Вивчення принципу дії сцинтиляційного сенсора. Сцинтиляційний лічильник, пристрій та принцип дії простими словами

Принципове влаштування сцинтиляційного лічильника досить просто. Радіоактивна частка потрапляє на сцинтилятор, внаслідок чого його молекули переходять у збуджений стан. Наступне повернення їх у основний енергетичний стан супроводжується випромінюванням фотона, який і реєструється детектором. Таким чином, кількість спалахів (сцинтиляцій) пропорційна кількості поглинених радіоактивних частинок. Виміряну інтенсивність фотонного випромінювання потім перераховують інтенсивність випромінювання радіоактивних частинок.

Сцинтиляційні лічильники є альтернативою пристроям з лічильниками Гейгера-Мюллера, при цьому мають ряд істотних переваг у порівнянні з останніми. Ефективність реєстрації гамма-випромінювання з допомогою досягає 100%. Однак це не найголовніше. Головне те, що з допомогою можна реєструвати бета і навіть альфа випромінювання. Як відомо, альфа частки, висловлюючись у термінах ядерної фізики, є важкими, їх пробіг навіть у повітрі становить лише сантиметри, а поставлений на їхньому шляху лист простого паперу повністю їх поглине. Зрозуміло, про реєстрацію таких частинок за допомогою газорозрядної трубки не може йтися, ці частинки просто не проникнуть через її стінки. На допомогу приходять рідинні сцинтиляційні лічильники, пристрої із рідким сцинтилятором. Радіоактивна проба вводиться в кювету з розчином сцинтилятора і встановлюється в лічильник. У такій ситуації радіоактивна частка, виходячи з молекули досліджуваного зразка, відразу стикається з навколишніми молекулами сцинтилятора, ну а далі все те, що описано вище.

Широке застосування сцинтиляційних лічильників знайшли в медицині та радіобіології. Найбільшу популярність у всьому світі мають пристрої від американських виробників Beckman Coulter і Perkin Elmer.

На нашому порталі Ви можете знайти лічильники сцинтиляційних за вигідною ціною. Якщо не знайдете потрібного оголошення серед «Пропозиції від приватних осіб» у категорії , то зверніться до такої ж категорії у розділі «Пропозиції компаній» або ж почніть пошук з .

Сцинтиляційні лічильники

У сцинтиляційному лічильнику реєстрація зарядженої частки пов'язана із збудженням атомів та молекул уздовж її траєкторії. Збуджені атоми, що живуть короткий час, переходять в основний стан, випромінюючи електромагнітне випромінювання. У ряду прозорих речовин, званих фосфорами чи люмінофорами, частина спектра цього випромінювання посідає світлову область. Проходження зарядженої частки через таку речовину викликає спалах світла. Для збільшення виходу світла та зменшення його поглинання у фосфорі в останній додають так звані активатори. Вид активатора вказують у дужках після позначення фосфору. Наприклад, кристал NaI, активований талієм, позначають NaI(Tl).

Попадання швидкої зарядженої частки у фосфор викликає світловий спалах – сцинтиляцію. Остання перетворюється на електричний імпульс і посилюється в 10 5 -10 6 разів фотоелектричним помножувачем (ФЕУ). Подібне поєднання двох елементів - фосфору та ФЕУ-використовують у сцинтиляційних лічильниках(Рис. 5.7).

Мал. 5.7. Принципова схема сцинтиляційного лічильника.

1 – кристал NaI; 2 – фотокатод; 3 – фокусуюча електронна лінза;

4 – емітери (диноди); 5 - анод

Реєстрація γ-квантів у сцинтиляційному лічильнику відбувається завдяки вторинним електронам та позитронам, що утворюються при поглинанні γ-квантів фосфором. Оскільки фосфори мають хорошу оптичну прозорість, що забезпечує збирання світла на фотокатод ФЕУ зі значного обсягу фосфору, для реєстрації γ-квантів можна застосовувати фосфори великої товщини. Це забезпечує високу ефективність реєстрації γ-квантів сцинтиляційним лічильником, що на порядок і більш перевищує ефективність газонаповнених лічильників.

Фотоелектронні помножувачіскладаються з фотокатода, які множать електродів (динодів) і аноду (див. рис. 5.7). Потенціал кожного наступного електрода на деяку величину (близько 10) перевищує потенціал попереднього, що забезпечує прискорення електронів між ними. Фотони, що надходять із фосфору на фотокатод, вибивають з нього кілька десятків або сотень електронів, які фокусуються та прискорюються електричним полем та бомбардують перший динод. При гальмуванні в діноді кожен прискорений електрон вибиває до 5-10 вторинних електронів. Такий процес, повторюючись кожному наступному диноде, забезпечує множення електронів до багатьох мільйонів разів.

Сцинтиляційні лічильники в ядерній геології та геофізиці використовують для реєстрації γ-квантів , рідше нейтронів та β-частинок. При реєстрації важких заряджених частинок виникає труднощі із забезпеченням їхнього введення у фосфор. Тому для реєстрації α-частинок найчастіше використовують іонізаційні камери або торцеві лічильники. Лише реєстрації α-активності еманації широко застосовують сцинтиляційну камеру, внутрішні стінки якої покриті ZnS (Ag) .

Через термоелектронну емісію фотокатода і перших дінодів на виході навіть повністю затемненого ФЕУ виникає певний темновий струм, що створює невеликі фонові імпульси. Для їх відсікання в схему реєстрації вводять дискримінатори.

Особливості використання сцинтиляційних лічильників для спектрометрії γ-випромінювання.При реєстрації γ-квантів сцинтиляційним лічильником амплітуда імпульсу з його виході пропорційна енергії електрона і позитрона, які утворилися під час взаємодії кванта з сцинтилятором. Якщо при фотоефекті енергія фотоелектрона дорівнює енергії кванта (за вирахуванням невеликої величини - енергії зв'язку До-Електрона), то електрону при комптонівському розсіянні і парі електрон-позитрон в ефекті утворення пар передається лише частина енергії кванта. При комптон-ефекті залежно від кута розсіювання γ-кванта енергія електрона може змінюватися в широких межах (рис. 5.8), а при ефекті утворення пар - кінетична енергія пари на 1,02 МеВ менше, ніж енергія кванта.

Мал. 5.8. Спрощена схема розподілу енергії вторинних

електронів у люмінофорі при: а – фотоефекті, б – комптонівському розсіюванні,

в – освіті пар; N – число імпульсів, Е – енергія вторинних електронів.

В результаті спектр енергії вторинних частинок, утворених в сцинтилятор монохроматичним пучком γ-квантів має складний вигляд. Поява додаткових ліній Е v = 0,51 МеВ та Е упри ефекті утворення пар обумовлено тим, що в ряді випадків один або навіть обидва γ-кванта з енергією 0,51 МеВ, що утворюються при анігіляції позитрона, поглинаються в сцинтиляторі в результаті фотоефекту і спалах від цих фотоелектродів зливається зі спалахом від первинної пари . Максимальна енергія комптонівського електрона

. (5.17)

Реальний амплітудне розподіл імпульсів на виході ФЕУ розпливчастіше, ніж спектр електронів на рис. 5.8 через статистичний характер процесів у фосфорі та ФЕУ. Воно не дискретне, а безперервне. Типовий апаратурний спектр ізотопу 24 Na (Е Y = 1,38 і 2,76 МеВ) наведено на рис.5.9.

Для лінії 1,38 МеВ внесок ефекту утворення пар нікчемний і відповідні піки майже непомітні, утворюється лише пік 1,38 МеВ, обумовлений фотоефектом, а також менш чіткий комптонівський пік з енергією 1,17 МеВ. Для лінії 2,76 МеВ спостерігаються три піки з енергіями 1,74, 2,25 та 2,76 МеВ. Два перших піку зобов'язані ефекту утворення пар, а останній пік (2,76 МеВ) трьом процесам: фотоефекту, ефекту утворення пар, що супроводжується поглинанням обох квантів анігіляції; комптон-ефект, коли розсіяний квант також поглинається фосфором в результаті фотоефекту. У всіх трьох процесах на світлову енергію перетворюється вся енергія кванта. Тому цей пік називають піком повного поглинання.

Форма піку повного поглинання близька до кривої гауса. Ставлення μ=ΔЕ/Епівширини піку ΔЕ на половині його висоти до середньої енергії Еназивають амплітудним дозволомлічильника. Чим менше μ, тим краще спектрометр. Значення μ зазвичай зростає зі зменшенням енергії та для хороших сцинтиляційних спектрометрів при Е v= l,33 МеВ (60 З) становить 6%.

Сцинтиляційні лічильники забезпечують набагато більшу ефективність реєстрації γ-квантів (до 30-50 % і більше), ніж газорозрядні, і дають можливість вивчення спектрального випромінювання. До переваг сцинтиляційних лічильників належить також нижчий рівень їхнього власного та космічного фону.

Мал. 5.9. Апаратурний спектр γ-випромінювання, що містить лінії

з енергією 1,38 та 2,76 МеВ.

Однак сцинтиляційні лічильники складніші і вимагають більш кваліфікованого обслуговування, ніж розрядні. Це зумовлено великим впливом температури на світловихід фосфорів, незрівнянно вищими вимогами до стабілізації джерела живлення, а також сильнішою зміною характеристик сцинтиляційних лічильників у часі.

Апаратурадля різноманітних радіоактивних методів дослідження (крім ЯММ) має багато спільного. Її основна функція- Вимірювання інтенсивності нейтронів або гамма-квантів, і тому вона містить електронні схеми для різних методів дослідження, що базуються загалом на одних і тих же принципах.

Головні відмінності апаратури для різних методів пов'язані з конструкцією зондів, джерела, фільтрів та детекторів випромінювання. Враховуючи загальну функцію всіх типів радіометричної апаратури – вимірювання інтенсивності випромінювання, цю апаратуру прийнято називати свердловинними радіометрами. Конструктивно всі радіометри складаються із свердловинного приладу та наземного пульта, з'єднаних геофізичним кабелем. Спрощена блок-схема вимірювальної частини радіометричної апаратури показана на малюнку 54. Послідовно розглянемо призначення та влаштування окремих блоків:

Детектори випромінювання- Найважливіші елементи радіометрів. Як детектори випромінювання в свердловинній апаратурі застосовують газорозрядніабо сцинтиляційнілічильники. Газорозрядні лічильникиконструктивно є циліндричний балон, по осі якого натягнута металева нитка, що служить анодом (рис. 55). Металева бічна поверхня балона служить катодом. Між катодом і анодом подається постійна напруга, що дорівнює для різних типів лічильників від 300 - 400 до 2 - З кВ.

Лічильники для реєстрації гамма-квантів заповнюються сумішшю інертного газу з парами високомолекулярних органічних сполук або галогенами. При взаємодії гамма-випромінювання з катодом із нього вибивається електрон. Електрон, що у заповнений газом обсяг лічильника, здійснює іонізацію газу, т. е., своєю чергою, вириває електрони з атомів газу, перетворюючи в позитивно заряджені іони.

Ці електрони, звані первинними, прискорені електричним полем, на шляху до анода викликають вторинну іонізацію і т. д. В результаті число електронів лавиноподібно зростає, перевищуючи число первинних електронів у тисячі і сотні тисяч разів - у лічильнику виникає розряд. При відносно невеликій напрузі загальна кількість електронів пропорційна числу первинних електронів, отже, енергії ядерної частки, реєстрованої лічильником – такі лічильники називаються пропорційними. При великій напрузі між анодом і катодом загальна кількість електронів перестає залежати від числа первинних електронів і від енергії частки, що реєструється - такі називають лічильниками Гейгера-Мюллера.

Для реєстрації гамма-квантіву свердловинних радіометрах застосовують лічильники Гейгера. Їхня перевага - більший, ніж у пропорційних лічильників, вихідний сигнал (до декількох вольт), що спрощує посилення та передачу сигналів на поверхню.

Нейтрони не іонізують газу лічильнику. Тому лічильники, призначені для реєстрації нейтронів, заповнюють газом, молекулу якого входить речовина, при взаємодії нейтронів з яким виникають швидкі заряджені частинки, що виробляють іонізацію. Такою речовиною є фтористий газ бор BF 3 або один з ізотопів гелію 3 Не. При поглинанні повільних нейтронів ядром ізотопу 10 Утворюється альфа-частка. Тому при попаданні теплових та надтеплових нейтронів у лічильник, заповнений з'єднанням бору, виникають альфа-частинки, що викликають розряд у газовому обсязі лічильника та імпульс напруги на його виході. При захопленні нейтронів ядром 3 не виникає швидкий протон.

Лічильники нейтронівпрацюють у пропорційному режимі, що дозволяє виключити імпульси від гамма-квантів, які мають набагато меншу величину, ніж імпульси від альфа-часток або протонів.

Сцинтиляційний лічильникскладається із сцинтилятора, пов'язаного з фотоелектронним помножувачем (ФЕУ). При падінні гамма-кванту в сцинтилятор відбувається порушення атомів останнього. Збуджені атоми випромінюють ЕМ-випромінювання, частина якого лежить у світловій області. Кванти світла від сцинтилятора потрапляють на фотокатод ФЕУ та вибивають із нього електрони.

Фотоелектронний помножувач крім фотокатода містить анод і систему електродів (динодів), розміщену між анодом і катодом (рисунок – Схема сцинтиляційного лічильника: 1 – сцинтилятор, 2 – корпус, 3 – відбивач, 4 – фотон, 5 – корпус ФЕУ, 6 – фотокат. 7 - фокусуючий електрод, 8 - діноди, 9 - збирає електрод (анод), R 1 -R N - дільник напруги). На діноди подається позитивна (щодо катода) напруга від дільника напруги R l -R N при цьому чим далі анод від катода, тим його потенціал вищий. В результаті електрони, що випускаються фотокатодом при попаданні на нього світла, прискорюються, бомбардують перший з динодів і вибивають із нього вторинні електрони. Надалі ці електрони прискорюються під впливом різниці потенціалів, прикладеної між першим і другим динодами, бомбардують другий динод і вибивають із нього «третинні» електрони. Так відбувається на кожному з динодів, внаслідок чого загальна кількість електронів зростає у геометричній прогресії. Загальне посилення потоку у ФЕУ може досягати 106 разів і більше. Таким чином, при попаданні спалаху світла на фотокатод на вході ФЕУ утворюється імпульс напруги через ємність Зподаний на вхід підсилювача.

Сцинтиляційний лічильник

Принцип дії та сфера застосування

У сцинтиляційному лічильнику іонізуюче випромінювання викликає спалах світла у відповідному сцинтиляторі, який може бути як твердим, так і рідким. Цей спалах передається у фотоелектронний помножувач, який перетворює його на імпульс електричного струму. Імпульс струму посилюється в наступних щаблях ФЕУ внаслідок їхнього високого коефіцієнта вторинної емісії.

Незважаючи на те, що при роботі з сцинтиляційними лічильниками в загальному випадку необхідна складніша електронна апаратура, ці лічильники мають у порівнянні з лічильниками Гейгера - Мюллера суттєвими перевагами.

1. Ефективність для рахунку рентгенівського та гамма-випромінювань значно більша; за сприятливих обставин вона сягає 100%.

2. Світлова віддача у деяких сцинтиляторах пропорційна енергії збудливої ​​частки чи кванта.

3. Тимчасова роздільна здатність більш висока.

Сцинтиляційний лічильник є, таким чином, детектором, придатним для реєстрації випромінювання малої інтенсивності, для аналізу розподілу по енергіях при не надто високих вимогах до роздільної здатності та для вимірювань за допомогою схеми збігів при високій інтенсивності випромінювання.

Б) Сцинтилятори

1) Протони та інші сильно іонізуючі частинки. Якщо йдеться лише про реєстрацію цих частинок, то однаково придатні всі види сцинтиляторів, причому, внаслідок їх високої гальмівної здатності, достатні шари завтовшки близько міліметра і ще менше. Треба, однак, мати на увазі, що світлова віддача протонів і б-частинок в органічних сцинтиляторах становить лише близько "/ 10 від світлової віддачі електронів тієї ж енергії, у той час як у неорганічних сцинтиляторах ZnS і NaJ обидві вони одного порядку".

Залежність між енергією світлових спалахів та пов'язаною з нею величиною імпульсів, а також енергією частинок, переданої сцинтилятору, для органічних речовин, взагалі кажучи, нелінійна. Для ZnS 1 NaJ та CsJ ця залежність, однак, близька до лінійної. Внаслідок хорошої прозорості для власного флуоресцентного випромінювання кристали NaJ і CsJ дозволяють отримати відмінну енергетичну роздільну здатність; треба, проте, стежити, щоб поверхню, якою частинки проникають у кристал, була дуже чистою.

2) нейтрони. Повільні нейтрони можна виявляти, користуючись реакціями Li6Hs, B10Li" або CdlisCd114. В якості сцинтиляторів для цієї мети застосовуються монокристали з LiJ, порошкоподібні суміші, наприклад, 1 вагова частина B 2 O 3 і 5 вагових частин ZnS, їх напилюють безпосередньо на; також можна застосовувати

Блок-схема сцинтиляційного спектрометра. 1 – сцинтилятор, 2 – ФЕУ, з – джерело високої напруги, 4 – катодний повторювач, д – лінійний підсилювач, 6 – амплітудний аналізатор імпульсів, 7 – реєструючий прилад.

ZnS, суспендований в розплавленому B 2 O 3 відповідні з'єднання бору в сцинтиляторах зі штучних речовин і суміші метилборату або пропіонату кадмію з рідкими сцинтиляторами. Якщо при вимірах нейтронів треба виключити вплив г-випромінювання, то при реакціях, які викликають емісію важких частинок, треба враховувати зазначене вище співвідношення для світлової віддачі різних сцинтиляторів залежно від роду частинок.

Швидкі нейтрони реєструються за допомогою протонів віддачі, що утворюються у водневмісних речовинах. Оскільки високий вміст водню має місце лише в органічних сцинтиляторах, то внаслідок згаданих причин зменшити вплив г-випромінювання важко. Кращі результати досягаються, якщо процес утворення протонів віддачі відокремити від збудження сцинтилятора променями. В цьому випадку шар останнього має бути тонким, його товщина визначається пробігом протонів віддачі, так що ймовірність реєстрації г-випромінювання суттєво зменшується. Як сцинтилятор в цьому випадку краще застосовувати ZnS. Можна також суспендувати порошкоподібний ZnS у прозорому штучному речовині, що містить водень.

Енергетичний спектр швидких нейтронів з допомогою сцинтиляторів досліджувати майже неможливо. Це тим, що енергія протонів віддачі може набувати різноманітні значення, до повної енергії нейтронів, залежно від цього, як відбувається зіткнення.

3) Електрони, по-частинки. Як і для інших типів випромінювань, енергетична роздільна здатність сцинтилятора для електронів залежить від співвідношення між світловою енергією та енергією, переданої сцинтилятора іонізуючою частинкою. Це зумовлено тим, що напівширина кривої розподілу величин імпульсів, викликаних моноенергетичними падаючими частинками, внаслідок статистичних коливань у першому наближенні обернено пропорційна квадратному кореню з числа фотоелектронів, вибитих з фотокатода ФЕУ. З сцинтиляторів, що застосовуються в даний час, найбільші амплітуди імпульсів дає NaJ 1 а пз органічних сцинтиляторів - антрацен, який за інших рівних умов дає імпульси приблизно в два рази меншої амплітуди, ніж NaJ.

Так як ефективні перерізи розсіювання електронів сильно зростають зі збільшенням атомного номера, то при застосуванні NaJ 80-90% всіх електронів, що падають, знову розсіюється з кристала; при застосуванні антрацену цей афект досягає приблизно 10%. Розсіяні електрони викликають імпульси, величина яких менша за величину, що відповідає повній енергії електронів. Внаслідок цього кількісна оцінка-спектрів, отриманих за допомогою кристалів з NaJ, дуже складна. Тому для-спектроскопії часто доцільніше застосовувати органічні сцинтилятори, які складаються з елементів з малими атомними номерами.

Зворотне розсіювання можна послабити наступними прийомами. Речовину, в-випромінювання якого повинно досліджуватися, або домішують до сцинтилятора, якщо воно не пригнічує флуоресцентного випромінювання, або поміщають між двома поверхнями сцинтиляторів, флуоресцентне Iryny 1 Ienne яких діє на фотокатод, або, нарешті, застосовують сцинтилятор з внутрішнім в-випромінювання.

Залежність між світловою енергією та енергією, переданої сцинтилятору випромінюванням, для NaJ лінійна. Для всіх органічних сцинтиляторів це ставлення при малій енергії електронів зменшується. Зазначена нелінійність має враховуватися при кількісній оцінці спектрів.

4) Рентгенівське та гам а-випромінювання. Процес взаємодії електромагнітного випромінювання з сцинтилятором складається з трьох елементарних процесів.

При фотоефект енергія кванта переходить майже повністю в кінетичну енергію фотоелектрона, причому вона внаслідок малого пробігу фотоелектрона в більшості випадків абсорбується в сцинтиляторі. Вторинний квант, відповідний енергії зв'язку електрона, або поглинається сцинтилятором, або виходить з нього.

В ефекті Комптону електрону передається "тільки частина енергії кванта. Ця частина з великою ймовірністю поглинається в сцинтиляторі. Розсіяний фотон, енергія якого зменшилася на величину, рівну енергії комптон-електрона, або поглинається сцинтилятором, або виходить з нього.

При утворенні пар енергія первинного кванта, за вирахуванням енергії утворення пари, перетворюється на кінетичну енергію цієї пари й у основному поглинається сцинтилятором. Випромінювання, що утворюється при анігіляції електрона та позитрону, поглинається в сцинтиляторі або виходить із нього.

Енергетична залежність ефективних перерізів цих процесів така, що з малої енергії квантів переважно має місце фотоефект; починаючи з енергії 1,02 травня, може спостерігатися утворення пар, проте ймовірність цього процесу досягає помітної величини лише при істотно більш високих енергіях. У проміжній області основну роль відіграє ефект Комптон.

Зі збільшенням порядкового номера Z ефективні перерізи при фотоефекті та утворенні пар зростають значно сильніше, ніж за ефекті Комптона. Однак при цьому електрону передається:

1) при фотоефекті, - крім енергії кванта, що переходить в енергію електрона вже при первинному ефекті, тільки енергія зв'язку фотоелектрона, що відповідає вторинному випромінюванню, м'якому і легко поглинається;

2) при утворенні пар – лише випромінювання анігіляції з дискретною відомою енергією. При ефекті Комптон енергія вторинних електронів і розсіяних квантів має широку область можливих значень. Так як "вторинні кванти, як уже було сказано, можуть не випробувати поглинання і вийти зі сцинтилятора, то для полегшення інтерпретації спектрів доцільно по можливості звузити область, в якій переважає ефект Komhtohj, вибираючи сцинтилятори з великим Ж, наприклад, NaJ. Крім того, відношення енергії світла до переданої сцинтилятора енергії для NaJ практично не залежить від енергії електронів, тому у всіх складних процесах, при яких кванти поглинаються, виділяється однакова кількість світла.

Ослаблення гамма-променів в антрацені, ц – коефіцієнт ослаблення; ф – коефіцієнт фотопоглинання, а – коефіцієнт комптонівського розсіювання, р – коефіцієнт утворення пар.

Сцинтиляційні лічильники

q Принцип роботи сцинтиляційного лічильника

q Сцинтилятори

q Фотоелектронні помножувачі

q Конструкції сцинтиляційних лічильників

q Властивості сцинтиляційних лічильників

q Приклади використання сцинтиляційних лічильників

q Список використаної літератури

СЦИНТИЛЯЦІЙНІ ЛІЧИЛЬНИКИ

Метод реєстрації заряджених частинок за допомогою рахунку спалахів світла, що виникають при попаданні цих частинок на екран із сірчистого цинку ( ZnS ), одна із перших методів реєстрації ядерних випромінювань.

Ще 1903 р. Крукс та інші показали, що й розглядати екран із сірчистого цинку, опромінений a -Частиницями, через збільшувальне скло в темному приміщенні, то на ньому можна помітити появу окремих короткочасних спалахів світла - сцинтиляцій. Було встановлено, що кожна з цих сцинтиляцій створюється окремо a -Часткою, що потрапляє на екран. Крукс був побудований простий прилад, названий спинтарископ Крукса, призначений для рахунку a-часток.

Візуальний метод сцинтиляцій був використаний надалі в основному для реєстрації a -Частинок і протонів з енергією в кілька мільйонів електронвольт. Окремі швидкі електрони реєструвати не вдалося, оскільки вони викликають дуже слабкі сцинтиляції. Іноді при опроміненні електронами сірчано-цинкового екрану вдавалося спостерігати спалахи, але це відбувалося лише тоді, коли на той самий кристалик сірчистого цинку потрапляло одночасно досить велике число електронів.

Гамма-промені ніяких спалахів на екрані не викликають, створюючи лише загальне світіння. Це дозволяє реєструвати a -частки у присутності сильного g-випромінювання.

Візуальний метод сцинтиляції дозволяє реєструвати дуже невелику кількість частинок в одиницю часу. Найкращі умови для рахунку сцинтиляцій виходять тоді, коли їхня кількість лежить між 20 і 40 за хвилину. Звичайно, метод сцинтиляцій є суб'єктивним, і результати тією чи іншою мірою залежать від індивідуальних якостей експериментатора.

Незважаючи на недоліки, візуальний метод сцинтиляцій відіграв величезну роль у розвитку ядерної та атомної фізики. За його допомогою Резерфорд реєстрував a -частки за її розсіювання на атомах. Саме ці досліди привели Резерфорда до відкриття ядра. Вперше візуальний метод дозволив виявити швидкі протони, що вибиваються з ядер азоту під час бомбардування їх a -частинами, тобто. перше штучне розщеплення ядра.

Візуальний метод сцинтиляцій мав велике значення до тридцятих років, коли поява нових методів реєстрації ядерних випромінювань змусило на деякий час забути його. Сцинтиляційний метод реєстрації відродився наприкінці 40-х років XX століття на новій основі. На цей час були розроблені фотоелектронні помножувачі (ФЕУ), що дозволяють реєструвати дуже слабкі спалахи світла. Були створені сцинтиляційні лічильники, за допомогою яких можна збільшити швидкість рахунку в 10 8 і навіть більше разів порівняно з візуальним методом, а також можна реєструвати та аналізувати за енергією як заряджені частинки, так і нейтрони g-промені.

§ 1. Принцип роботи сцинтиляційного лічильника

Сцинтиляційний лічильник є поєднанням сцинтилятора (фосфору) і фотоелектронного помножувача (ФЕУ). У комплект лічильника входять також джерело електричного живлення ФЕУ та радіотехнічна апаратура, що забезпечує посилення та реєстрацію імпульсів ФЕУ. Іноді поєднання фосфору з ФЕУ здійснюється через спеціальну оптичну систему (світлопровід).

Принцип роботи сцинтиляційного лічильника ось у чому. Заряджена частка, потрапляючи в сцинтилятор, виробляє іонізацію та збудження його молекул, які через дуже короткий час (10 -6 - 10 -9 сік ) переходять у стабільний стан, випромінюючи фотони. Виникає спалах світла (сцинтиляція). Деяка частина фотонів потрапляє на фотокатод ФЕУ та вибиває з нього фотоелектрони. Останні під впливом прикладеного до ФЭУ напруги фокусуються і прямують перший електрод (динод) електронного помножувача. Далі в результаті вторинної електронної емісії число електронів лавиноподібно збільшується, і на виході ФЕУ з'являється імпульс напруги, який вже посилюється і реєструється радіотехнічною апаратурою.

Амплітуда та тривалість імпульсу на виході визначаються властивостями як сцинтилятора, так і ФЕУ.

Як фосфори використовуються:

Ø органічні кристали,

Ø рідкі органічні сцинтилятори,

Ø тверді пластмасові сцинтилятори,

Ø газові сцинтилятори.

Основними характеристиками сцинтиляторів є: світловий вихід, спектральний склад випромінювання та тривалість сцинтиляцій.

При проходженні зарядженої частинки через сцинтилятор у ньому виникає кілька фотонів з тією чи іншою енергією. Частина цих фотонів буде поглинена в обсязі самого сцинтилятора, і замість них буде випущено інші фотони з дещо меншою енергією. В результаті процесів реабсорбції назовні виходитимуть фотони, спектр яких характерний для даного сцинтилятора.

Світловим виходом або конверсійною ефективністю сцинтилятора c називається відношення енергії світлового спалаху , що виходить назовні, до величини енергії Езарядженої частинки, втраченої в сцинтиляторі,

де - середня кількість фотонів, що виходять назовні, - середня енергія фотонів. Кожен сцинтилятор випускає не моноенергетичні кванти, а суцільний спектр, характерний даного сцинтилятора.

Дуже важливо, щоб спектр фотонів, що виходять із сцинтилятора, збігався чи хоча б частково перекривався зі спектральною характеристикою ФЕУ.

Ступінь перекриття зовнішнього спектру сцинтиляції зі спектральною характеристикою. даного ФЕУ визначається коефіцієнтом узгодження

де - Зовнішній спектр сцинтилятора або спектр фотонів, що виходять назовні із сцинтилятора. На практиці при порівнянні сцинтиляторів, що поєднуються з даними ФЕУ, вводять поняття сцинтиляційної ефективності, що визначається наступним виразом:

де I 0 - максимальне значення інтенсивності сцинтиляції;t 0 - постійна часу згасання, що визначається як час, протягом якого інтенсивність сцинтиляції зменшується в еразів.

Число фотонів світлаn, випущених за часtпісля влучення реєстрованої частки, виражається формулою

де - повне число фотонів, випущених у процесі сцинтиляції.

Процеси люмінесценції (висвічування) фосфору ділять на два види: флуоресценції та фосфоресценції. Якщо висвічування відбувається безпосередньо під час збудження або протягом часу порядку 10 -8 сік,то процес називається флуоресценцією. Інтервал 10-8 сікобраний тому, що він по порядку величини дорівнює часу життя атома у збудженому стані для так званих дозволених переходів.

Хоча спектри і тривалість флуоресценції не залежать від виду збудження, вихід флуоресценції істотно залежить від нього. Так при збудженні кристала a -частинками вихід флуоресценції майже на порядок менший, ніж при фотозбудженні.

Під фосфоресценцією розуміють люмінесценцію, яка продовжується значний час після припинення збудження. Але основна відмінність між флуоресценцією та фосфоресценцією полягає не в тривалості післясвічення. Фосфоресценція кристалофосфорів виникає при рекомбінації електронів і дірок, що виникли при збудженні. У деяких кристалах можливе затягування післясвічення за рахунок того, що електрони та дірки захоплюються «пастками», з яких вони можуть звільнитися лише отримавши додаткову необхідну енергію. Звідси очевидна залежність тривалості фосфоресценції від температури. У разі складних органічних молекул фосфоресценція пов'язана з перебуванням їх у метастабільному стані, можливість переходу з якого в основний стан може бути малою. І в цьому випадку спостерігатиметься залежність швидкості загасання фосфоресценції від температури.

§ 2. Сцинтилятори

Неорганічні сцинтилятори . Неорганічні сцинтилятори є кристалами неорганічних солей. Практичне застосування в сцинтиляційної техніки мають головним чином галоїдні сполуки деяких лужних металів.

Процес виникнення сцинтиляцій можна подати за допомогою зонної теорії твердого тіла. В окремому атомі, що не взаємодіє з іншими, електрони знаходяться на певних дискретних енергетичних рівнях. У твердому тілі атоми знаходяться на близьких відстанях, та їх взаємодія є досить сильною. Завдяки цій взаємодії рівні зовнішніх електронних оболонок розщеплюються та утворюють зони, відокремлені одна від одної забороненими зонами. Найзовнішою дозволеною зоною, заповненою електронами, є валентна зона. Вище за неї розташовується вільна зона - зона провідності. Між валентною зоною та зоною провідності знаходиться заборонена зона, енергетична ширина якої становить кілька електронвольт.

Якщо кристалі є які-небудь дефекти, порушення решітки або домішкові атоми, то цьому випадку можлива поява енергетичних електронних рівнів, розташованих у забороненій зоні. При зовнішній дії, наприклад, при проходженні через кристал швидкої зарядженої частинки, електрони можуть переходити з валентної зони в зону провідності. У валентній зоні залишаться вільні місця, що мають властивості позитивно заряджених частинок з одиничним зарядом і звані дірками.

Описаний процес є процесом збудження кристала. Порушення знімається шляхом зворотного переходу електронів із зони провідності у валентну зону, відбувається рекомендація електронів та дірок. У багатьох кристалах перехід електрона із зони провідності у валентну відбувається через проміжні люмінесцентні центри, рівні яких перебувають у забороненій зоні. Зазначені центри обумовлюються наявністю в кристалі дефектів чи домішкових атомів. При переході електронів на дві стадії випускаються фотони з енергією, меншої ширини забороненої зони. Для таких фотонів ймовірність поглинання в кристалі мала і тому світловий вихід для нього набагато більше, ніж для чистого, безпримесного кристала.

Насправді, збільшення світлового виходу неорганічних сцинтиляторів вводяться спеціальні домішки інших елементів, званих активаторами. Так, наприклад, кристал йодистого натрію в якості активатора вводиться талій. Сцинтилятор, побудований на основі кристалу NaJ(Tl), має великий світловий вихід. Сцинтилятор NaJ (Тl) має значні переваги в порівнянні з газонаповненими лічильниками:

більшу ефективність реєстрації g -Променів (з великими кристалами ефективність реєстрації може досягати десятків відсотків);

малу тривалість сцинтиляції (25 10 -7 сек);

лінійний зв'язок між амплітудою імпульсу та величиною енергії, втраченою зарядженою часткою.

Остання властивість вимагає пояснень. Світловий вихід сцинтилятора має певну залежність від питомих втрат енергії зарядженої частки .

При дуже великих величинах можливі значні порушення кристалічних ґрат сцинтилятора, які призводять до виникнення локальних центрів гасіння. Ця обставина може спричинити відносне зменшення світлового виходу. Справді, експериментальні факти свідчать, що з важких частинок вихід нелінійний, а лінійна залежність починає виявлятися лише з енергії кілька мільйонів электронвольт. На рис.1 наведені криві залежності c від Е:крива 1 для електронів, крива 2 для частинок.

Крім зазначених лужно-галоїдних сцинтиляторів іноді використовуються інші неорганічні кристали:ZnS (Tl), CsJ (Tl), CdS (Ag), CaWO 4 , CdWO 4та ін.

Органічні кристалічні сцинтилятори. Молекулярні сили зв'язку в органічних кристалах малі проти силами, які у неорганічних кристалах. Тому молекули, що взаємодіють, практично не обурюють енергетичні електронні рівні один у одного і процес люмінесценції органічного кристала є процесом, характерним для окремих молекул. В основному електронному стані молекула має кілька коливальних рівнів. Під впливом випромінювання, що реєструється, молекула переходить у збуджений електронний стан, якому також відповідає кілька коливальних рівнів. Можливі також іонізація та дисоціація молекул. Внаслідок рекомбінаціїіонізованої молекули, вона, як правило, утворюється у збудженому стані. Спочатку збуджена молекула може перебувати на високих рівнях збудження та через короткий час (~ 10 -11 сек)випромінює фотон високої енергії. Цей фотон поглинається іншою молекулою, причому частина енергії збудження цієї молекули може бути витрачена на тепловий рух і випущений згодом фотон матиме вже меншу енергію порівняноіз попереднім. Після кількох циклів випромінювання та поглинання утворюються молекули, що знаходяться на першому збудженомурівні; вони випускають фотони, енергія яких може виявитися недостатньою для збудження інших молекул і, таким чином, кристал буде прозорим для випромінювання.

Мал. 2. Залежність світлового виходу

антрацену від енергії для різних частинок.

Завдяки тому, що більшість енергії збудження витрачається на тепловий рух, світловий вихід (конверсійна ефективність) кристала порівняно невеликий і становить кілька відсотків.

Для реєстрації ядерних випромінювань найбільшого поширення набули такі органічні кристали: антрацен, стильбен, нафталін. Антрацен маєдосить великим світловим виходом (~4%) і малим часом висвічування (3 1 0 -8 сек).Але при реєстрації важких заряджених частинок лінійна залежність інтенсивності сцинтиляції спостерігається лише за досить високих енергіях частинок.

На рис. 2 наведено графіки залежності світлового виходу c (у довільних одиницях) від енергії електронів 1 , протонів 2 , дейтонів 3 та a-часток 4 .

Стильбен хоч і має дещо менший світловий вихід, ніж антрацен, алезате тривалість сцинтиляції у нього значно менша (7 10 -9 сек),ніж у антрацену, що дозволяє використовувати його у тих експериментах, де потрібна реєстрація дуже інтенсивного випромінювання.

Пластмасові сцинтилятори. Пластмасові сцинтилятори є твердими розчинами флуоресціюючих органічних сполук у відповідній прозорій речовині. Наприклад, розчини антрацену або стильбену у полістиролі, або плексигласі. Концентрації розчиненої флуоресцентної речовини зазвичай малі і становлять кілька десятих часток відсотка або кілька відсотків.

Так як розчинника багато більше, ніж розчиненого сцин-тилятора, то, природно, частка, що реєструється, виробляє в основному збудження молекул розчинника. Енергія збудження надалі передається молекулам сцинтилятора. Очевидно, що спектр випромінювання розчинника повинен бути жорсткішим, ніж спектр поглинання розчиненої речовини, або принаймні збігатися з ним. Експериментальні факти показують, що енергія збудження розчинника передається молекулам сцинтилятора за рахунок фотонного механізму, тобто молекули розчинника випускають фотони, які потім поглинаються молекулами розчиненої речовини. Можливий інший механізм передачі енергії. Так як концентрація сцинтилятора мала, то розчин виявляється практично прозорим для випромінювання сцинтилятора, що виникло.

Пластмасові сцинтилятори мають значні переваги в порівнянні з органічними кристалічними сцинтиляторами:

Ø можливість виготовлення сцинтиляторів великих розмірів;

Ø можливість введення в сцинтилятор змішувачів спектру для досягнення кращого узгодження спектру люмінесценції зі спектральною характеристикою фотокатода;

Ø можливість введення в сцинтилятор різних речовин, необхідних спеціальних експериментах (наприклад, при дослідженні нейтронів);

Ø можливість використання пластмасових сцинтиляторів у вакуумі;

малий час висвічування (~3 10 -9 сек).Найбільший світловий вихід мають пластмасові сцинтилятори, приготовані розчиненням антрацену в полістиролі. Добрі властивості має також розчин стильбена в полістиролі.

Рідкі органічні сцинтилятори. Рідкі органічні сцинтилятори є розчинами органічних сцинтилюючих речовин в деяких рідких органічних розчинниках.

Механізм флуоресценції у рідких сцинтиляторах аналогічний механізму, що відбувається у твердих розчинах-сцинтиляторах.

Найбільш підходящими розчинниками виявилися ксилол, толуол і фенілциклогексан, а сцинтилюючими речовинами р-терфеніл, дифенілоксазол і тетрафенілбутадієн.Найбільший світловий вихід має сцинтилятор, виготовленийпри розчиненні

р-терфенілу в ксилолі при концентрації розчиненої речовини 5 г/л.

Основні переваги рідких сцинтиляторів:

Ø можливість виготовлення більших обсягів;

Ø можливість введення в сцинтилятор речовин, необхідних у спеціальнихекспериментах;

Ø мала тривалість спалаху (~3 10 -9 сек).

Газові сцинтилятори. При проходженні заряджених частинок через різні гази спостерігалася поява сцинтиляцій. Найбільшим світловим - виходом мають важкі благородні гази (ксенон та криптон). Великий світловий вихід має також суміш ксенону і гелію. Присутність у гелії 10% ксенону забезпечує світловий вихід, навіть більший, ніж чистого ксенону (рис. 3). Незначні домішки інших газів різко зменшують інтенсивність сцинтиляцій у шляхетних газах.

Мал. 3. Залежність світлового виходу газового

Сцинтилятор від співвідношення суміші гелію і ксенону.

Експериментально було показано, що тривалість спалахів у благородних газах мала (10 -9 -10 -8 сек),а інтенсивність спалахів у широкому діапазоні пропорційна втраченій енергії реєстрованих частинок і не залежить від їхньої маси та заряду. Газові сцинтилятори мають малу чутливість до g-випромінювання.

Основна частина спектру люмінесценції лежить в області далекого ультрафіолету, тому для приведення у відповідність до спектральної чутливості ФЕУ використовуються світлоперетворювачі. Останні повинні володіти високим коефіцієнтом конверсії, оптичною прозорістю в тонких шарах, низькою пружністю насиченої пари, а також механічною та хімічною стійкістю. Як матеріали для світлоперетворювачів в основному використовуються різні органічні сполуки, наприклад:

дифенілстильбен (ефективність перетворення близько 1);

P 1 p’-кватерфеніл (~1);

антрацен (0,34) та ін.

Світлоперетворювач наноситься тонким шаром на фотокатод ФЕУ. Важливим параметром світлоперетворювача є час висвітлення. Щодо цього органічні перетворювачі є цілком задовільними (10 -9 сікабо кілька одиниць на 10 -9 сек).Для збільшення світлозбору внутрішні стінки камери сцинтилятора зазвичай покриваються світловідбивачами.(MgO, емаль на основі окису титану, фторопласт, окис алюмінію та ін.).

§ 3. Фотоелектронні помножувачі

Основними елементами ФЕУ є: фотокатод, система фокусування, помножувальна система (диноди), анод (колектор). Всі ці елементи розташовуються у скляному балоні, відкачаному до високого вакууму (10 -6 мм рт.ст.).

Для цілей спектрометрії ядерних випромінювань фотокатод зазвичай розташовується на внутрішній поверхні плоскої торцевої частини балона ФЕУ. Як матеріал фотокатода вибирається речовина досить чутлива до світла, що випускається сцинтиляторами. Найбільшого поширення набули сурм'яно-цезієві фотокатоди, максимум спектральної чутливості яких лежить при l = 3900¸ 4200 А, що відповідає, максимумам спектрів люмінесценції багатьох сцинтиляторів.

Мал. 4. Принципова схема ФЕУ.

Однією з характеристик фотокатода є його квантовий вихід, тобто ймовірність виривання фотоелектрона фотоном, що потрапив на фотокатод. Величина e може сягати 10-20%. Властивості фотокатода характеризуються також інтегральною чутливістю, що є відношенням фотоструму. (мка) досвітловому потоку, що падає на фотокатод (Лм).

Фотокатод наноситься на скло у вигляді тонкого напівпрозорого шару. Істотна товщина цього шару. З одного боку, для великого поглинання світла вона повинна бути значною, з іншого боку, фотоелектрони, що виникають, володіючи дуже малою енергією не зможуть виходити з товстого шару і ефективний квантовий вихід може виявитися малим. Тому підбирається оптимальна товщина фотокатода. Істотно також забезпечити рівномірну товщину фотокатода, щоб його чутливість була однакова по всій площі. У сцинтиляційній g -спектрометрії часто необхідно використовувати тверді сцинтилятори великих розмірів, як за товщиною, так і діаметром. Тому виникає потреба виготовляти ФЕУ з великими діаметрами фотокатодів. У вітчизняних ФЕУ фотокатоди робляться з діаметром від кількох сантиметрів до 15¸ 20 див.фотоелектрони, що вибиті з фотокатода, повинні бути сфокусовані на перший помножувальний електрод. Для цієї мети використовується система електростатичних лінз, які є рядом фокусуючих діафрагм. Для отримання хороших тимчасових характеристик ФЕУ важливо створити таку систему, що фокусує, щоб електрони потрапляли на перший динод з мінімальним тимчасовим розкидом. На рис. 4 наведено схематичне пристрій фотоелектронного помножувача. Висока напруга, що живить ФЕУ, негативним полюсом приєднується до катода і розподіляється між усіма електродами. Різниця потенціалів між катодом і діафрагмою забезпечує фокусування фотоелектронів на перший електрод, що множить. Помножують електроди звуться динодів. Диноди виготовляються з матеріалів, коефіцієнт вторинної емісії яких більше одиниці ( s >1). У вітчизняних ФЕУ діноди виготовляються або у вигляді коритоподібної форми (рис. 4), або як жалюзі. В обох випадках диноди розташовуються в лінію. Можливе також і кільцеподібне розташування динодів. ФЕУ з кільцеподібною системою динодів мають кращі часові характеристики. Емітуючим шаром динодів є шар із сурми та цезію або шар із спеціальних сплавів. Максимальне значення s для сурм'яно-цезієвих емітерів досягається при енергії електронів 350¸ 400 ев,а для сплавних емітерів – при 500¸ 550 ев.В першому випадку s = 12 14, у другому s = 7 10. У робочих режимах ФЕУ значення s трохи менше. Досить добрим коефіцієнтом вторинної емісії є s = 5.

Фотоелектрони, сфокусовані перший динод, вибивають із нього вторинні електрони. Число електронів, що залишають перший динод, у кілька разів більше за кількість фотоелектронів. Всі вони прямують на другий динод, де також вибивають вторинні електрони і т.д., від динода до динода, число електронів збільшується в s разів.

При проходженні всієї системи динодів потік електронів зростає на 5-7 порядків і потрапляє на анод - електрод ФЕУ, що збирає. Якщо ФЕУ працює у струмовому режимі, то ланцюг анода включаються прилади, що підсилюють і вимірюють струм. При реєстрації ядерних випромінювань зазвичай необхідно вимірювати кількість імпульсів, що виникають під впливом іонізуючих частинок, а також амплітуду цих імпульсів. У цих випадках ланцюг анода включається опір, на якому і виникає імпульс напруги.

Важливою характеристикою ФЕУ є коефіцієнт множення М.Якщо значення s для всіх динодів однаково (при повному збиранні електронів на динодах), а число динодів рівнеn, то

A і B постійні, u - Енергія електронів. Коефіцієнт множення Мне дорівнює коефіцієнту посилення М" , який характеризує відношення струму на виході ФЕУ до струму, що виходить із катода

М" = СМ,

де З<1 - Коефіцієнт збору електронів, що характеризує ефективність збору фотоелектронів на перший динод.

Дуже важливою є сталість коефіцієнта посилення М" ФЕУ як у часі, так і за зміни числа електронів, що виходять з фото катода. Остання обставина дозволяє використовувати сцинтиляційні лічильники як спектрометри ядерних випромінювань.

Про перешкоди у фотомножниках. У сцинтиляційних лічильниках навіть за відсутності зовнішнього опромінення можлива поява великої кількості імпульсів на виході ФЕУ. Ці імпульси зазвичай мають невеликі амплітуди і звуться шумових. Найбільше шумових імпульсів обумовлюється появою термоелектронів з фотокатода і навіть із перших динодов. Для зменшення шумів ФЕУ часто використовується його охолодження. При реєстрації випромінювань, що створюють великі за амплітудою імпульси, в схему, що реєструє, включається дискримінатор, що не пропускає шумові імпульси.

Мал. 5. Схема придушення шумів ФЭУ.

1. При реєстрації імпульсів, амплітуда яких можна порівняти з шумовими, раціонально використовувати один сцинтилятор із двома ФЕУ, включеними у схему збігів (рис. 5). У цьому випадку відбувається тимчасова селекція імпульсів, що виникли від частки, що реєструється. Справді, спалах світла, що виник у сцинтиляторі від частки, що реєструється, потрапить одночасно на фтокатоди обох ФЕУ, і на їх виході одночасно з'являться імпульси, що змушують спрацювати схему збігів. Частка буде зареєстрована. Шумові імпульси в кожному з ФЕУ з'являються незалежно один від одного і найчастіше не будуть зареєстровані схемою збігів. Такий спосіб дозволяє зменшувати власне тло ФЕУ на 2-3 порядки.

Число шумових імпульсів зростає із зростанням прикладеної напруги, спочатку досить повільно, потім зростання різко збільшується. Причиною цього різкого зростання фону є автоелектронна емісія з гострих країв електродів та виникнення зворотного іонного зв'язку між останніми динодами та фотокатодом ФЕУ.

У районі анода, де щільність струму найбільша, можливе виникнення свічення як залишкового газу, і конструктивних матеріалів. Слабке світіння, що виникло, а також зворотний іонний зв'язок зумовлюють появу так званих супроводжуючих імпульсів, віддалених за часом від основних на 10 -8 10 -7 сек.

§ 4. Конструкції сцинтиляційних лічильників

До конструкцій сцинтиляційних лічильників висуваються такі вимоги:

Ø найкращий збір світла сцинтиляцій на фотокатоді;

Ø рівномірний розподіл світла по фотокатоду;

Ø затемнення від світла сторонніх джерел;

Ø відсутність впливу магнітних полів;

Ø стабільність коефіцієнта посилення ФЕУ

Працюючи зі сцинтиляційними лічильниками завжди необхідно домагатися найбільшого відношення амплітуди імпульсів сигналу до амплітуди шумових імпульсів, що змушує оптимально використовувати інтенсивності спалахів, що у сцинтиляторі. Зазвичай сцинтилятор пакують у металевий контейнер, що закривається з одного кінця плоским склом. Між контейнером і сцинтилятором розміщується шар матеріалу, що відображає світло і сприяє повному його виходу. Найбільшу відбивну здатність мають окис магнію (0,96), двоокис титану (0,95), гіпс (0,85-0,90), використовується також алюміній (0,55-0,85).

Особлива увага має бути звернена на ретельну упаковку гігроскопічних сцинтиляторів. Так, наприклад, найчастіше використовуваний фосфор NaJ (Tl) дуже гігроскопічний і при проникненні в нього вологи жовтіє та втрачає свої сцинтиляційні властивості.

Пластмасові сцинтилятори не потрібно упаковувати в герметичні контейнери, але для збільшення світлозбору можна оточити сцинтилятор відбивачем. Всі тверді сцинтилятори повинні мати на одному з торців вихідне вікно, яке зчленовується з фотокатодом ФЕУ. У місці зчленування можуть бути значні втрати інтенсивності світла сцинтиляції. Для уникнення цих втрат між сцинтилятором та ФЕУ вводиться канадський бальзам, мінеральні або силіконові олії та створюється оптичний контакт.

У деяких експериментах, наприклад при вимірюваннях у вакуумі, магнітних полях, сильних полях іонізуючих випромінювань сцинтилятор не може бути поміщений безпосередньо на фотокатод ФЕУ. У таких випадках для передачі світла від сцинтилятора фотокатод використовується світлопровід. Як світлопроводи застосовуються поліровані стрижні з прозорих матеріалів - таких, як люсіт, плексиглас, полістирол, а також металеві або плексигласові трубки, заповнені прозорою рідиною. Втрати світла у світлопроводі залежать від його геометричних розмірів та від матеріалу. У деяких експериментах необхідно використати вигнуті світлопроводи.

Найкраще застосовувати світлопроводи з великим радіусом кривизни. Світлопроводи дозволяють також зчленовувати сцинтилятори та ФЕУ різних діаметрів. При цьому використовуються конусоподібні світлопроводи. Зчленування ФЕУ з рідким сцинтилятором проводиться через світлопровід, або безпосереднім контактом з рідиною. На рис. 6 наведено приклад зчленування ФЕУ з рідким сцинтилятором. У різних режимах роботи на ФЕУ подається напруга від 1000 до 2500 в.Так як коефіцієнт посилення ФЕУ дуже різко залежить від напруги, то джерело струму повинен бути добре стабілізований. Крім того, можливе здійснення самостабілізації.

Живлення ФЕУ проводиться за допомогою дільника напруги, що дозволяє подавати на кожен електрод відповідний потенціал. Негативний полюс джерела живлення підключається до фотокатода і одного з кінців дільника. Позитивний полюста інший кінець дільника заземлюються. Опір дільника підбираються таким чином, щоб було здійснено оптимальний режим роботи ФЕУ. Для більшої стабільності струм через дільник повинен перевищувати електронні струми, що йдуть через ФЕУ.

Мал. 6. Зчленування ФЕУ з рідким сцинтилятором.

1-рідкий сцинтилятор;

2- ФЕУ;

3- світлозахисний кожух.

p align="justify"> При роботі сцинтиляційного лічильника в імпульсному режимі на виході ФЕУ виникають короткі (~10 -8 сек)імпульси, амплітуда яких може становити кілька одиниць чи кілька десятків вольт. При цьому потенціали на останніх динодах можуть зазнавати різких змін, так як струм через дільник не встигає заповнити заряд, що носить каскад електронами. Щоб уникнути таких коливань потенціалів, кілька останніх опорів дільника шунтуються ємностями. За рахунок підбору потенціалів на динодах створюються сприятливі умови для збирання електронів цих динодах, тобто. здійснюється певна електроннооптична система, що відповідає оптимальному режиму.

В електроннооптичній системі траєкторія електрона не залежить від пропорційної зміни потенціалів на всіх електродах, що утворюють цю електроннооптичну систему. Так і в помножувачі при зміні напруги живлення змінюється лише коефіцієнт посилення його, але електронно-оптичні властивості залишаються незмінними.

При непропорційну зміну потенціалів на динодах ФЕУ умови фокусування електронів на ділянці, де порушена пропорційність, змінюються. Ця обставина використовується для самостабілізації коефіцієнта посилення ФЕУ. З цією метою потенціал

Мал. 7. Частина схеми дільника.

одного з динодів по відношенню до потенціалу попереднього динода задається постійним або за допомогою додаткової батареї, або за допомогою додатково стабілізованого дільника. На рис. 7 наведено частину схеми дільника, де між динодами D 5 та D 6 включена додаткова батарея ( Uб = 90 в).Для найкращого ефекту самостабілізації необхідно підібрати величину опору R". Зазвичай R" більше R в 3-4 рази.

§ 5. Властивості сцинтиляційних лічильників

Сцинтиляційні лічильники мають такі переваги.

Висока роздільна здатність за часом. Тривалість імпульсу в залежності від використовуваних сцинтиляторів тягнеться від 10 -6 до 10 -9 сік,тобто. на кілька порядків менше, ніж у лічильників із самостійним розрядом, що дозволяє здійснювати набагато більші швидкості рахунку. Іншою важливою часовою характеристикою сцинтиляційних лічильників є мала величина запізнення імпульсу після проходження частки, що реєструється через фосфор (10 -9 -10 -8 сек).Це дозволяє використовувати схеми збігів з малим дозвільним часом (< 10 -8 сек)і, отже, проводити вимірювання збігів при багато великих навантажень по окремих каналах при малій кількості випадкових збігів.

Висока ефективність реєстрації g -променів та нейтронів. Для регістрації g -кванту або нейтрону необхідно, щоб вони прореагували з речовиною детектора; при цьому вторинна заряджена частка, що виникла, повинна бути зареєстрована детектором. Очевидно, що чим більше знаходиться речовини на шляху g -променів або нейтронів, тим більшою буде можливість їх поглинання, тим більшою буде ефективність їх реєстрації. В даний час при використанні великих сцинтиляторів досягають ефективності реєстрації g -променів у кілька десятків відсотків. Ефективність реєстрації нейтронів сцинтиляторами із спеціально введеними речовинами (10 В, 6 Liта ін) також набагато перевищує ефективність реєстрації їх за допомогою газорозрядних лічильників.

Можливість енергетичного аналізу реєстрованого випромінювання. Насправді, для легких заряджених частинок (електрони) інтенсивність спалаху в сцинтиляторі пропорційна енергії, втраченій частинкою в цьому сцинтиляторі.

За допомогою сцинтиляційних лічильників, приєднаних до амплітудних аналізаторів, можна вивчати спектри електронів та g -променів. Дещо гірше справа з вивченням спектрів важких заряджених частинок ( a -частки та ін), що створюють у сцинтиляторі велику питому іонізацію. У цих випадках пропорційність інтенсивності спалаху втраченої енергії спостерігається не при будь-яких енергіях частинок і проявляється тільки при значеннях енергії, більших за деяку величину. Нелінійний зв'язок амплітуд імпульсів з енергією частинки різна для різних фосфорів та різних типів частинок. Це ілюструється графіками на рис.1 і 2.

Можливість виготовлення сцинтиляторів великих геометричних розмірів. Це означає можливість реєстрації та енергетичного аналізу частинок дуже великих енергій (космічні промені), а також частинок, що слабо взаємодіють з речовиною (нейтрино).

Можливість введення до складу сцинтиляторів речовин, з якими з великим перерізом взаємодіють нейтрони. Для реєстрації повільних нейтронів використовують фосфори LiJ(Tl), LiF, LiBr. При взаємодії повільних нейтронів з 6 Liйде реакція 6 Li(n, a) 3 Н, в якій виділяється енергія 4,8 Мев.

§ 6. Приклади використання сцинтиляційних лічильників

Вимірювання часів життя збуджених станів ядер. При радіоактивному розпаді або в різних ядерних реакціях ядра, що утворюються, часто виявляються в збудженому стані. Вивчення квантових показників збуджених станів ядер одна із головних завдань ядерної фізики. Дуже важливою характеристикою збудженого стану ядра є час його життя t. Знання цієї величини дозволяє отримувати багато відомостей про структуру ядра.

Атомні ядра можуть у збудженому стані різні часи. Для виміру цих часів існують різні методи. Сцинтиляційні лічильники виявилися дуже зручними для вимірювання часів життя рівнів ядер від кількох секунд до малих часток секунди. Як приклад використання сцинтиляційних лічильників ми розглянемо метод затриманих збігів. Нехай ядро A (див. рис. 10) шляхом b -розпаду перетворюється на ядро Уу збудженому стані, який надлишок своєї енергії віддає на послідовне випромінювання двох g-квантів ( g 1, g 2). Потрібно визначити час життя збудженого стануI. Препарат, що містить ізотоп A, встановлюється між двома лічильниками із кристалами NaJ(Tl) (рис. 8). Імпульси, що виникли на виході ФЕУ, подаються на схему швидких збігів із вирішальним часом~10 -8 - 10 -7 сек.Крім того, імпульси подаються на лінійні підсилювачі і далі на амплітудні аналізатори. Останні налаштовуються в такий спосіб, що вони пропускають імпульси певної амплітуди. Для нашої мети, тобто. для мети вимірювання часу життя рівняI(див. рис. 10), амплітудний аналізатор AAI повинен пропускати лише імпульси, що відповідають енергії квантів g 1 а аналізатор AAII - g 2 .

Мал. 8. Принципова схема визначення

Час життя збуджених станів ядер.

Далі імпульси з аналізаторів, а також швидкої схеми збігів подаються на повільну ( t ~10 -6 сік)схему потрійних збігів. В експерименті вивчаються залежність числа потрійних збігів від величини тимчасової затримки імпульсу, включеної перший канал схеми швидких збігів. Зазвичай затримка імпульсу здійснюється з допомогою так званої змінної лінії затримки ЛЗ (мал. 8).

Лінія затримки повинна включатися саме до каналу, в якому реєструється квант g 1 , тому що він випускається раніше кванта g 2 . В результаті експерименту будується напівлогарифмічний графік залежності кількості потрійних збігів від часу затримки (рис. 9), і вже по ньому визначається час життя збудженого рівняI(Так само, як це робиться при визначенні періоду напіврозпаду за допомогою одиночного детектора).

Використовуючи сцинтиляційні лічильники з кристалом NaJ(Tl) та розглянуту схему швидко-повільних збігів, можна вимірювати часи життя 10 -7 - 10 -9 сек.Якщо ж використовувати швидші органічні сцинтилятори, можна вимірювати і менші часи життя збуджених станів (до 10 -11 сік) .

Мал. 9. Залежність кількості збігів від величини затримки.

Гамма-дефектоскопія. Ядерні випромінювання, що мають велику проникаючу здатність, все частіше застосовуються в техніці для виявлення дефектів у трубах, рейках та інших великих металевих блоках. Для цих цілей використовується джерело g -випромінювання та детектор g - променів. Найкращим детектором у цьому випадку є сцинтиляційний лічильник, що має велику ефективність реєстрації. Джерело випромінювання міститься в свинцевому контейнері, з якого через коліматорний отвір виходить вузький пучок g -променів, що висвітлює трубу. З протилежного боку труби встановлюється сцинтиляційний лічильник. Джерело та лічильник поміщаються на рухомий механізм, що дозволяє пересувати їх уздовж труби, а також повертати біля її осі. Проходячи через матеріал труби, пучок g -променів буде частково поглинатися; якщо труба однорідна, поглинання буде всюди однаковим, і лічильник завжди реєструватиме одне і те ж число (в середньому) g -квантів в одиницю часу, якщо ж у якомусь місці труби є раковина, то g -промені в цьому місці поглинатимуться менше, швидкість рахунку збільшиться. Розташування раковини буде виявлено. Прикладів такого використання сцинтиляційних лічильників можна навести багато.

Експериментальне виявлення нейтрино. Нейтрино - найзагадковіша з елементарних частинок. Майже всі властивості нейтрино отримані з непрямих даних. Сучасна теорія b -Розпаду припускає, що маса нейтрино m n дорівнює нулю. Деякі експерименти дозволяютьстверджувати, що . Спін нейтрино дорівнює 1/2 , магнітний момент<10 -9 магнетона Бора. Електричний заряд дорівнює нулю. Нейтрино може долати величезні товщі речовини, не взаємодіючи з нею. При радіоактивному розпаді ядер випускаються два сорти нейтрино. Так, при позитронному розпаді ядро ​​випускає позитрон (античастка) та нейтрино ( n -частинка). При електронному розпадівипускається електрон (частка) та антинейтрино (`n-античастинки).

Створення ядерних реакторів, у яких утворюється дуже багато ядер з надлишком нейтронів, вселило надію виявлення антинейтрино. Усі нейтроннонадлишкові ядра розпадаються з випромінюванням електронів, отже, і антинейтрино. Поблизу ядерного реактора потужністю кілька сотень тисяч кіловат потік антинейтрино становить 10 13 см -2 · сек -1 -потік величезної густини, і при виборі відповідного детектора антинейтрино можна було спробувати їх виявити. Така спроба була здійснена Рейнесом та Коуеном у 1954 р. Автори використали наступну реакцію:

n + p® n + e + (1)

цієї реакції частинками-продуктами є позитрон та нейтрон, які можуть бути зареєстровані.

Детектором і водневою мішенню служив рідкий сцинтилятор, об'ємом ~1 м 3 ,з високим вмістом водню, насичений кадмієм. Позитрони, що виникають у реакції ( 1 ), анігілювали у два g -кванта з енергією 511 кевкожен і зумовлювали появу першого спалаху сцинтилятора. Нейтрон протягом кількох мікросекунд сповільнювався та захоплювався кадмієм. У цьому захопленні кадмієм випускалося кілька g -Квантів із сумарною енергією близько 9 Мев.В результаті в сцинтиляторі виник другий спалах. Вимірювалися збігові збіги двох імпульсів. Для реєстрації спалахів рідкий сцинтилятор оточувався великою кількістю ФЕУ.

Швидкість рахунку запізнюваних збігів складала три відліки на годину. З цих даних було отримано, що переріз реакції (рис. 1) s = (1,1 ± 0,4) 10 -43 см 2 ,що близько до розрахункової величини.

В даний час рідинні сцинтиляційні лічильники дуже великих розмірів використовуються в багатьох експериментах, зокрема в експериментах з вимірювання потоків g -випромінювань, що випускаються людиною та іншими живими організмами.

Реєстрація уламків поділу. Для реєстрації уламків поділу виявилися зручними газові сцинтиляційні лічильники.

Зазвичай експеримент із вивчення перерізу поділу ставиться так: шар досліджуваного елемента наноситься якусь підкладку і опромінюється потоком нейтронів. Звичайно, чим більше буде використовуватися речовини, що ділиться, тим більше відбуватиметься актів поділу. Але оскільки зазвичай ділятьсяречовини (наприклад, трансуранові елементи) є a -випромінювачами, то використання їх у значних кількостях стає скрутним через великий фон від a -Частинок. І якщо акти поділу вивчаються за допомогою імпульсних іонізаційних камер, то можливе накладення імпульсів від a -Частинок на імпульси, що виникли від уламків поділу. Тільки прилад, що володіє кращою тимчасовою роздільною здатністю, дозволить використовувати великі кількості речовини, що ділиться без накладання імпульсів один на одного. У цьому відношенні газові сцинтиляційні лічильники мають значну перевагу в порівнянні з імпульсними іонізаційними камерами, оскільки тривалість імпульсів у останніх на 2-3 порядки більша, ніж у газових лічильників сцинтиляційних. Амплітуди імпульсів від уламків поділу набагато більше, ніж від a -Частинок і тому можуть бути легко відокремлені за допомогою амплітудного аналізатора.

Дуже важливою властивістю газового сцинтиляційного лічильника є його низька чутливість до g -променів, оскільки часто поява важких заряджених частинок супроводжується інтенсивним потоком g-променів.

Люмінесцентні камери. У 1952 р. радянськими фізиками Завойським та іншими вперше було зроблено фотографування слідів іонізуючих частинок у люмінесцентних речовинах за допомогою чутливих електроннооптичних перетворювачів (ЕОП). Цей метод реєстрації частинок, названий люмінесцентною камерою, має високу роздільну здатність за часом. Перші досліди були зроблені під час використання кристала CsJ (Tl).

Надалі для виготовлення люмінесцентної камери стали використовувати пластмасові сцинтилятори у вигляді довгих тонких стрижень (ниток). Нитки укладаються у вигляді стопки рядами так, що нитки у двох сусідніх рядах розташовані під прямим кутом одна до одної. Цим забезпечується можливість стереоскопічного спостереження відтворення просторової траєкторії частинок. Зображення від кожної із двох груп взаємно перпендикулярних ниток спрямовуються на окремі електроннооптичні перетворювачі. Нитки відіграють також роль світлопроводів. Світло дають ті нитки, які перетинає частка. Це світло виходить через торці відповідних ниток, що фотографуються. Виготовляються системи з діаметром окремих ниток від 0,5 до 1,0 мм.

Література :

1. Дж.Біркс. Сцинтиляційні лічильники. М., ІЛ, 1955.

2. В.О.Вяземський, І.І. Ломоносов, В.А. Рузин. Сцинтиляційний метод у радіометрії. М., Госатоміздат, 1961.

3. Ю.А. Єгоров. Стинціляційний метод спектрометрії гамма випромінювання та швидких нейтронів. М., Атоміздат, 1963.

4. П.А. Тишкін. Експерементальні методи ядерної фізики (детектори ядерних випромінювань).

Видавництво Ленінградського університету, 1970.

5 Г.С. Ландсберг. Елементарний підручник фізики (том 3). М., Наука, 1971