ГАЗОРАЗРЯДНЫЕ ДЕТЕКТОРЫ

Итак, при прохождении заряженной частицы через газ в результате ионизации в газе возникает некоторое количество электронно-ионных пар, определяемых соотношением

= E_пот/ω, (21)

Где - среднее число электронно-ионных пар,

E_пот - энергия, потерянная частицей в газе,

ω - энергия, идущая на образование одной электронно-ионной пары.

Обычно для прикидочных расчетов полагают для газов ω = 30 эВ.

Поскольку взаимодействие частицы с атомами (или молекулами) газа носит случайный характер, в каждом конкретном случае взаимодействия частицы с газом величина N принимает случайное значение, которое подчиняется некоторому статистическому распределению случайной величины. Акты первичного взаимодействия частицы с атомами (молекулами) статистически независимы друг от друга и c хорошей точностью подчиняются распределению Пуассона. Однако полная ионизация состоит из двух стадий – образования δ-электронов и последующей ионизации на треках δ-электронов, то есть процесс полной ионизации нельзя считать статистически независимым. Американский ученый Фано впервые показал, что в этом случае описывается формулой Пуассона, но с уменьшенной дисперсией D(N) = F , где F – фактор Фано (примерно 0,5 для газов). Для такого распределения стандартное отклонение σ = , а относительное δ = .

2.1. Ионизационная камера

Простейший газонаполненный прибор - ионизационная камера – по существу газоразрядным прибором не является, газового разряда в ней не происходит, однако понимание физики ее работы служит ключем к пониманию физики работы более сложных приборов. Ионизационная камера представляет собой конденсатор, состоящий из двух плоскопараллельных электродов площадью несколько десятков квадратных сантиметров, разнесенных на расстояние «d» порядка 1 см. Пространство между электродами заполнено рабочим веществом – газом - при атмосферном давлении. В некоторых случаях давление газа может превышать атмосферное на 1-2 порядка. Схема включения ионизационной камеры приведена на Рис.5.

При прохождении заряженной частицы через рабочий газ вдоль трека частицы образуются ионы, практически находящиеся в тепловом равновесии со средой, и электроны, обладающие избыточной кинетической энергией по сравнению с тепловой. Эти электроны термализуются за время порядка 10^-6 ÷ 10^-7с. В отсутствие электрического поля термализовавшиеся электроны диффундируют, а также рекомбинируют с положительными ионами с образованием нейтральных атомов.

Во многих приборах процесс диффузии не играет сколько-нибудь заметной роли с точки зрения регистрации частицы, и его можно не учитывать. Наоборот, в таких приборах, как дрейфовая камера, где измеряется пространственное распределение трека, процесс диффузии играет существенную негативную роль и будет подробно рассмотрен при анализе характеристик прибора.

При рекомбинации электронов с ионами вновь образуются нейтральные атомы или молекулы. Процесс рекомбинации зависит от взаимного пространственного распределения ионов и электронов. В простейшем случае, когда те и другие расположены равномерно по всему объему, происходит т.н. объемная рекомбинация, скорость которой пропорциональна квадрату концентрации электронов (или ионов):

dn/dt = n₀ – ρn², где n – концентрация электронов (= концентрации ионов), n₀ – скорость генерации электронно-ионных пар в 1/см³с, ρ = коэффициент рекомбинации 10 ^-8-10 ^-10 см³/с.

Значение коэффициента рекомбинации ρ указано для так называемых электронейтральных газов, не захватывающих электроны с образованием отрицательных ионов. Это прежде всего благородные газы He, Ar, Ne, Kr, Xe и ряд других сложных органических газов. Другие газы – электроотрицательные (кислород, галогены, фреоны и др.) - охотно захватывают свободные термализовавшиеся электроны с образованием отрицательных ионов. При этом за времена порядка 10^-7с электроны исчезают из объема, а скорость рекомбинации положительных ионов с отрицательными возрастает на 2-3 порядка по сравнению с со скоростью рекомбинации положительные ионы-электроны. Все газоразрядные детекторы при формировании сигнала используют так или иначе свободные электроны, поэтому они все заполняются электронейтральными газами. Поскольку наиболее дешевым и доступным электронейтральным газом является аргон, он и используется в большинстве детекторов, если к свойствам газа нет каких-либо специальных требований. Иногда для специальных целей к основному газу добавляется в малой и тщательно контролируемой концентрации электроотрицательная примесь, о чем речь пойдет ниже.

Если к электродам ионизационной камеры, наполненной аргоном при атмосферном давлении, приложить электрическое поле напряженностью порядка сотни вольт на сантиметр, то электроны и ионы начнут движение в сторону электродов соответствующей полярности, причем рекомбинация в таких полях будет практически остановлена, и ток будет течь до тех пор, пока все электроны и ионы не соберутся на соответствующих электродах. Движение электронов и ионов в относительно слабых полях называется дрейфом носителей и характеризуется скоростями дрейфа. Они существенно отличаются для электронов и для ионов. Двухкомпонентность электрического тока в газоразрядных приборах имеет принципиальное значение. Вклады каждой из компонент тока в суммарный выходной сигнал различаются для различных детекторов прежде всего, как будет показано ниже, из-за различной конфигурации в них электрического поля.

При некоторых упрощающих предположениях нетрудно вывести формулу, связывающую скорость дрейфа ионов с напряженностью поля и параметрами среды. Будем полагать, что ион ускоряется в электрическом поле на длине свободного пробега λ, а в столкновении теряет всю свою дополнительную энергию, которую он успел набрать в электрическом поле. При условии, что λ = λ_тепл, то есть движение иона определяется его тепловой скоростью, а дрейфовая добавка мала по сравнению с V_тепл, можно записать для средней скорости дрейфа:

V_дрейфа = at/2; a = eE/M; t = λ/ V_тепл,

Тогда получим:

V_дрейфа = eE λ/2M V_тепл. (22) Поскольку λ ~ 1/Р, где Р – давление,

V_дрейфа ~ E/P.

Справедливость такого подхода подтверждается тем, что в аргоне λ ~ 10^{-5 см., а при} E = 100 B/cм приобретаемая ионом в электрическом поле энергия составляет 10^-3 эВ, в то время как тепловая энергия составляет величину 0,025эВ. При небольших напряженностях приложенного поля Е скорости дрейфа электронов и ионов определяются выражениями:

= ⁺ Е, (23)

= ^- Е, (24)

где , - скорости дрейфа ионов и электронов соответственно;

⁺, ^- - подвижности ионов и электронов соответственно;

Е – напряженность электрического поля между электродами.

Подвижность ионов однозначно определяется выражением (22) и постоянна в широком диапазоне напряженностей электрического поля, соответственно скорость дрейфа ионов в широком диапазоне напряженностей поля Е описывается выражением (23). Выражение (24) для электронов не носит универсального характера, для большинства газов оно более или менее применимо только при очень малых значениях Е в единицы – десятки В/см, а с ростом поля ^- (Е) ведет себя весьма немонотонным образом и сильно меняется с концентрацией составляющих газов в двух и более компонентных газовых смесях.

Подвижность электронов и ионов ⁺, ^- сильно отличаются по своей величине. Обычно при атмосферном давлении ^- ~ 10⁴ – 10³ , ⁺ ~ единиц ; cкорости дрейфа электронов и ионов в поле напряженностью порядка 1000 В/см равны соответственно: 10³см/с, и ~ 10⁵ ÷ 10⁶ см/с.

Соответственно, времена собирания ионов и электронов на электроды при расстоянии между электродами d ~ 1 см равны Т⁺~ 10^-3с, Т^- ~ 10^-6 ÷ 10 ^-7с.

Импульс электрического тока во внешней цепи R_нС_э (С_э » С_{детектора}), как уже отмечалось выше, двухкомпонентен – он состоит из электронного и ионного токов.

Рис.5. Схема включения ионизационной камеры.

Рассмотрим процесс формирования выходного импульса напряжения U_вых (Рис.5). Пусть на расстоянии “x” от положительного электрода при расстоянии между электродами, равном “d”, возник точечный двухкомпонентный заряд q = q⁺ = q^-. В силу резко различающихся подвижностей электронов и ионов мы можем рассматривать движение этих зарядов в электрическом поле камеры Е раздельно. Каждый из этих зарядов индуцирует заряды соответствующего знака на электродах камеры, представляющих собой по – существу обкладки газового конденсатора.

При движении зарядов в электрическом поле ионизационной камеры меняются и значения индуцированных зарядов. Полный и подробный анализ процесса формирования выходного сигнала камеры при различных значениях R_нC_э можно найти в книгах [1,2,3]. Мы здесь используем наиболее простой энергетический подход, позволяющий получить основные выводы, не вдаваясь в подробности.

Рассмотрим случай, когда R_нC_э = ∞, т.е. за время собирания носителей электрического заряда обоих знаков емкость через сопротивление не разряжается.

Работа по перемещению электронов в поле напряженностью Е на расстояние “x” равна: А = qЕx. Эта работа произведена полем конденсатора С_Э, вследствие чего его заряд меняется на величину ∆Q_эл. Изменением разности потенциалов между обкладками можно пренебречь, т.к. сама разность потенциалов равна сотне вольт, а ее изменение – сигнал - сотне микровольт.

Тогда изменение энергии конденсатора равно: W =∆Q_эл·V.

Поскольку А = W, qVx/d = ∆Q_эл·V, откуда изменение заряда конденсатора равно: ∆Q_эл = qx/d. Это изменение заряда конденсатора произойдет за время собирания электронов T^- и будет обусловлено целиком благодаря движению электронов (электронной составляющей тока), т.к. движением ионов за это время можно пренебречь.

Соответственно ионный ток изменит заряд конденсатора на величину ∆Q_ион = q .

При R_нС_э Т⁺ собранный заряд на С_э равен сумме зарядов от обеих компонент: ∆Q_эл + ∆Q_ион = q = eE_част/ω;

Амплитуда сигнала на С_э равна: U_вых =q/C_э= eE_част/ωС_э ;

При энергии частицы около 5 МэВ (α–частица естественной радиоактивности), ω = 30 эВ и С_Э =100 пф амплитуда сигнала составит порядка сотни микровольт.

Таким образом двухкомпонентность тока в ионизационной камере (да и в любом детекторе, где присутствуют две компоненты электрического заряда) приводит к тому, что каждая из компонент тока вносит в общий заряд емкости детектора q = eE_част/ω долю, пропорциональную пройденной разнице потенциалов (при условии, что обе компоненты тока полностью интегрируются емкостью детектора), так как работа по переносу заряда А = e (φ₁ – φ₂), где (φ₁ – φ₂) – пройденная разность потенциалов.

При полном интегрировании обеих компонент тока необходимо выбирать постоянную времени R_нС_Э >> T⁺. В этом случае амплитуда импульса напряжения U_вых пропорциональна энергии частицы, однако поскольку длительность снимаемого сигнала определяется временем разряда С_Э, т.е. много больше Т⁺ и составляет не менее 10^-2с, загрузочная способность (средняя скорость регистрации частиц) мала. Действительно, вероятность наложения двух сигналов друг на друга находится из распределения Пуассона, и если принять, что при длительности импульса 10^-2с вероятность наложения должна составлять не более 1%, максимальная интенсивность пуассоновского потока частиц равна всего 1 частице в секунду!

При выборе значения RнСэ таким, что Т⁺ RнСэ Т^-- интегрируется только электронная компонента тока. Однако в этом случае величина сигнала будет зависеть не только от энергии частицы, но и от ориентации трека частицы, т.к. в зависимости от ориентации трека по отношению к электродам электроны будут проходить различную разность потенциалов.

При конечном значении RнСэ емкость Сэ заряжается током камеры и одновременно разряжается через сопротивление нагрузки Rн (будем для простоты обозначать их просто RC).

Рассмотрим случай, когда через камеру течет ток, определяемый носителями обоих знаков.

В этом случае выходное напряжение, определяемое каждым из носителей по отдельности, описывается выражением:

U(t) = (1 – e^-t/RC)

при 0 t T_{соб ,} где T_соб – время собирания носителей - Т⁺ или Т^- на соответствующий электрод. При t >Т_соб это выражение не действительно, т.к. ток внутри камеры не течет, и емкость разряжается по экспоненте.

При t = Т_соб:

U_max = (1-e ^-T_соб^/RC);

Если RC>>T_соб,

То: exp(-T_соб/RC) ≈ 1 – T_соб/RC, и U_max = q/C.

Если RC << T_соб, то U_max = .

Отсюда видно, что при значении RнСэ=10^-5с практически полностью интегрируется электронная компонента (T_СОБ = Т^- = 10^-6), и практически совсем не интегрируется ионная (T_СОБ =Т⁺ = 10^-3).

Как уже упоминалось выше, электроотрицательные примеси могут при соответствующей (и довольно небольшой) концентрации практически полностью уничтожать электронную компоненту – ток будет состоять только из тока положительных и отрицательных ионов. Поэтому в ионизационных камерах (и газонаполненных детекторах вообще) применяются электронейтральные газы, тщательно очищенные от электроотрицательных примесей.

Обычно ионизационные камеры применяются для измерения энергий α-частиц и осколков деления. При этом α-источник или делящийся материал размещают на отрицательном электроде. Пробеги α-частиц естественной радиоактивности и более тяжелых осколков деления в газе при атмосферном давлении невелики, обычно несколько сантиметров для α-частиц и меньше для осколков деления, -частицы и осколки деления в рабочем объеме камеры полностью теряют свою энергию.

Для того чтобы избежать индукционного эффекта и при этом использовать только электронную компоненту применяются трехэлектродные ионизационные камеры – между двумя электродами вводится сетка, свободно пропускающая дрейфующие электроны. Пробег частицы должен полностью укладываться между отрицательным электродом и сеткой (имеющей относительно него положительный потенциал), а сигнал снимается с промежутка сетка – положительный электрод (анод), по отношению к которому сетка имеет отрицательный потенциал. При этом электроны, образованные частицей, проходят одинаковое расстояние между сеткой и положительным электродом (анодом) независимо от ориентации трека в промежутке отрицательный электрод (катод) – сетка, и индукционный эффект пропадает.

Другой путь уменьшения влияния индукционного эффекта – это создание внутри камеры резко неравномерного электрического поля. Например, в цилиндрической геометрии камера состоит из цилиндрического металлического катода радиусом r_k порядка сантиметра и натянутой по оси цилиндра анодной нити малого радиуса r_a (100 мкм и менее).

При приложенной разности потенциалов между электродами V_пит напряженность электрического поля меняется вдоль радиуса как :

E = (25)

В этих условиях носители обоих знаков проходят почти всю разность потенциалов на небольших расстояниях от нити, поэтому зависимость амплитуды сигнала от ориентации трека (индукционный эффект) тем слабее, чем больше разница между r_k и r_a. Более подробно этот вопрос будет рассмотрен чуть ниже при обсуждении принципа работы пропорционального счетчика.
Поскольку ионизационная камера – прибор спектрометрический, основные характеристики такого прибора это его пропорциональность и энергетическое разрешение. Пропорциональность непосредственно следует из формулы U_max = q/C, где q = eE_част/ω = e , откуда E_част = ω . В результате многократных измерений энергии моноэнергетического источника из-за флуктуаций величины N мы получим некоторое распределение dN/dE. Полная ширина этого распределения на половине его высоты δE = FWHM (Full Width at Half Maximum) и называется энергетическим разрешением прибора. Оно может измеряться как в абсолютных энергетических величинах, так и в процентах (δE/E)· 100%. Энергетическое разрешение показывает, насколько близкие (~δE = FWHM) по энергии энергетические линии могут быть разделены (разрешены) прибором. Если распределение по энергиям описывается Гауссианом, то в пределе (без учета ухудшающих факторов) FWHM = 2,35 σ = 2,35 .

В серии работ [8-10] предложена оригинальная конструкция цилиндрической ионизационной камеры с сеткой с наполнением ксеноном высокого давления для спектрометрии гамма-излучения. Камера представляет собой цилиндрический объем диаметром 110 мм и длиной 170 мм. (катод). Анод изготовлен в виде цилиндра диаметром 10 мм, окруженный цилиндрической сеткой диаметром 20 мм. Камера заполнена газообразным ксеноном до плотности 0,4 г/см³. На катод подается напряжение питания 20 кВ, а на сетку – 10 кВ. Подобная конструкция обеспечивает условия, при которых более 90% гамма-квантов (и их треков) располагаются в промежутке сетка-катод и не подвержены индукционному эффекту. Искажениям, связанным с индукционным эффектом, подвержены менее 10% событий. Благодаря оригинальной конструкции и применению сверхчистого ксенона энергетическое разрешение такой камеры составляет 2% на линии 662 кэВ, что примерно в 3 раза лучше, чем у детектора на основе сцинтиллятора NaI(Tl), хотя несколько уступает последнему в эффективности (эффективность камеры равна 15% при Е = 1 МэВ, а эффективность сцинтилляционного детектора на основе сцинтиллятора NaI(Tl) в зависимости от размера сцинтиллятора может достигать более 90%)

Тем не менее, ионизационная камера имеет ограниченную область применения из-за малости сигнала, возникающего во внешней RC-цепи. При регистрации α-частиц с энергией порядка 5 МэВ величина сигнала составляет примерно 10^-4В, что требует большого внешнего усиления.

2.2 Пропорциональный счетчик

При напряженностях поля порядка 10⁴ В/см и выше образованные частицей свободные электроны могут набрать в этом поле энергию, достаточную для ударной ионизации атомов или молекул газа. Когда электрон набирает энергию, достаточную для ионизации в ближайшем столкновении, он может ионизовать атом. В результате появляется новый свободный электрон, и теперь уже два электрона могут набирать энергию и производить ионизацию. Возникает эффект газового усиления - электронно-ионная лавина. При этом тяжелые ионы ускоряются незначительно и ударной ионизации не вызывают. Применение эффекта газового усиления в газонаполненных приборах сильно расширяет их возможности.

Развитие лавины характеризуется коэффициентом ударной ионизации α, которая равна числу электронно-ионных пар, рожденных одним электроном на 1 см пути в направлении электрического поля.

Рассмотрим случай постоянного электрического поля напряженностью Е. Если на расстоянии «x» от положительного электрода содержится N(x) электронов, то в сколь угодно тонком слое толщиной “dx” в результате ударной ионизации по определению коэффициента α родится дополнительное количество электронов dN = N(x)α dx, или dN/dx = α N(x). Если на расстоянии “x” от положительного электрода родилось в результате ионизации, вызванной частицей, N₀ электронов, то к положительному электроду подойдет N(x) = N₀ электронов.

Коэффициентом газового усиления называется величина

m = e^αx (26)

где α – коэффициент ударной ионизации, зависящий от напряженности электрического поля Е и давления газа Р.

Из формулы (26) видно, что величина коэффициента газового усиления зависит от расстояния между треком и анодом, и плоскопараллельная геометрия не годится для измерения энергии частицы. Для того чтобы практически исключить эту зависимость, в пропорциональных счетчиках обычно применяется цилиндрическая геометрия (Рис.6,7): катод выполняется в виде цилиндра диаметром 1-2 см, по оси которого натянута анодная нить диаметром 100 микрон или меньше (до 20 микрон). Напряженность электронного поля Е в такой геометрии растет по мере приближения к нити:

Рис.6. Поле внутри цилиндрического счетчика

Е = (27)

где V – приложенная разность потенциалов

r_k – радиус катода, r_а – радиус анодной нити.

На Рис.7 приведена схема включения пропорционального счетчика.

Рис.7. Схема включения пропорционального счетчика

Коэффициент ударной ионизации α следующим образом зависит от давления газа и напряженности электрического поля:

α/Р = А ехр ( -ВР/Е) (28)

где А и В – некоторые константы для данного газа.

Формула (26) справедлива для условия E = const. Для случая непостоянного поля, как это имеет место в пропорциональном счетчике,

α = α(r), и тогда: m = e .

В такой геометрии напряженность электрического поля, достаточная для ударной ионизации газа, достигается на расстоянии нескольких радиусов анодной нити от ее оси. Так, для счетчика с радиусом катода 1см и радиусом анодной нити 10^{-2 см напряженность поля порядка 2 кВ/см, при которой процесс ударной ионизации становится заметным, достигается на расстоянии около 1 мм от оси счетчика. В остальном объеме счетчика (99%) поле относительно мало, и в нем происходит дрейф электронов к области ударной ионизации. Но и в остальном 1% объема основная доля вторичных процессов проходит вблизи нити в еще меньшем объеме. В силу малости объема области ударной ионизации коэффициент газового усиления α уже практически не зависит от ориентации трека, поскольку условия размножения электронов выполняются в весьма малом объеме вокруг нити и одинаковы для любых треков, расположенных вне этого весьма малого объема.}

Ток в пропорциональном счетчике более чем на 90% состоит из ионной компоненты. Действительно, электроны в лавине рождаются в своей основной массе на расстоянии 2-3 радиуса нити и до своего собирания на нить проходят незначительную разность потенциалов. Ионы, в свою очередь, рождаются там же, где и электроны_, но проходят практически всю разность потенциалов, причем большую ее часть на первых нескольких радиусах нити и за очень (около 10 мксек) малое время, т.к. движутся на небольшие расстояния в очень сильном поле. Поэтому при значениях RC нагрузки больше 10^-5 с амплитуда сигнала, снимаемого со счетчика, увеличивается всего максимум вдвое (см. Рис.8). Значение RC = 10^-5 c позволяет получить хорошее энергетическое разрешение при достаточно высоком быстродействии.

Рис.8. Форма импульса в пропорциональном счетчике при различных RC нагрузки. Видно, что до 10^-5 с амплитуда сигнала с уменьшением RC падает незначительно.

Вообще энергетическое разрешение пропорционального счетчика всегда заметно (в 2-3 раза) хуже, чем разрешение ионизационной камеры для частиц той же энергии как из-за дополнительных флуктуаций, возникающих при развитии лавины, так и по техническим причинам: эксцентриситет нити, краевые эффекты и т.п.

Формула (23) для коэффициента газового усиления в техническом аргоне справедлива при значениях m 10³. При больших значениях напряженности электрического поля существенную роль в образовании электронно-ионной лавины начинают играть и другие, более слабые эффекты. Во-первых, следует учесть, что в самой электронно-ионной лавине, помимо электронно-ионных пар образуются возбужденные атомы газа. При переходе возбужденных атомов газа в основное состояние высвечиваются жесткие кванты ультрафиолетового излучения. Подавляющая часть этого излучения испытывает резонансное поглощение вблизи точки излучения и в столкновительных процессах атомов возбужденных атомов газа и атомов газа, находящихся в основном состоянии, так или иначе перерабатывается в тепло. Однако небольшая часть фотонов в конечном счете может все же достичь катода, и число таких фотонов растет с ростом коэффициента газового усиления. Поскольку работа выхода электронов из катода (для меди это 4.4 эВ) существенно меньше энергии фотонов (например, потенциал возбуждения аргона I_возб=11,5 эВ), поглощение фотонов катодом будет приводить к внешнему фотоэффекту, т.е. появлению дополнительных свободных электронов в объеме счетчика.

Кроме того, подходящие к катоду положительные ионы при своей нейтрализации на катоде также вызывают появление дополнительных свободных электронов, поскольку потенциал ионизации аргона составляет 15,7 эВ, а работа выхода электрона из металла всего 4,4 эВ (для меди). Разности этих энергий более чем хватает на вырыв из катода дополнительного свободного электрона.

Оба эти процесса объединяются одним коэффициентом – коэффициентом поверхностной ионизации ψ, дающим относительный выход электронов с катода на один приходящий к катоду положительный ион (безотносительно к механизму появления этого свободного электрона). Для обычно применяемых материалов катода и газов типа аргона ψ ~ 10^-4.

С учетом этих эффектов полное число электронно-ионных пар газового усиления равно:

N = mN_o + ψ m²N_o + ψ ²m³N_o + . . .

Если ψm 1, возникает сходящаяся геометрическая прогрессия, для которой:

M = (29)

где М – полный коэффициент газового усиления. При ψm® 1, М® ¥. На практике это означает возникновение в объеме счетчика непрерывного газового разряда. Это область работы несамогасящегося счетчика Гейгера-Мюллера.Гашение разряда в таком счетчике происходит на внешнем сопротивлении нагрузки. Начало разряда (ψm=1) в счетчике конкретной конструкции начинается при определенном потенциале зажигания V_заж. По мере подхода положительных ионов к катоду емкость счетчика заряжается и разность потенциалов между анодом и катодом падает. Для того чтобы разряд не вспыхнул снова необходимо, чтобы исходная разность потенциалов анод-катод восстановилась не ранее, чем последний ион подойдет к катоду.

Для емкости С=100пф и времени собирания ионов около 10^-4с получим значение R ≥ 10⁸ Ом, а постоянную времени разрядки емкости RC ~ 10^-3с. В силу очень малого быстродействия несамогасящиеся счетчики Гейгера – Мюллера в настоящее время практически не применяются.

Таким образом, газонаполненный счетчик может работать в режиме ионизационной камеры, в режиме пропорционального счетчика или счетчика Гейгера-Мюллера в зависимости от приложенного напряжения. Это демонстрируется на Рис.9, где индексом V_T отмечено начало режима пропорционального усиления.

Рис.9.Различные режимы работы газового детектора.

При значениях коэффициента ψ ~10^-4 , обычно коэффициент газового усиления в техническом аргоне не превышает значения М ~ 10 ³, т.к. при m = 10⁴ возникает газовый разряд. Однако можно значительно уменьшить коэффициент поверхностной ионизации ψ путем введения в газ специальной примеси. Обычно в качестве таких примесей применяются пары спирта C₂H₅OH, метан CH₄, изобутан i-C₄H₁₀ и (реже) ряд других органических соединений.

Применяемые примеси обладают двумя замечательными свойствами. Во-первых, вследствие того, что потенциал ионизации примеси меньше первого потенциала возбуждения аргона, равного 11,6 эВ, газовая примесь поглощает жесткое ультрафиолетовое излучение аргона с образованием ионов примеси. Во-вторых, при дрейфе ионов аргона к катоду они неизбежно сталкиваются с молекулами примеси. При этом происходит перезарядка: ионы аргона нейтрализуются, а примесь ионизируется, поскольку потенциал ионизации примеси (у изобутана – 10,6 эВ) меньше потенциала ионизации аргона. (15,7 эВ) В результате к катоду приходят только ионы примеси. Нейтрализуясь на катоде, ионы примеси возникают в возбужденном состоянии, т.к. потенциал ионизации примеси все же существенно превышает работу выхода электронов из материала катода. Однако, и это самое главное, возбужденные молекулы примеси не высвечивают фотоны, а диссоциируют с образованием свободных радикалов, и выход дополнительных электронов с катода сильно подавляется.

Варьируя тип и процентное содержание примесей, можно получать как пропорциональные счетчики с различными предельными значениями коэффициентов газового усиления (вплоть до 10⁶) так и счетчики Гейгера (самогасящиеся счетчики), в которых гашение разряда происходит на первой стадии за счет упомянутых выше механизмов.

В самогасящихся счетчиках, наполненных обычно аргоном (90%) и парами спирта (10%) газовый разряд развивается весьма своеобразно. В области ударной ионизации вблизи нити происходит высвечивание возбужденных ионов аргона, образующихся в электронно-ионной лавине. Эти фотоны в свою очередь ионизуют ближайшие к лавине ионы спирта (потенциал ионизации спирта ниже первого потенциала возбуждения аргона), и разряд начинает распространяться вдоль нити в оба конца до тех пор, пока окружающая нить ионная «шуба» не понижает напряженность поля у нити настолько, что разряд останавливается сам собой. По мере того, как ионы движутся к катоду, из-за разности потенциалов ионизации аргона (15,7 эВ) и спирта (11,3 эВ) происходит описанный выше процесс перезарядки, и к катоду подходят только ионы спирта. Кроме того, поле вокруг нити восстанавливается, и процесс регистрации частицы может быть повторен. Однако некоторое время, пока ионы находятся вблизи нити, счетчик практически нечувствителен к другим частицам. Это время (~ 10^-4с) называется мертвым временем счетчика. Затем какой-то период времени (тоже ~ 10^-4с) происходит восстановление напряженности поля в счетчике. В это время (время восстановления) счетчик работоспособен, но амплитуда сигнала в нем будет несколько ниже нормы. Таким образом, максимальная скорость счета самогасящегося счетчика составляет около 10⁴ частиц в секунду, что много выше, чем у несамогасящегося. Срок службы самогасящегося запаянного счетчика ограничен, т.к. спирт в нем необратимо расходуется, и счетчик практически непригоден после регистрации 10⁸-10⁹ частиц.

Пропорциональные счетчики имеют очень широкое применение для регистрации и измерения энергии различных частиц – от релятивистских до низкоэнергетических электронов β-распада радиоактивных источников.

Для измерения энергетических спектров электронов β-распада важно, чтобы электроны не теряли свою энергию в стенках счетчика, т.к. это сильно ограничивает возможность измерения низкоэнергетической части спектра. Поэтому источник β-распада обычно вводят в состав газовой смеси.

Для регистрации тепловых нейтронов применяются пропорциональные счетчики, заполненные газом BF₃ либо в естественной смеси изотопов бора, либо с обогащением, а также счетчики, заполненные He³ вплоть до давления в 10 атм. Сечение захвата тепловых нейтронов в естественной смеси изотопов бора (18,8%¹⁰В , 81,2% ¹¹В) равно примерно 770 барн (1 барн = 10^{-24 см), а на обогащенном (чистом) 10}В – примерно 4·10³ барн. Сечение реакции (n,p) на Не³ равно примерно 5400 барн, так что обе эти реакции весьма эффективны для регистрации тепловых нейтронов. Эффективность регистрации тепловых нейтронов одним борным счетчиком диаметром около 2 см и длиной порядка 10 см может достигать десятых долей процента. Для регистрации быстрых нейтронов борные или гелиевые счетчики окружают слоем замедлителя – обычно полиэтилена. Естественно, что это именно счетчики нейтронов, так как амплитуда сигнала никак не связана с энергией регистрируемых нейтронов.

Пропорциональные счетчики широко применяются для регистрации релятивистских частиц. При больших коэффициентах усиления ≥10⁴ и выше, даже минимально ионизирующая частица создает в счетчике сигнал, на много порядков превышающий уровень шума внешнего усилителя. Тем самым появляется возможность измерения удельных ионизационных потерь частицы dE/dx.

Пропорциональные счетчики малого диаметра нашли массовое применение в приборах – трекерах, т.е. приборах, в которых прослеживаются треки частиц (при одновременном измерении удельных ионизационных потерь). Такие детекторы изготовляются полупромышленно под определенный заказ. Так в установке ATLAS в ЦЕРН на основе тонкостенных пропорциональных счетчиков малого диаметра создан детектор переходного излучения – трекер [11], насчитывающий около 300 тысяч отдельных счетчиков. Диаметр счетчика невелик (~4 мм), поскольку в каждом отдельном счетчике координата частицы определяется примерно с точностью до его диаметра. Переходное излучение – это весьма специфическое излучение, возникающее при переходе заряженной частицы из среды с одной диэлектрической константой в среду с другой диэлектрической константой. Вероятность излучения на один переход весьма мала и для излучения с вероятностью порядка единицы нужны сотни переходов. Это достигается либо набором тонких фольг, либо пористым материалом. Интенсивность излучения пропорциональна Лоренц-фактору γ, и при γ ~10³ спектр излучения лежит в основном в районе 10 КэВ. Излучение направлено вдоль траектории частицы. При достижимых на сегодняшний день энергиях ускоренных частиц излучение существенно только для электронов, поэтому оно применяется для дискриминации электронов на фоне более тяжелых частиц. Это излучение регистрируется одновременно с удельными ионизационными потерями в тех же детекторах. Поэтому признаком наличия переходного излучения является дополнительное энерговыделение по сравнению с удельными ионизационными потерями, при этом дополнительное энерговыделение должно быть близким по своей величине к удельным потерям. Это легко достигается в газах с толщиной газового промежутка 0,5-1 см. Поскольку конкурирующим процессом является тормозное излучение, толщина стенки катода счетчика выбирается минимально возможной, а вещество катода – наиболее легким. Таким образом, катод изготавливается из органической пленки (каптона) толщиной 50 мкм. Газ наоборот должен быть тяжелым чтобы вероятность фотоэффекта была достаточно велика (обычно ксенон) .Такие счетчики получили название «Straw» (соломинки). Анодная нить таких счетчиков – золоченый вольфрам диаметром 30 мкм. Коэффициент усиления каждого счетчика около 10⁴.

2.3. Счетчики (камеры) с резистивными электродами

В физике высоких энергий в последнее десятилетие получили широкое распространение плоскопараллельные пропорциональные счетчики с резистивным электродом. Разумеется, как это уже отмечалось выше, при плоскопараллельной геометрии с использованием эффекта газового усиления и при отсутствии специальных дополнительных электродов (нитей, сеток и т.п., см. следующие разделы), измерение энергии частиц практически невозможно. Поэтому плоскопараллельная геометрия применяется там, где измерение энергии и не требуется, а требуется либо высокая точность определения момента регистрации частицы (высокое временное разрешение), либо достаточно точное определение координаты частицы на большой площади и при большой средней загрузке. Плоскопараллельная геометрия в данном случае оправдана, поскольку позволяет получить детекторы предельно простой конструкции, покрывающие большую площадь (до сотни квадратных метров). Число отдельных счетчиков в сборке может достигать величины в несколько десятков тысяч. Конструкция таких счетчиков несколько меняется в зависимости от задачи. Меняется также и режим их работы. Рассмотрим устройство и принцип работы таких счетчиков более подробно.

Камеры с резистивными электродами RPC (resistive plate chambers) [12] состоят как минимум из двух плоских параллельных электродов (Рис.10). По крайней мере один электрод ( на рисунке 10 – оба, покрытые каждый с одной стороны проводящим графитовым покрытием) изготавливается из материала с большим объемным сопротивлением 10^10-12 Ом·см.

Рис.10. Схема счетчика с резистивными электродами

Заряд Q₀, созданный в результате лавинного размножения первичного заряда садится на поверхность высокоомного электрода и рассасывается со скоростью

Q(t) = Q₀exp(-t/τ) (30)

где τ = ρε₀ε_к, ; ρ - объемное сопротивление материала, ε₀ - диэлектрическая постоянная., а ε_r - диэлектрическая проницаемость высокоомного материала. При значении ρ = 10¹⁰ Ом·см, напряженность поля в области лавины резко падает, в этом месте образуется «слепое пятно» около 10 мм на время релаксации, в то время как вся остальная поверхность электрода остается под первоначальным потенциалом. Площадь слепого пятна равна S= , где Q – полный заряд, d – межелектродное расстояние, V - разность потенциалов. Схема развития газового разряда в счетчике с резистивными электродами условно показана на Рис.11.

Рис.11. Схема последовательного (a,b,c,d) развития электронно-ионной лавины в счетчике с резистивными электродами. В момент развития лавины объемные заряды скапливаются на поверхности резистивных электродов.

Применение резистивного электрода, т.е. электрода, изготовленного из высокоомного вещества (обычно – стекла или специальной пластмассы –бакелита - с сопротивлением 10¹²÷10¹⁴ Ом см), не является единственным условием нормальной работы камеры. Не менее важным является выбор рабочего газа (точнее, рабочей смеси). К газовой смеси предъявляется целый ряд зачастую противоречивых требований. Во первых смесь должна быть гасящей (даже сильно гасящей). Пропорциональный режим ни в коем случае не должен переходить при повышении напряжения в гейгеровский режим. Поэтому смесь чаще всего трехкомпонентна – практически обязательной является небольшая добавка электроотрицательной примеси, роль которой – надежно перехватывать случайные электроны, вылетающие с катода (не надо забывать, что в плоскопараллельной геометрии процесс размножения электронов начинается сразу с места их возникновения). По той же причине должна быть надежно поглощена фотонная компонента: фотоны не должны уходить далеко от лавины. Желательно, чтобы газ был невоспламеняющимся. Желательно, чтобы газовое усиление начиналось при возможно более низких напряжениях. Желательно, чтобы скорость дрейфа электронов была высокой. Желательно, чтобы энергия образования одной электронно-ионной пары была пониже. Эти требования можно продолжать

По-видимому, идея применения резистивного электрода именно с той целью, с которой он применяется и сейчас, а также первая реализация этой идеи на конкретном прототипе счетчика, принадлежит выпускнику МИФИ Ю.Н.Пестову [13]. В этой работе, опубликованной в 1970 г., им были впервые сформулирован принцип работы резистивного электрода и на конкретном прототипе продемонстрирована его работоспособность. В этой же работе ставились задачи по дальнейшему подбору газовой смеси, уменьшению газового промежутка для улучшения временного разрешения детектора и т.п. Дальнейшая 30-летняя работа по усовершенствованию прибора привела к созданию счетчика Пестова с уникальными параметрами [14]. Насколько нам известно, наилучшее достигнутое временное разрешение счетчика составило 17 пикосекунд (!) при ширине газового промежутка 100 мкм и давлении газа 10 атмосфер. Набор таких счетчиков планировался для использования в эксперименте ALICE в ЦЕРН, но большая стоимость и высокая сложность в изготовлении вынудили отказаться от этих планов. Тем не менее, ограниченный набор счетчиков Пестова (прототип для эксперимента ALICE) был успешно использован в эксперименте NA-49.

В таблице 2 приведены свойства некоторых газов, применяемых для наполнения газовых приборов. Таблица позволяет оценивать потери энергии в различных газах при атмосферном давлении, оценивать число электронно-ионных пар и пр.

RPC применяются в двух заметно отличающихся модификациях – для координатных измерений и получения триггерного сигнала для запуска всей установки, а также для временных измерений [15].

Для координатных измерений желательно иметь камеры большой площади (~ 1 м²), с приличным координатным разрешением и максимально возможным сигналом. По аналогии с энергетическим разрешением координатное (позиционное) разрешение определяется как ширина экспериментально полученного распределения частиц по координатам при облучении детектора в одной точке коллимированным источником. Если точность коллимации недостаточна, координаты частиц определяются с помощью дополнительных детекторов с заведомо высоким координатным разрешением, располагаемых впереди и позади исследуемого прибора. Так кремниевые микростриповые детекторы, например, имеют координатное разрешение до 10 мкм, что заведомо лучше, чем газоразрядных детекторов. При этом как правило камеры большой площади и с относительно широким газовым промежутком (около 2 мм) - это мюонные детекторы. Обычно заранее известно, что кроме мюонов там практически ничего не может быть, а энергия (импульс) мюонов измеряется по кривизне траектории во внешнем магнитном поле. Поэтому друг за другом ставится несколько камер, позволяющих эту траекторию определить. Стандартная ширина газового промежутка у такой камера составляет 2 мм, газовая смесь – аргон, изобутан и различные гасящие примеси, рабочее напряжение 8-10 кВ. Такие камеры обычно работают в стримерном режиме [16]. Переход из обычного режима пропорционального усиления в стримерный режим достигается (в случае поля постоянной напряженности), когда напряженность внутреннего поля в движущейся лавине (стримере) сравнивается на малых расстояниях, меньших межэлектродного промежутка, со значением внешнего поля. В этом случае фактически нарастание лавины останавливается и в дело вступает другой механизм – фотоионизация газа впереди и позади стримера (где поле не ослаблено) за счет фотонов многокомпонентных смесей, за счет фотонов, возникающих при внутренних переходах внутри атомов, имеющих энергию, большую энергии связи валентного электрона и т.п.[17]. Фотоионизация газа впереди и позади первичного стримера приводит к возникновению новых стримеров, которые в конечном итоге сливаются в один пробойный искровой канал. Процесс развития стримера иллюстрируется рисунком 12.

Рис.12. Образование в камере с резистивными электродами стримерного канала (Рис.а,b, c) c дальнейшим его уширением d).

Опять же благодаря высокому сопротивлению электродов этот искровой канал быстро затухает из-за резкого уменьшения разности потенциалов. Сигнал при этом достигает значительной величины и может быть легко считан. Временное разрешение камеры в стримерном режиме при ширине газового промежутка 2 мм составляет 1-1,5 нс, что далеко до предельных значений из-за временных флуктуаций развития стримера, но зачастую вполне удовлетворяет условиям эксперимента. Координата частицы определяется методом стрипового съема информации (Рис.13). Стрипы – это дополнительные электроды (полоски) нанесенные на низкоомные (графитовые) стороны электродов с предварительной изоляцией их от электродов с помощью тонкой изолирующей пленки. Объемный заряд, образующийся на внутренней поверхности высокоомных электродов наводит (индуцирует) сигналы на стрипы посредством емкостной связи и может быть считан с того стрипа , под которым прошла лавинаи ограничивается в основном размерами стрипа. ( до размеров около 1 мм). Это примерно соответствует геометрическому размеру самого стримера и наведенного им заряда. Более подробно о стриповом съеме информации будет рассказано чуть ниже, в разделе пропорциональные камеры.

Рис 14. Сигнал на выходе детектора

На рис.14 изображен произвольный сигнал детектора U(t). Частица прошла через детектор в момент времени t_зад =0. Пороговое устройство, фиксирующее факт срабатывания детектора, сработало чуть позже – в момент времени T_зад. Если мы измерим распределение сигналов по задержкам, то получим, как правило, распределение, близкое к Гауссовому. FWHM этого распределения и называется временным разрешением детектора (джиттером).

Оно всегда меряется только в абсолютных единицах времени – наносекундах, пикосекундах.

С точки зрения временного разрешения плоскопараллельная геометрия гораздо предпочтительнее цилиндрической. Действительно, в цилиндрической камере время дрейфа электронов до области ударной ионизации, которое в данном случае и будет джиттером, составляет величину порядка 10^-7с. В плоскопараллельной геометрии рожденный частицей электрон сразу попадает в область сильного (размножающего) поля. Поэтому временное разрешение в такой геометрии должно быть лучше (меньше в абсолютных числах).

Создание таких гигантских установок как ALICE (ЦЕРН), STAR (Брукхейвен), предусматривающее наличие в них т.н. времяпролетных систем, измеряющих скорость частицы по времени ее пролета на определенном фиксированном расстоянии (пролетной базе) потребовало создания детекторов в сотни квадратных метров и с разрешением около 50 пикосекунд. При таких размерах альтернативы газовым детекторам не было. Однако RPC в стримерном режиме не позволяют получит временное разрешение (джиттер) существенно лучше 1 наносекунды из-за неопределенностей моментов развития стримеров.

В этом смысле значительно выгоднее чисто пропорциональный режим газового усиления, хотя он и дает гораздо меньший сигнал. Уменьшение газового промежутка до предельно малых значений 0.2-0,3 мм также существенно уменьшает джиттер. Однако, как это видно из Табл.1, в газовом промежутке 0,2 мм релятивистская частица создает в среднем всего 2-3 электронно-ионных пары а то и меньше, в зависимости от газа. Это означает, что эффективность одного промежутка будет существенно меньше 100% (Рис.15).

Напряжение, кВ

Рис.15. Зависимость эффективности и временного разрешения камеры с одним зазором 0,3 мм. Открытые кружки и квадраты – эксперимент, зачерненные – расчет

Поэтому для камер с малым газовым промежутком одним из центральных вопросов становится вопрос об эффективности регистрации релятивистских частиц. Обычно ширину газового промежутка и величину приложенного напряжения выбирают таким образом, чтобы эффективность регистрации составляла более 90%. Выход – создать несколько промежутков (до 6) с резистивными электродами между ними [18,19,20]. Причем напряжение на внутренние электроды не подается – они находятся в условиях плавающего потенциала, определяемого электростатикой. Подобная конструкция (Рис.16) при площади единичного модуля 20 х 20 см² позволяет достичь временного разрешения около 50 пикосекунд. Уменьшение ширины газового промежутка и использование режима пропорционального усиления способствует одновременно и улучшению координатного (пространственного) разрешения за счет резкого уменьшения геометрических размеров электронно-ионной лавины. Коэффициент усиления такой камеры составляет величину порядка 10³ – 10⁴, на поскольку первичный заряд очень мал, величина сигнала также мала. Сигналы считываются с дополнительных электродов, изолированных тонким слоем изоляции от верхнего и нижнего электродов. За счет электростатической индукции на считывающие электроды наводятся сигналы, возникающие во всех газовых промежутках.

Рис. 16. Многозазорная камера с «плавающими» электродами. Ширина 1-го газового промежутка 0,25 мм. Толщина внутренних резистивных электродов =-0,5 мм. Временное разрешение – 50 пс, эффективность – 98%. Материал электродов - высокоомное стекло с удельным сопротивлением около 10¹³ ом см.

Существенной практической характеристикой камер обоих типов является их предельная загрузка (предельная скорость счета). В первую очередь она зависит от удельного сопротивления электродов - чем ниже сопротивление, тем выше скорость рассасывания «слепого» пятна. Реальные значения на сегодня это 3 кГц/см² для камер, работающих в режиме пропорционального усиления и 300 Гц/см² для камер, работающих в стримерном режиме.

Крайняя простота, надежность и низкая стоимость изготовления делают этот прибор крайне привлекательным для решения широкого ( но все же довольно ограниченного) круга задач.

2.4. Многопроволочная пропорциональная камера.

Пропорциональная камера была изобретена Ж.Шарпаком [21] и в 1992г. удостоена Нобелевской премии. Она состоит из двух плоскопараллельных электродов (катодов), изготовляемых обычно из алюминизированной полимерной пленки (майлара) и натянутых на изолирующую рамку. Расстояние между катодами составляет 10-20 мм. Между катодами на равном расстоянии “l” от них натянуты анодные нити диметром до 20 мкм, с шагом между нитями “s” не менее 2 мм. Между катодами и анодными нитями прикладывается разность потенциалов порядка 1кВ. Электрическое поле в такой системе имеет структуру, четко отделяющее поле одной нити от другой и, таким образом, пропорциональная камера, по-существу, представляет собой набор большого количества пропорциональных счетчиков в одном газовом объеме. Электроны ионизации, создаваемые заряженной частицей в объеме детектора, дрейфуют к соответствующей анодной нити и в непосредственной близи от нити за счет ударной ионизации создают электронно-ионную лавину [17,21].

Однако при создании прибора эта картина казалась не столь очевидной.. Существовало подозрение, что при близком расположении анодных проволок друг к другу емкостная связь между ними приведет к тому, что сигнал, индуцированный на одной из проволок, распространится на соседние. Оказалось, однако, что при внутренней генерации сигналов, образованных положительными и отрицательными зарядами, этого не происходит, и та проволочка, на которой развивается лавина, будет источником отрицательного сигнала, тогда как на соседних проволочках возникает положительный заряд.

Конструкция детектора и картина распределения электрического поля в нем показаны на Рис.17 и Рис.18.

Рис.17. Схематическое изображение многопроволочной пропорциональной камеры. l – расстояние катод-анодная плоскость проволочек, S – шаг между проволочками.

КАТОД

Анодные проволочки

КАТОД

Рис. 18 .Распределение линий напряженности электрического поля внутри пропорциональной камеры.

Поле вблизи нити , как и в случае пропорционального счетчика, определяется выражением (27).

Рис.19. Изменение напряженности электрического поля в пропорциональной камере вдоль оси «x», перпендикулярной плоскости проволочек и проходящей через центр проволочки. Показаны различные области поля (область образования и развития лавины, области дрейфа электронов в спадающем и затем постоянном поле.

Из рис.19 видно, что область газового разряда (электронно-ионной лавины) начинается всего на расстоянии нескольких радиусов от центра нити и таким образом зависимость величины сигнала от ориентации трека частицы в данной конструкции пренебрежимо мала.

Точность локализации разряда в такой камере равна шагу между проволочками или несколько лучше при усреднении данных с нескольких проволочек, однако на практике минимально используемый шаг равен 2 мм. С уменьшением шага «s» приходится пропорционально увеличивать разность потенциалов V и работа камеры становится неустойчивой.

Кроме того, при близком расположении нитей, поскольку они находятся под одинаковым потенциалом, происходит электростатическое расталкивание нитей и их колебания, которые тем сильнее, чем длиннее нить [17]. Это показано на Рис.20.

Рис.20. Расталкивание анодных нитей.

В камерах большого размера иногда применяют специальные поддерживающие структуры, помогающие бороться с этим явлением.

Площадь таких камер может составлять 1м² и более. Поскольку катоды изготовлены из тонкой пленки, давление рабочего газа в объеме камеры поддерживается равное атмосферному. Пропорциональные камеры применяются в основном в физике высоких энергий, т.е. для регистрации релятивистских частиц. Релятивистская частица на 1см пути в газе при давлении, равном атмосферному, создает, в среднем, порядка сотни электронно-ионных пар, поэтому коэффициент газового усиления в пропорциональных камерах выбирается от 10⁴ до 10⁶ (иногда и более). Для достижения такого высокого коэффициента газового усиления без перехода в режим гейгеровского разряда необходимо уменьшить коэффициент поверхностной ионизации ψ по сравнению с чистым аргоном на 1-2 и более порядков. С этой целью камеры заполняются газовой смесью, состоящей из (обычно) аргона, двуокиси углерода СО₂ и органического газа (метана, изобутана и т.п.), обладающего гасящими свойствами. Двухкомпонентная смесь, например аргон + изобутан, позволяет достичь коэффициента газового усиления в пропорциональном режиме до величин, близких к 10⁶. При этом удается достичь эффективности регистрации релятивистских частиц близкой к 100% (Рис.21).

Рис.21. Зависимость эффективности пропорциональной камеры от рабочего напряжения.

При этом сохраняется режим пропорциональности сигнала величине первичной ионизации. Для достижения еще больших значений коэффициента газового усиления в газовую смесь добавляют небольшое количество (менее 1%) электроотрицательного газа. Малое количество электроотрицательного газа практически не сказывается на развитии электронно-ионной лавины вблизи анодной нити, однако электроотрицательная примесь эффективно перехватывает вторичные электроны, выбиваемые с катода, тем самым подавляя развитие вторичных лавин. Например, «магическая смесь», предложенная Ж.Шарпаком, состоящая из Ar (70%), изобутана (29,6%) фреона (0,4%), позволяет получить коэффициент газового усиления до 10⁸.Однако при таких больших коэффициентах усиления сигнал практически уже выходит в насыщение и перестает зависеть от величины первичной ионизации. Кам

Дата добавления: 2014-10-02; просмотров: 544; Нарушение авторских прав

Мы поможем в написании ваших работ!