения. Величина 8 П может меняться от долей микросекунды до сотен микросекунд.

Хорошие временные характеристики счетчика или камеры получаются тогда, когда 8 П близко к времени задержки высоковольтного импульса 8 З .

При 8П 8 З мала эффективность регистрации, при больших 8 П детектор

будет обладать плохой разрешающей способностью во времени, одновременно будет регистрироваться много следов, обусловленных разновременными событиями, и интерпретация снимков будет затруднена.

Важная характеристика управляемого искрового счетчика – эффективность регистрации проходящих через газовый промежуток заряженных частиц, которая равна отношению числа зарегистрированных частиц к числу частиц, прошедших через счетчик. Для многоэлектродной камеры можно говорить об эффективности отдельного разрядного промежутка. В отличие от неуправляемого искрового счетчика, эффективность которого зависит только от параметров газа, размеров искрового промежутка и перенапряжения, эффективность управляемого счетчика – функция времени памяти и времени задержки высоковольтного импульса питания.

Эффективность регистрации заряженной частицы в счетчике можно оценить по формуле [2]

ионов в газе. Это выражение получено из распределения Пуассона и выражает вероятность рождения заряженной частицей хотя бы одного электрона в зоне глубиной d l крит . Величина рег заметно меньше единицы

при d l крит и малых давлениях газа. Эффективность можно повысить, увеличив, например, d , но это приведет к росту времени памяти 8 П , что не всегда приемлемо.

7.3.5. Искровая камера

От управляемого искрового счетчика камера отличается только большими размерами и числом электродов. В большинстве случаев искровая камера представляет собой систему плоскопараллельных электродов, помещенную в замкнутый объем, который может наполняться газом до давления, близкого к атмосферному. Электроды камеры соединяются через один. Одна группа электродов заземляется, а на другую подается

высоковольтный импульс (10 20 кВ) длительностью около 10–7 с. Подача импульса производится в том случае, если искровую камеру пронизывает

196

возмущения определяют координату проволочки. Координату второй проволочки, через которую прошла та же самая искра, определяют аналогичным образом. Типичное пространственное разрешение, получаемое с помощью магнитострикционного метода считывания, составляет в экспериментах 0,25–0,3 для заземленных электродов и 0,4–0,5 мм для высоковольтных электродов (искра проходит между ними).

Недостатки искровой камеры:

( пространственная неизотропность;

( отсутствие информации о первичной и вторичной ионизации.

Искровой разряд стирает различия в удельной ионизации: искра от быстрого электрона и искра от многозарядного иона неотличимы друг от друга. В этом смысле искровая камера не совсем является трековым детектором. Структура следа в ней характеризует не частицу, породившую след, а канал искрового разряда, развивающийся вдоль следа. Общий недостаток искровых камер – большое мертвое время и невозможность “дискриминации” событий по амплитуде импульса.

7.3.7. Стримерная камера

Основным назначением искровой камеры является определение траектории заряженных частиц, и с этой точки зрения многоэлектродная камера с малыми зазорами между электродами не может обеспечить очень высокую точность, так как в ней разряд развивается по полю и точность измерения координат трека частицы определяется межэлектродными расстояниями.

В 1964 г. недостатки искровой камеры были в значительной степени устранены в основном трудами советских ученых. В результате были разработаны искровые камеры с большими (50 см и больше) искровыми промежутками, в которых разряд развивается вдоль трека частицы, а не по направлению электрического поля. Такие камеры называют стримерными. Главная особенность стримерной камеры состоит в искусственном обрывании газового разряда на стадии развития стримера. Разряд при этом не замыкается на электроды. След частицы состоит из нескольких светлых штрихов, длина которых может составлять всего несколько миллиметров.

Было установлено, что при укорочении длительности высоковольтного импульса можно добиться такого режима, когда стримеры, образующиеся вдоль следа частицы, не достигают электродов и повисают в объеме камеры. Последующее укорачивание длительности импульса приводит к постепенному непрерывному уменьшению размеров стримеров (вдоль вектора напряженности электрического поля) и уменьшению их яркости (рис. 7.20). Уменьшение размеров стримеров происходит симметрично с обеих сторон относительно следа частицы, вблизи которого начинается лавинно-стримерный переход.

199

Последовательность во времени процесса образования стримера показана на рис. 7.21. Заряженная частица проходит параллельно электродам камеры и в момент времени t1 формирует на своем пути

кластер электрон-ионных пар. Одновременно частица запускает триггер высокого напряжения. В момент времени t2 в

направлении электрического поля начинает развиваться лавина. Она первоначально имеет каплеобразную форму из-за различной подвижности электронов и ионов (t3 ).

стример и отрицательный, – которые распространяются по направлению к обоим электродам. Эти стримеры растут со скоростью ~ 108 см/с. Если импульс высокого напряжения прикладывается к электродам на достаточно долгое время, то стримеры достигают электродов – возникает искра (режим искровой камеры). Для работы в режиме стримерной камеры требуется очень

свойств и максимальную информацию об удельной ионизации частицы. Однако при этом возникают трудности при регистрации слабосветящегося следа. Следы частиц на стадии электронных лавин регистрируют либо усилением света с помощью ЭОП (электронно-оптический преобразователь), либо благодаря конденсации капель на ионах (разрядно-конденсационная камера).

Важная особенность детектора нового типа, получившего название стримерная камера, – использование очень коротких (10–8 с) высоковольтных импульсов, которые вызывают появление стримеров вдоль ионизационного

200