3. Сцинтилляционные и полупроводниковые счетчики

Сцинтилляционные счетчики

В сцинтилляционном счетчике регистрация заряженной частицы происходит благодаря возбуждению атомов и молекул вдоль траектории частицы. Возбужденные атомы за короткое время переходят в основное состояние, испуская электромагнитное излучение. У ряда прозрачных веществ, называемых фосфорами, часть спектра этого излучения приходится на область видимого света. Прохождение заряженной частицы через такое вещество вызывает вспышку света. Для увеличения выхода света и понижения его поглощения в фосфоре добав­ляют специальные примеси — активаторы. Вид активатора указывают в скобках после символического обозначения фос­фора. Например, кристалл Nal, активированный таллием, запи­шется в виде Nal(Tl).

Рис. 7. Принципиальная схема сцинтилляционного счетчика.

1 — фосфор; 2 — корпус контейнера фосфора; 3 — отражатель; 4 — фотоны; 5 — корпус ФЭУ; 6 — фотокатод; 7 — фокусирующий динод; 8 — диноды; 9 — собирающий электрод, (анод); R₁-R_n—делитель напряжения; R_а — анодная нагрузка; С — разделительная емкость

Световая вспышка (сцинтилляция) в фосфоре преобразуется в электрический импульс и усиливается в 10⁵—10⁶ раз с по­мощью фотоэлектрического умножителя (ФЭУ). Сочетание фосфора и ФЭУ и называют сцинтилляционным счетчиком (рис. 7).

Регистрация γ – квантов в сцинтилляционном счетчике про­исходит благодаря вторичным электронам и позитронам, обра­зующимся при поглощении γ - квантов фосфором. Поскольку фосфоры обладают хорошей оптической прозрачностью, обеспе­чивающей сбор света на фотокатод ФЭУ со значительного объема фосфора, для регистрации γ - квзнтов можно применять фосфоры большой толщины. Это обеспечивает высокую эффек­тивность регистрации γ - квантов сцинтилляционным счетчиком, на порядок и более превышающую эффективность газонаполнен­ных счетчиков (рис. 8).

В скважинной радиометрической аппаратуре для регистра­ции γ - квантов в основном используются фосфоры из неоргани­ческих монокристаллов, особенно Nal(Tl), CsI(Tl). Их преиму­ществом является высокая эффективность, обусловленная боль­шими величинами плотности и Z (табл. 3), а у Nal(Tl) — также высокое энергетическое разрешение. Недостаток Nal (T1) — высокая гигроскопичность, приводящая к помутнению кристаллов при попадании влаги. Поэтому его упаковывают в герметичных контейнерах.

Для регистрации тепловых нейтронов применяют смесь бор­ной кислоты с ZnS(Ag). При поглощении нейтрона бором образуются α-частицы, вызывающие сцинтилляцию фосфора. Поскольку такая смесь мало прозрачна, сцинтиллятор изготов­ляют в виде тонких слоев с большой поверхностью.

Рис. 8. Зависимость эффективности е кристалла Nal от энергии у-излучения.

Диаметр и высота сцинтиллятора, мм: 1 — 30X20, 2-40X40, Л-60X40, 4-80x80, 5 — 120X120, 6 — 200X200

ТАБЛИЦА 3. Характеристика некоторых фосфоров

Общим недостатком всех фосфоров является значительная зависимость интенсивности высвечивания от температуры.

Фотоэлектронные умножители состоят из фотокатода, умно­жающих электродов — динодов и анода (см. рис. 19). Потен­циал каждого последующего электрода на некоторую величину (~10² В) превышает потенциал предыдущего, что обеспечивает ускорение электронов между ними.

Фотоны, поступающие из фосфора на фотокатод, выбивают из последнего несколько десятков или сотен электронов. Послед­ние, фокусируясь и ускоряясь электрическим полем, бомбарди­руют первый динод. При торможении в диноде каждый уско­ренный электрон выбивает m = 5—10 вторичных электронов. Такой процесс, повторяясь на п динодах, обеспечивает умноже­ние числа электронов в ст^п раз (с — коэффициент сбора вто­ричных электронов).

Из-за термоэлектронной эмиссии фотокатода и первых дино-дов на выходе даже полностью затемненного ФЭУ возникает некоторый темновой ток. Вследствие этого возникают неболь­шие шумовые импульсы, для отсечения которых в схему регистрации вводят дискриминаторы.

Особенности использования сцинтилляционных счетчиков для спектрометрии γ -излучения

В случае регистрации γ - квантов сцинтилляционным счетчи­ком амплитуда импульсов на его выходе пропорциональна энергии вторичного электрона (и позитрона), образовавшегося в процессе взаимодействия γ – кванта с сцинтиллятором. При фотоэффекте энергия фотоэлектрона равна энергии γ –кванта или отличается от нее на известную постоянную величину — энергию связи k-электрона. Электрону при комптоновском рас­сеянии и паре электрон—позитрон в эффекте образования пар передается лишь часть энергии γ –кванта. В первом случае в зависимости от угла рассеяния энергия электрона может меняться в широких пределах, а во втором — кинетическая энергия пары на 1,02 МэВ меньше, чем энергия γ -кванта. В ре­зультате спектр энергии вторичных электронов, образующихся в сцинтилляторе при поглощении монохроматических 7-квантов, имеет сложный вид (рис. 9, а—в).

Появление дополнительных линий Е_у — 0,51 МэВ и Е_у при эффекте образования пар обусловлено тем, что в ряде случаев один или даже оба γ - кванта с энергией 0,51 МэВ, образующиеся при аннигиляции позитрона, поглощаются в сцинтилляторе в ре­зультате фотоэффекта. Вспышки от этих фотоэлектронов и от первичной пары электрон—позитрон сливаются. Согласно с формуле максимальная энергия комптоновского электрона (при θ = π).

Рис. 9. Спектр вторичных электронов в сцинтилляторе при фотоэффекте (а), комптоновском рассеянии (б), эффекте об­разования пар (в) и аппаратурный спектр γ - излучения ²⁴Na (г)

Реальное амплитудное распределение импульсов на выходе ФЭУ еще более расплывчатое, чем спектр электронов на рис. 9, а—в из-за статистического характера процессов в фос­форе и ФЭУ. Оно не дискретное, а непрерывное.

Аппаратурный спектр ²⁴Na (E_γ,==1,38 и 2,76 МэВ) показан на рис. 9, г. Для линии 1,38 МэВ вклад эффекта образования пар ничтожен и соответствующие пики почти незаметны; наб­людаются лишь пик 1,38 МэВ, обусловленный фотоэффектом, и менее четкий комптоновский пик (1,17 МэВ).

Для линии 2,76 МэВ наблюдаются три пика с энергиями 1,74; 2,25 и 2,76 МэВ. Два первых пика обязаны эффекту обра­зования пар, последний (2,76 МэВ)—следующим процессам: фотоэффекту, эффекту образования пар, сопровождающемуся поглощением фосфором обоих квантов аннигиляции, комптон-эффекту, когда рассеянный квант также поглощается фосфором в результате фотоэффекта. В указанных процессах вся энергия кванта превращается в световую энергию, в связи с чем этот пик называют пиком полного поглощения.

Отношение ΔE_γ/E_γ полуширины пика ΔE_γ, на половине его высоты к средней энергии Е называют амплитудным разреше­нием счетчика. Чем меньше амплитудное разрешение ΔE_γ/E_γ, тем лучше спектрометр. Величина ΔE_γ/E_γ растет с уменьшением энергии и для хороших сцинтилляционных спектрометров при E_γ = 1,33 МэВ (⁶⁰Со) составляет примерно 6 %.

Сцинтилляционные счетчики обладают гораздо большей эффективностью регистрации γ-квантов (30—50% и выше), чем газоразрядные, и дают возможность изучения спектрального состава излучения. К преимуществам сцинтилляционных счет­чиков относится также более низкий уровень их собственного и космического фона. Однако сцинтилляционные счетчики сложнее газоразрядных, характеризуются значительным влия­нием температуры, несравнимо более высокими требованиями к стабилизации источника питания, а также сильным измене­нием характеристик во времени.

Полупроводниковые счетчики

В твердых телах, как и в газах, энергия быстрых заряжен­ных частиц расходуется на ионизацию и возбуждение атомов, причем пробег частиц в них примерно в 10³ раз меньше, чем в газе, а плотность ионизации соответственно выше. Поэтому имеется принципиальная возможность резкого уменьшения раз­меров ионизационных камер при сохранении или даже увеличении их эффективности за счет замены газа в камере твердым наполнением.

Основной проблемой при этом является выбор твердых тел с подходящей электропроводностью. Перспективным оказалось создание детекторов на основе полупроводниковых материалов. Чтобы использовать полупроводник в качестве детектора излу­чения, в нем создают некоторую область, называемую n-р-переходом, которая обладает достаточно большим удель­ным сопротивлением.

Пусть имеются две пластинки полупроводника, одна из которых с электронной проводимостью, другая — с дырочной, например соответственно n-германия и р-германия. Если пла­стинки привести в тесное соприкосновение, то в месте сопри­косновения начнется диффузия электронов из n-германия в р-германий. Они нейтрализуют часть дырок в тонком гранич­ном слое р-германия и заряжают его отрицательно. Аналогично тонкий граничный слой n-полупроводника заряжается положи­тельно, В результате создается n-p-переход, подобный заряжен­ному конденсатору, который препятствует дальнейшей диффу­зии носителей заряда через переход. Такой переход, как известно, обладает свойствами диода. Если присоединить n-полупроводник к катоду, а р-полупроводник к аноду, то через переход течет ток, а в случае обратной полярности толщина п-р-слоя растет и система не проводит тока. При подаче напря­жения в запорном направлении основное падение потенциала происходит именно в этой области, и слой ведет себя как кон­денсатор или ионизационная камера.

В процессе прохождения ионизирующей частицы через за­порный слой в нем происходит ионизация и образуются свобод­ные носители заряда. Заряды под действием поля дрейфуют к соответствующим электродам. Амплитуда импульса пропор­циональна числу носителей заряда, образованных частицей, а следовательно, энергии частицы (если весь ее пробег уклады­вается в пределах n-р-перехода). Поскольку наибольший (при­мерно 1 мм/МэВ) пробег среди заряженных частиц имеют электроны, то для спектрометрии электронов и γ-квантов необходимы детекторы с толщиной перехода не менее нескольких миллиметров. Увеличение толщины слоя для γ-квантов необхо­димо, кроме того, с целью повышения эффективности регист­рации.

По конструктивным особенностям и методу изготовления полупроводниковые детекторы подразделяются на поверхностно-барьерные, диффузные и р-i-n-детекторы. Рассмотрим лишь последние, используемые для регистрации γ-квантов.

Чтобы получить большую толщину чувствительного слоя, необходимую для регистрации γ-квантов, в один из торцов р-полупроводника внедряют атомы лития, обладающего высо­ким коэффициентом диффузии. Этим создают три слоя.

В слое, куда не проникли атомы лития, полупроводник со­храняет р-проводимость. Тонкий слой на другом конце, где концентрация донора (лития) больше концентрации акцепторов в р-полупроводнике, приобретает свойства n-полупроводника. В промежуточном слое концентрации доноров и акцепторов равны. Этот слой, не имеющий примесной проводимости и обла­дающий высоким удельным сопротивлением, называют i-слоем. Толщину i-слоя в отдельных случаях удается довести до 8 мм, что с избытком достаточно для получения хорошего энергети­ческого разрешения и неплохой эффективности регистрации γ-лучей. Эффективность такого счетчика на основе германия диаметром 18 мм и толщиной чувствительного слоя 8 мм состав­ляет 0,7 и 0,2 % для γ-квантов с энергией соответственно 0,663 и 1,333 МэВ. Созданы детекторы с чувствительным объемом до нескольких десятков кубических сантиметров, который сравним с объемом фосфора в сцинтилляционных счетчиках, и имеющих эффективность до 10 %.

Полупроводниковые детекторы излучения обладают такими преимуществами, как экономичность питания, компактность, нечувствительность (в отличие от ФЭУ) к магнитному полю, а также высоким амплитудным разрешением (в 20—30 раз лучшим, чем у сцинтилляционных счетчиков).

Для повышения эффективности регистрации и доли фотопика в спектре γ -излучения i-слой должен иметь высокий атомный номер Z. Поэтому p-i-n-детекторы для γ-излучения изготовляют обычно на базе германия (Z = 32). Однако их широкое при­менение ограничивается необходимостью охлаждения. При ком­натной температуре собственный («тепловой») ток детектора столь велик, что регистрация на его фоне импульсов от ядер­ных частиц невозможна. Поэтому детектор охлаждают жидким азотом (Т = —196°С). Более того, он должен и храниться между измерениями при температуре жидкого азота. Лишь детекторы из сверхчистого германия, требующие охлаждения в процессе работы, могут храниться и перевозиться при комнатной температуре.

В случае охлаждения жидким азотом детекторов в скважинных приборах возникает проблема удаления испарившегося азота. В закрытых системах, используемых в скважинах, кото­рые заполнены жидкостью, время работы достигает лишь 6—8 ч, тогда как для открытых систем (с выпуском газа в скважину), применяемых в незаполненных скважинах, оно составляет 20 ч. Исходя из этого в зарубежной литературе имеются рекомендации об использовании кабелей с трубоч­ками для подъема газа из скважинного прибора на поверхность.

Время работы несколько повышается при использовании твердого азота и особенно твердого пропана (лучше смеси про­пана с другими углеводородами). Преимуществами последнего являются меньшее критическое давление и возможность обой­тись без выпуска испарившего хладоагента наружу.

Имеются более теплостойкие детекторы на базе кремния, активированного литием, для охлаждения которых реально использование термоэлектрических холодильников. Созданы (пока малочисленные) полупроводниковые счетчики на базе теллурида кадмия (CdTe) и иодида ртути (Hgl), работающие при комнатной температуре.