Радиационные повреждения детекторов

При облучении детекторов ионизирующим излучением кроме полезного эффекта – создания электронно-дырочных пар – существует и много других, вызванных разнообразными взаимодействиями заряженных частиц, нейтронов и γ -квантов с решеткой детектора и в подавляющем большинстве случаев ухудшающих свойства детектора, а при больших дозах облучения делающих его совершенно непригодным к работе.

Вообще говоря, облучение в больших дозах портит все детекторы, а не только полупроводниковые, однако заметные изменения свойств последних наступают уже при интегральных потоках, которые сравнимы с числом частиц, проходящих через детектор за время эксперимента, а это означает, что характеристики детектора изменяются во время эксперимента.

Разнообразные взаимодействия (упругие и неупругие ядерные столкновения, кулоновское взаимодействие, ядерные реакции) в основном приводят к выбиванию атомов полупроводника из решетки и образованию вакансий в ней. В большинстве случаев эти изменения необратимы, т.е. по мере облучения число нарушений возрастает пропорционально дозе облучения. Обычно процесс многоступенчатый, т.е. атом, выбитый из решетки первичной частицей, обладает достаточной энергией, чтобы, в свою очередь, создать дефекты. Полное число дефектов, созданных в решетке, зависит от энергии и типа первичной частицы. Гамма-кванты создают в полупроводнике электроны с энергией, близкой к начальной энергии γ -квантов, следовательно, и повреждения в этом случае определяются электронами. Быстрые нейтроны имеют малое сечение взаимодействия с ядрами полупроводника, но при каждом взаимодействии ядру передается большая энергия. Ядра отдачи, в свою очередь, создают много вторичных дефектов, а вся картина повреждений в детекторе характеризуется малыми областями с высокой плотностью дефектов, отделенных друг от друга неповрежденным материалом. Иная картина повреждений при облучении заряженными частицами, основной процесс взаимодействия которых с атомами решетки как целым – рассеяние кулоновским полем. При этом создается большое число выбитых атомов с малой энергией, в подавляющем большинстве случаев недостаточной для создания вторичных нарушений. Повреждения, созданные быстрыми электронами, характерны тем, что в среднем электрон передает атомам решетки слишком мало энергии, чтобы создать дефекты, и только очень малая часть атомов покидает узлы решетки. Для того чтобы выбить атом кремния из узла решетки, требуется энергия 25…30 эв. Электроны низких энергий (менее 150 кэвв Si и менее 400 кэвв Ge) не создают дефектов.

Более трудно поддаются анализу из-за их большой плотности повреждения, созданные осколками деления пли тяжелыми ионами. В этом случае существенны как процессы прямых столкновений, так и передача энергии кулоновским полем. При бомбардировке тяжелыми частицами типа осколков деления смещаются почти все атомы, расположенные на пути частицы. Такая частица оставляет за собой сильно разупорядоченный объем, называемый клином смещений. Вычисление концентрации дефектов, создаваемых в таких условиях, представляет собой очень трудную задачу.

Очевидно, что существенно изменяются свойства детектора после облучения в том случае, когда число повреждений разного сорта в полупроводнике будет по порядку величины близко к числу примесных атомов. Для кремния р ‑ типа число акцепторов равно 2·10¹³ атом/см³.Число повреждений, близкое к этой величине, будет создано в детекторе при попадании в него приблизительно 10¹¹ α -частиц/см²(с энергией 10 Мэв ); 10¹¹ быстрых нейтронов/см²; 5·10¹¹ протонов/см²(с энергией 10 Мэв ) или 10¹⁴ быстрых электронов/см².На практике влияние повреждений сказывается при существенно меньших дозах облучения.

В результате облучения изменяется сопротивление материала, что вызывает искажение электрических полей, увеличиваются токи утечки, увеличиваются вероятности захвата в ловушки и рекомбинации. Т.к. нарушения создаются неравномерно по чувствительному объему, то ухудшается разрешение, и появляются дополнительные пики в амплитудном распределении импульсов, что является одним из признаков существенных повреждений. Для детекторов с р-i-n -переходом, которые более чувствительны к облучению, чем детекторы с р-n -переходом, одним из последствий облучения является уменьшение глубины обедненного слоя. Например, для создания с помощью дрейфа лития обедненного слоя глубиной 3 ммпри U = 300 вв кремниевом детекторе максимально допустимое число акцепторов около 10¹⁰ атом/см³. Следовательно, существенные нарушения работы такого детектора произойдут при интегральных потоках нейтронов и α -частиц порядка 10⁸ см^-2.С увеличением дозы ухудшается и энергетическое разрешение детектора.

Определенный тип полупроводникового детектора выбирается для конкретного эксперимента не только по физическим, но и операционным свойствам детектора, т.е. по удобству работы с ним, что не всегда можно сделать легко и однозначно.

Детекторы с р-n -переходом, образованные окислением поверхности основного материала, характеризуются очень высокой радиационной стойкостью, обусловленной прочностью оксидного покрытия. В них можно создать обедненный слой почти по всей глубине, в них нерабочая (мертвая) область спереди и сзади кристалла становится очень тонкой. Это очень важно, если детектор используется как dE/dx- детектордля идентификации вида частиц.

Если обедненный слой не занимает всей толщины образца, то его глубина может меняться при изменении напряжения смещения. Это очень полезное свойство для дискриминации длиннопробежных и короткопробежных заряженных частиц.

Диффузионные детекторы имеют наиболее высокую радиационную устойчивость из всех типов полупроводниковых детекторов, что является следствием высокой степени легирования. Почти всегда барьерные детекторы работают при комнатной температуре, а значит, без сложных криогенных устройств. Их недостаток заключается в малой глубине чувствительной области и большой емкости перехода, приводящей к малому отношению сигнал/шум и, следовательно, плохому энергетическому разрешению. Диффузионные детекторы используются в ядерной физике для детектирования α -частиц из естественных источников и прогонов низких энергий в опытах на ускорителях, осколков деления и тяжелых ионов. В последнем случае очень важной оказалась радиационная устойчивость детекторов. Хорошие кремниевые детекторы выдерживали до 10⁸…10⁹ осколок/см².

Литий-дрейфовые кремниевые детекторы с большой глубиной чувствительной области и, следовательно, низкой емкостью нашли применение для работы на ускорителях (α -частицы с энергией до 120 Мэв). При больших энергиях первичных частиц эти детек­торы работают при комнатных температурах.

Литий-дрейфовые германиевые детекторы должны всегда использоваться при низкой температуре (обычно Т = 77 °К) для уменьшения тока утечки и связанного с ним шума. Однако высокий атомный номер германия, сравнительная легкость получения толстого чувствительного слоя и малая энергия, требуемая для образования электронно-дырочной пары, позволяют применять германиевые детекторы как гамма-спектрометры с очень хорошей разрешающей способностью и высокой эффективностью регистрации.

4.6. Трековые детекторы

К трековым приборам относят устройства, в которых заряженные частицы в результате взаимодействия изменяют состояние вещества детектора таким образом, что делают видимыми следы (треки) заряженных частиц. В перенасыщенном паре при определенных условиях ионы являются центрами конденсации и на них вырастают капельки жидкости, видимые невооруженным глазом. Это явление – конденсация пара на ионах – положено в основу работы камер Вильсона. В перегретой жидкости ионы являются центрами кипения. Заряженные частицы в такой жидкости оставляют след в виде цепочки газовых полостей (пузырьков). На этом явлении и основана работа пузырьковых камер. В фотопластинках заряженные частицы в результате ионизации создают центры проявления. Таким образом, образуются скрытое изображение трека, которое после проявления становится видимым. К трековым приборам относятся также искровые камеры. В них электрический пробой между электродами происходит вдоль направления движения заряженной частицы, что позволяет определить направление движения частицы и ее координаты.

Трековые приборы не только регистрируют акт прохождения заряженной частицы, но и определяют некоторые ее характеристики по плотности ионизации, по величине пробега, по числу δ – электронов. Возможности трековых приборов значительно увеличиваются, если их помещают в магнитное поле. В этих случаях измерение радиуса кривизны трека дает дополнтельную информацию о заряде, импульсе, массе заряженной частицы.

Камеры Вильсона

Если в парогазовой смеси давление паров выше давления насыщенных паров при данной температуре, то такое состояние пара называется пересыщенным. Величина пересыщения S определяется как отношение плотности пересыщенного пара (в данный момент) к плотности насыщенных паров при той же температуре. Пересыщенное состояние пара можно получить при быстром увеличении объема. Пересыщенное состояние пара не стабильно и при наличии центров конденсации происходит переход части пара в жидкую фазу, пока давление не достигнет давления насыщенных паров.

В 1899 г. Вильсон обратил внимание на то, что в парогазовой смеси очищенной от пыли, конденсация происходит при перенасыщении S > 4, если рядом с объемом поместить источник ионизирующего излучения. Несколько позднее Дж. Дж. Томсон показал, что центры ионизации в данном случае – ионы. И, наконец, при S > 8 во всем объеме камеры образуется туман, плотность которого тем больше, чем больше величина перенасыщения. В этом случае конденсация происходит и без ионизирующего излучения. Таким образом, если создается пересыщенное состояние при 4 < S < 8, центрами конденсации могут быть ионы. Это явление и было использовано Вильсоном для создания камеры, в которой за счет расширения создается метастабильное пересыщенное состояние. При прохождении заряженной частицы образуются ионы, на которых и происходит конденсация, т.е. вырастают капельки жидкости, которые фотографируются. Такая камера позволяет сфотографировать след (трек), оставленный заряженной частицей.

Перенасыщение в камере при прочих равных условиях зависит от давления неконденсирующегося газа, чем выше давление газа, тем меньше требуемое расширение для получения заданного перенасыщения. Работа при более высоких давлениях, кроме того, увеличивает число ионов на единице пути, что делает треки отчетливее.

Схема камеры Вильсона приведена на рис. 5.1. Верхнюю крышку камеры и боковые стенки обычно делают стеклянными; через верхнюю крышку производится фотографирование треков, а через боковые стенки – освещение. Дно камеры – это диафрагма, при движении которой образуется пересыщенное состояние пара. Дно камеры покрывают черным бархатом (для лучших условий фотографирования), пропитанным водой (или водо-спиртовой смесью).

Рис. 5.1. Камера Вильсона: 1 – рабочий объем; 2 – сетка; 3 – подвижная диафрагма; 4 – ограничители хода диафрагмы; 5 – отверстие для изменения давления под диа­фрагмой; 6 – стеклянные стенки камеры.

Камеры Вильсона часто помещают в магнитное поле, это позволяет определять больше параметров регистрируемых частиц. След частицы необходимо сфотографировать таким образом, чтобы можно было найти длину пробега отдельной частицы, кривизну ее траектории, углы между траекториями частиц, движущихся в любой плоскости. Для этого треки фотографируют с двух различных точек. Стереоскопическая съемка следов частиц производится как одним объективом, так и двумя.

Рабочий цикл камеры включает в себя расширение, включение освящения, фотографирование треков и сжатие. Расширение камеры производится за время от нескольких сотых до десятых долей секунды, в зависимости от конструкции и размеров камеры. После того как произошло расширение, газ в камере постепенно нагревается за счет притока тепла от стенок, перенасыщение уменьшается и после некоторого времени, называемого временем чувствительности камеры, конденсация на ионах прекращается. Время чувствительности камеры определяют как время после расширения, в течение которого в камере остается перенасыщение, достаточное для конденсации на ионах. Это время имеет большое значение при работе камер с управлением. Длительность экспозиции при фотографировании треков выбирают из условий получения наиболее четких снимков. После фотографирования треков производят уменьшение объема камеры. Парогазовая смесь в камере после сжатия будет находиться при более высокой температуре, чем в начале рабочего цикла. Повышение температуры, как уже отмечалось выше, требует больших расширений для определения необходимого перенасыщения. Поэтому после сжатие, чтобы установить начальную температуру, необходимо некоторое время. Это время для камер с низкими давлениями и небольшими объемами может составлять порядка одной секунды. Но в камерах с большим объемом и высоким давлением оно может достигать сотен секунд. Так, при давлении в камере около 100 атм после каждого сжатия требуются около 900 сдля отвода тепла, выделившегося при сжатии, после чего камера вновь готова к следующему расширению.

Плотность капель вдоль треков заряженных частиц в камерах Вильсона оказывается пропорциональной плотности ионизации. Плотность треков определяют по числу сгустков капель вдоль трека. Такие сгустки образуют электроны, появляющиеся в результате ионизации, с энергиями порядка нескольких сот электронвольт. Кривизну трека (при длине трека 10…20 см) с помощью камеры Вильсона, помещенной в магнитное поле, можно определить с точностью порядка 0, 01…0, 02см.

Камеры непрерывного действия (диффузионные камеры)

В некоторых случаях при исследованиях постоянного во времени поля излучений и невозможности управления камерами желательно иметь время чувствительности камер как можно больше. Поэтому представляют интерес камеры непрерывного действия (диффузионные камеры). На рис. 5.2 показана схема одного из вариантов диффузионной камеры низкого (нормального) давления.

Принцип работы: диффузия пара через газ, в котором создан большой температурный градиент. Диффузионная камера для исключения конвективных потоков всегда располагается так, чтобы температурный градиент был направлен против силы тяжести. В верхней части камеры находится желоб с испаряющейся жидкостью (например, спирт). Желоб имеет подогреватель. Верхняя и боковые стенки камеры – стеклянные. Основание камеры – массивная медная пластина, которая поддерживается при температурах около –70…40 °С. Такое устройство создает вертикальный температурный градиент в газе. Насыщенные пары спирта диффундируют вниз в область низких температур, и постепенно, по мере падения, они становятся все более пересыщенными. Следовательно, в некоторой области они будут иметь достаточное перенасыщение для образования капель на ионах, а затем будет область, где происходит конденсация пара. Глубина чувствительного слоя может достигать почти 10 см.

Рис. 5.2. Схема диффузионной камеры: 1 – желоб с испаряющейся жидкостью; 2 – стеклянные стенки камеры; 3 – массивная медная плита; 4 – холодильник.

Поскольку диффузионная камера имеет непрерывную чувствительность, то она не может работать при большом уровне мощности излучения. Ионизация в этом случае уменьшает количество пара, находящегося в пересыщенном состоянии, и это может привести к тому, что не будет образовываться треки. Если камеры регистрируют частицы от импульсных источников излучения, то поле каждой регистрации большого числа частиц необходимо время для диффузии пора в чувствительный объем. Это время составляет порядка нескольких секунд. По этим же причинам диффузионную камеру нельзя использовать в случаях большого постоянного фона ионизирующего излучения.

Пузырьковые камеры

Идея создания пузырьковой камеры возникла у Глейзера (1952 г.) во время работ с перегретыми жидкостями. Глейзер нагревал в небольшом объеме эфир, поддерживая его в жидком состоянии увеличением действующего на объем давления. Если давление внезапно снималось, то эфир оставался в перегретом жидком метастабильном состоянии. Поднесенный к объему радиоактивный препарат вызывал немедленное вскипание эфира, и кинокамера, регистрирующая кипение, показывала не вызывающие сомнений треки ионизирующих частиц. Глейзер установил, что длительное метастабильное состояние перегретой жидкости возможно только в том случае, если внутренняя поверхность колбы с жидкостью не имеет царапин, углов, является плавной. В противном случае происходит интенсивное самопроизвольное (без облучения) вскипание перегретой жидкости.

Подобного рода устройства стало известно как «чистая» пузырьковая камера. В такой камере перегретая жидкость не вскипала в течение 1 мин. и даже дольше; она, по-видимому, могла бы оставаться в этом метастабильном состоянии очень долго, если бы не действие космического излучения. Эти камеры не удалось применить для исследований, так как только из стекла изготовить камеру больших размеров (высокие давления перегретой жидкости) невозможно и, кроме того, через толстые искривленные стекла нельзя фотографировать треки частиц с достаточной точностью. В результате работ Глейзера было установлено, что перегретая жидкость вскипает (начинает вскипать) вдоль трека заряженной частицы и что паровые пузырьки, образованные вдоль пути частицы, и что паровые пузырьки, образованные вдоль пути частицы, успевают вырасти до приемлемых для фотографирования размеров прежде, чем вскипает вся жидкость.

По-видимому, пузырьковые камеры так бы и остались иллюстрацией интересного физического явления, если бы не получили развитие так называемые грязные камеры. Были изготовлены камеры из полированного металла с плоским стеклом, в которых удалось наблюдать треки заряженных частиц (рис. 5.3 показаны обе камеры). Опыты с грязной камерой показали, что при быстром сбросе давления происходит быстрое вскипание жидкости в основном вблизи уплотняющих прокладок между стеклом и корпусом камеры, вблизи поршня, изменяющего давление, но скорость распространения кипения оказывается ограниченной теплопроводностью жидкости и стенок камеры и повышением давления в жидкости при кипении у стенок.

Таким образом, центральная часть камеры после изменения давления в течение некоторого времени находится в метастабильном состоянии, где заряженные частицы могут образовать пузырьки пара.

Рис. 5.3 Устройство чистой и грязной пузырьковых камер: чистая (а) и грязная (б) пузырьковые камеры. 1 – поршень; 2 – рабочая жидкость; 3– жидкость с более высокой точкой кипения для защиты рабочей жидкости от соприкосновения с поршнем;
4 – металлический корпус; 5 – плоские стекла.

В перегретом состоянии жидкость находится в неустойчивом состоянии, поскольку с энергетической точки зрения перегретой жидкости выгодно расслоение на две фазы – жидкую и газообразную.

Однако для такого расслоения необходимо образование по­лостей в жидкости, что требует затрат энергии.

Пусть жидкость перегрета, т.е. давление насыщенных паров при данной температуре выше гидростатического. Пусть, далее, в жидкости каким-либо путем образовался пузырек пара. Оказывается, что дальнейшая судьба пузырька существенно зависит от его радиуса, так как на него действуют силы поверхностного натяжения. Когда температура жидкости далека от критической, то равновесие пузырька пара (постоянство его радиуса) в принципе возможно при следующих условиях. Если давление пара внутри пузырька уравновешено внешним давлением и давлением, обусловленным поверхностным натяжением, то равновесие возможно только при критическом радиусе полости. Но это равновесие неустойчиво. Для большинства жидкостей критический радиус пузырька имеет величину около 10^{-6 см.}

Перегретая жидкость может начать кипеть, если в ней образуются пузырьки пара с радиусом больше критического. Такие пузырьки могут возникать на стенках камеры за счет неплотного контакта жидкости с поверхностью камеры. Кроме того, в жидкости в результате термодинамических флуктуации непрерывно образуются пузырьки различных радиусов. Вероятность образования пузырьков в результате флуктуации плотности жидкости очень сильно зависит от температуры и перегрева.

Пузырьки, образующиеся в результате флуктуации плотности жидкости, создают фон в камере, который по аналогии с камерами Вильсона называют туманом. Чем больше перегрев жидкости, тем выше плотность тумана. Для пузырьковых камер, таким образом, имеется максимальное значение перегрева. Если перегрев жидкости выше максимального, то жидкость практически мгновенно вскипает по всему объему и образующийся туман не позволяет регистрировать ионизирующие частицы.

Согласно тепловой модели образование пузырьков происходит в результате локального выделения тепла, в которое преобразуется кинети­ческая энергия электронов, созданных заряженной частицей при прохождении в жидкости. Эта модель подтверждается тем, что число пузырьков на единице пути заряженной частицы пропорционально z ² / β ² (z – заряд частицы, β – ее скорость в единицах скорости света).

Длительность рабочего цикла камеры во многом определяется временем, в течение которого камера выдерживается со сброшен­ным давлением. Если это время велико, то пузырьки успевают вырасти до значительных размеров и переместиться в верхнюю часть камеры, где и произойдет их конденсация после повышения давления в камере. Таким образом, будет происходить охлаждение нижней части камеры (поглощение тепла при образовании пара) и нагрев ее верхней части (выделение тепла при конденсации пузырьков). Это создаст нежелательный температурный градиент в камере, выравнивание которого может потребовать несколько минут из-за малой теплопроводности жидкости.

Жидкость для пузырьковой камеры определяется содержанием проектируемого физического эксперимента. Для изучения взаимодействия элементарных частиц наилучшей рабочей средой является жидкий водород – идеальная мишень для исследования элементарных столкновений. Большой интерес для изучения элементарных взаимодействий представляет и дейтерий, поскольку опыты, проведенные на дейтерии, в совокупности с опытами, проведенными на протонах, в некоторых случаях позволяют сделать заключения о взаимодействии частиц с нейтронами.

Пузырьковые камеры с жидким водородом и дейтерием, имею­щие исключительные свойства как мишени, оказываются не очень хорошими детекторами частиц из-за малой плотности наполнителя, когда возникает необходимость в изучении закономерностей распада и продуктов распада нестабильных частиц. Вероятность наблюдения таких распадов тем больше, чем меньше пробеги частиц в камере, т.е. для этого необходимы камеры, наполненные жидкостями с большими плотностями. Малая плотность жидкого водорода и дейтерия и их малый атомный номер не позволяют регистрировать распады нестабильных частиц с большой эффективностью. С этой точки зрения представляют большой интерес такие вещества, как пропан, фреон, йодистый метил, шестифтористый вольфрам, ксенон. Все эти вещества в жидком состоянии имеют гораздо большие плотности, чем жидкий водород. Кроме того, создание пузырьковых камер с жидким водородом и дейтерием представляет собой более сложную задачу, поскольку они работают при низких температурах (~ 30 °К). Для регистрации и исследования γ -квантов, сопровождающих элементарные взаимодействия, представляют особый интерес пузырьковые камеры, наполненные ксеноном или шестифтористым вольфрамом.

Современные пузырьковые камеры представляют собой сложные инженерные сооружения. Основные узлы пузырьковых камер: камера с рабочей жидкостью, механизм изменения давления, система импульсного освещения камеры и фотографирования треков, система, обеспечивающая поддержание в камере постоянной температуры. Пузырьковые камеры обычно помещают между полюсными наконечниками магнитов. Вес таких магнитов достигает нескольких сот тонн.

Механизмы изменения давления, системы освещения и термостатирования камер очень разнообразны. Ограничимся кратким описанием пузырьковой водородной камеры объемом 500 л(рис. 5.4).

Рис. 5.4. Пузырьковая водородная камера

Жидкий водород заполняет ванну из нержавеющей стали размерами 183´ 35´ 50 см. Ванна сверху закрыта стеклом толщиной около 5 см. Водород охлаждается с помощью теплообменников, расположенных в корпусе камеры. В теплообменники поступает водород при температуре около 20 °К. Для уменьшения теплообмена, используют металлические экраны, находящиеся при низкой температуре. Радиационные экраны представляют собой тонкие металлические полированные листы, имеющие хороший тепловой контакт со змеевиками с жидким азотом или водородом. В рассматриваемой камере радиационный экран 3 имеет температуру жидкого водорода, а экран 4 – температуру жидкого азота. Камера с экранами размещена внутри вакуумного кожуха 5, имеющего комнатную температуру. Радиационный экран 3 одновременно является и предохранительным кожухом. Он отделяет пространство над стеклом камеры от остального вакуумного пространства и имеет специальный аварийный отвод для водорода на случай нарушения герметичности камеры или нарушения ее теплового режима. В водородных камерах применяются и другие меры предосторожности, поскольку водород образует взрывоопасную смесь с воздухом в весьма широком диапазоне концентраций. Фотоаппараты 6 расположены вне вакуумного кожуха. В вакуумном кожухе и экране 3 имеются окна 7 для освещения камеры и фотографирования. В кожухе камеры имеется специальное окно 8 для ввода в камеру пучка частиц. Изменение давления в камере осуществляется с помощью изменения давления в объеме 9, который специальными пневматическими клапанами 10 соединяется с объемами 11 и 12, в которых поддерживаются давления 1, 5 и 7 атм.

Для приведения камеры в рабочее состояние всю систему вначале откачивают, затем охлаждают с помощью жидкого азота, а затем жидкого водорода. Весь этот процесс занимает около трех суток. Скорость охлаждения вначале лимитируется материалами с плохой теплопроводностью (стекла), а затем мощностью водородного ожижителя.

Траекторию пути частицы в пузырьковой камере можно определить с точностью не большей, чем поперечный размер трека (10^{-2 см).} Идентификация частиц в пузырьковых камерах происходит по радиусу кривизны трека р в магнитном поле Н, по величине пробега R, по среднеквадратичному углу многократного рассеяния (θ ²), по плотности пузырьков на единице длины трека и, наконец, по числу δ -электронов с пробегами порядка и больше 1 мм.

Радиус кривизны траекторий частиц в пузырьковых камерах не остается постоянным, поскольку частицы при движении теряют свою энергию. Поэтому радиус кривизны траектории имеет смысл определять на таком отрезке траектории, где потери энергии приводят к незначительным изменениям ρ в сравнении с возможной точностью измерения радиуса кривизны траектории. Точность измерения ρ ограничена главным образом многократным рассеянием заряженных частиц. В результате многократного рассеяния траектории частиц (даже при отсутствии магнитного поля) на выбранном участке можно представить кривой с радиусом кривизны, прямо пропорциональным длине этого участка и обратно пропорциональным среднеквадратичному углу рассеяния на этом участке. Величина угла среднеквадратичного отклонения на заданной длине пробега частицы тем больше, чем больше атомный номер среды. Для протонов с β = 0, 5 в магнитном поле с напряженностью порядка 10³ эрстотносительная ошибка при определении ρ на участке траектории порядка 10 смв камерах, наполненных водородом, составляет около 4%, в пропановой камере – 15%, а в ксеноновой – 70%.

Точность определения средней величины пробега ограничена:

§ во-первых, флуктуациями величины пробега (около 2% для прото­нов высоких энергий),

§ во-вторых, точностью, с которой известна плотность рабочей среды камеры в момент прохождения частицы (около 3% для водородных камер).

Измерение среднеквадратичного угла рассеяния в пузырьковых камерах имеет небольшую точность по сравнению, например, с измерениями аналогичных величин в ядерной фотоэмульсии. Сравнительно небольшая точность определения среднеквадратичного угла рассеяния (25% в жидкостях с малыми атомными номерами и около 10% в ксеноне) связана с тем, что сфотографированный след частиц состоит из объектов, имеющих большие размеры и расположенных менее плотно, чем в эмульсиях.

Плотность трека в пузырьковой камере (число пузырьков на единице длины следа) зависит не только от скорости и заряда частиц, но и сильно зависит от термодинамического состояния рабочей жидкости. Так в пропановой камере плотность трека изменяется на 10% при изменении давления на 1% или рабочей температуры на 0, 3 °С. Поэтому при измерениях плотности пузырь­ков необходимы камеры с высокой стабильностью температуры и величины перегрева жидкости. С другой стороны, необходима оптимальная плотность, поскольку при малой плотности трека (малый перегрев жидкости) велика статистическая ошибка, определяемая числом подсчитанных пузырьков на выбранном участке траектории частицы.

Искровая, стримерная и широкозазорная искровые,
пропорциональная камеры

Общим для счетчика любого вида преимуществом является немедленность регистрации, т.е. отсутствие последующей обработки. С другой стороны, общим преимуществом всех следовых регистраторов является полнота информации о траекториях заряженных частиц. Оба эти преимущества объединены в искровой камере. Схема обычной искровой камеры приведена на рис. 5.5.

Ее главная часть похожа на многослойный плоский конденсатор. Она состоит из набора близких (несколько мм друг от друга) плоскопараллельных электродов площадью до 1 м², соединенных через один. Половина электродов заземлена, а на другую половину в момент прохождения частицы подается короткий высоковольтный импульс величиной порядка десятков кВ/см. При этом между электродами в местах пролета ионизующей частицы возникают искровые разряды. Искры можно не только фотографировать, но и регистрировать двумя (для стереоскопичности) ультразвуковыми детекторами, сигналы с которых подаются на вход вычислительной машины, запрограммированной на отбор нужных событий с последующим расчетом всех необходимых характеристик исследуемых реакций. Это дает возможность не тратить времени на обработку фотографий. Это позволяет работать с очень интенсивными пучками частиц.

Искровые камеры обладают и рядом других ценных качеств. Их эффективный объем ничем не ограничен. Рабочий объем камеры складывается из отдельных «кирпичей», каждый из которых представляет собой небольшую камеру. Количество же «кирпичей» может быть любым. У искровых камер очень быстрый рабочий цикл, примерно 10^-2 с, так что камера может совершать сотни циклов в секунду. В отличие от пузырьковой камеры, искровая камера управляема, т.е. может включаться внешними счетчиками. Недостатком искровой камеры является значительно меньшая точность, чем у пузырьковой, поскольку трек частицы создается отдельными искрами, число которых равно числу пересекаемых частицей пластин, т.е. невелико. Кроме того, и сами искры сравнительно толстые. Электроды искровой камеры могут состоять из проволочек. В этом случае искровые разряды идут на отдельные проволочки, что существенно облегчает бесфильмовый съем информации. Подобно пузырьковым камерам большие искровые камеры очень дороги. Они используются в физике высоких энергий для изучения сложных многокаскадных процессов и для регистрации редких событий.

Рис. 5.5. Схема искровой камеры

Наряду с обычными искровыми камерами в физике высоких энергий широко применяются стримерные и широкозазорные искровые камеры. Обе камеры по своей конструкции напоминают плоский конденсатор с расстоянием между электродами порядка десятков сантиметров. Различаются камеры главным образом длительностью высоковольтного импульса. В широкозазорной искровой камере искровой разряд происходит вдоль трека ионизирующей частицы. Это замечательное свойство искрового разряда имеет место, однако, в том случае, если направление движения частицы составляет с направлением электрического поля угол не более 40…50°. При больших углах происходят множественные искровые разряды из точек трека на электроды, что не позволяет получить полную информацию о траектории.

В стримерной камере импульс напряжения является столь коротким (~ 20 нс – 20·10^-9 с), что за время его действия в окрестности трека частицы успевают возникнуть только зародыши искры – стримеры. В результате трек частицы оказывается светящимся, но намного слабее, чем в широкозазорной искровой камере. Преимущество стримерной камеры состоит в 4π -геометрии – в возможности получения светящихся треков частиц, влетающих в камеру под любыми углами. Это особенно важно при регистрации последовательности распадов, а также при измерении импульсов частиц (камера помещается в магнитное поле). Широкозазорные камеры – искровые и стримерные – в иностранной литературе часто называют «русскими» камерами, поскольку они были разработаны в нашей стране (А. И. Алиханян, Т. Л. Асатиани, Б. А. Долгошеин, Б. И. Лучков, В. Н. Ройнишвили, Г. Е. Чиковани; 1970 г.).

За последнее десятилетие в физике высоких энергий широкое распространение получили пропорциональные камеры. С точки зрения принципов работы пропорциональная камера представляет собой систему параллельно расположенных независимых пропорциональных счетчиков (рис. 5.6).

Рис. 5.6. Схема пропорциональной камеры: 1 – измерительные проволочки, 2 – катод.

Конструктивно плоская пропорциональная камера в большинстве случаев состоит из двух плоскостей (фольговых или проволочных), между которыми распо­ложены параллельные проволочки, называемые измерительными. На каждую из этих проволочек подается высокое (положительное по отношению к плоскостям) напряжение. Величина напряжения подбирается такой, чтобы в окрестности проволочки мог развиваться несамостоятельный газовый разряд с газовым усилением 10⁴… 10⁶.

При прохождении ионизирующей частицы через плоскость измерительных проволочек в окрестности проволочки, ближайшей к треку частицы, развивается лавинообразный процесс размножения электронов. В результате на этой проволочке возникает импульс напряжения. По положению проволочки, на которой возник импульс напряжения, можно судить о месте прохождения частицы, по величине импульса – о произведенной частицей ионизации. Пропорциональные камеры могут быть разными по форме (например, цилиндрической) и размерам. Например, в Международном Физическом Центре (ЦЕРН) в Швейцарии установлена плоская камера площадью 17 м², состоящая из 1414 позолоченных вольфрамовых проволочек диаметром 20 мкм, находящихся на расстоянии 3 мм друг от друга. Размещая несколько плоских пропорциональных – камер одну за другой с взаимно перпендикулярными направлениями проволочек, можно получать информацию о траектории пролетевшей через камеру частицы. К очень важным достоинствам пропорциональных камер следует отнести относительно малое разрешающее время (~10^-5…10^-6 с) и, следовательно, высокое быстродействие, а также возможность измерения производимой частицей ионизации. Пропорциональная камера является сложным и дорогим сооружением. Высокая стоимость камеры обусловлена в основном тем, что для каждой проволочки необходим свой усилитель импульса напряжения, поскольку сигнал с проволочки относительно невелик (≈ 10^{‑ 2} В).

КРИСТАЛЛИЧЕСКИЕ ДЕТЕКТОРЫ

Регистрация следов заряженных частиц
в диэлектрических средах

Во многих самых распространенных твердых изоляторах заряженные частицы с большой массой и энергией создают зоны повреждения или треки, которые можно наблюдать с помощью оптических или электронных методов усиления изображения.

Впервые такие треки наблюдались с помощью электронного микроскопа в тонких кристаллах циркона (ZrSiO₂), облученных осколками деления урана. Треки были видны, так как радиационные повреждения обусловливали дифракцию электронов на треке. Следы осколков были обнаружены этим методом и в других материалах, но сама процедура их наблюдения была очень трудоемка и требовала приготовления очень тонких образцов (толщиной меньше, чем 3·10^{-5 см). Так как в этом методе использовалось большое усиление, то найти трек было нелегко, а в поле зрения микроскопа наблюдалась лишь часть трека.}

В дальнейшем было найдено, что треки можно “проявлять”, т.е. увеличивать, облегчая тем самым их наблюдение. Идея “проявления” состоит в том, что поврежденные области твердого тела разъедаются различными химическими соединениями гораздо более быстро, чем неповрежденные. Впервые этот эффект был обнаружен на слюде. Если образец слюды, содержащий следы частиц, поместить в раствор фтористоводородной кислоты, то кислота быстро проникает на всю глубину следа (трека), превращая поврежденную область в четко очерченную полую трубку диаметром около 50 нм. При этом, диаметр следа увеличивается до такой величины, что он становится больше длины волны видимого света, и, следовательно, сама трубка становится видимой в оптическом микроскопе (в проходящем свете как темный объект на светлом фоне).

В некоторых материалах, таких, как слюда и циркон, скорость увеличения диаметра трубки много меньше скорости травления по глубине следа. Это обстоятельство обеспечивает сохранение цилиндрической формы растравливаемого следа. В материалах типа стекла скорость увеличения диаметра при травлении хотя и меньше скорости травления вглубь, но сравнима с ней. В этом случае протравленные следы имеют скорее коническую, чем цилиндрическую форму. В некоторых диэлектриках (кальците или LiF) возникают только мелкие углубления. Диаметр протравленного следа в стекле достигает 20…50 мкм, причем примерно до 20 мкм диаметр увеличивается линейно со временем травления.

Формы протравленных следов различны и зависят от материала, травителя, времени и температуры при травлении. Можно утверждать лишь следующее: почти во всех изоляторах – минералах, стеклах, полимерах – можно проявить следы заряженных частиц с достаточной плотностью ионизации.

Основной характеристикой вещества с точки зрения его пригодности как детектора следов является “трековая” чувствительность. Оказывается, что эта характеристика зависит только от одного параметра – минимального (критического) значения удельных потерь энергии dE/dx заряженной частицей, при которых возникают повреждения, приводящие к образованию следа. Зная критическое значение dE/dx, можно предсказать, какие частицы будут создавать следы и при каких энергиях.

Однажды образованные повреждения сохраняются практически неограниченное время (сравнимое с возрастом Земли) и даже при нагревании до температур в сотни градусов (в соответствующих материалах – кварце, например) и при охлаждении до температур, порядка десятков градусов шкалы Кельвина. На образование и проявление повреждений не влияют ни давления до 80 кбар (8·10^-4 атм), ни очень большие дозы радиации.

Было предложено несколько механизмов, объясняющих процесс образования следов. Лучше всего объясняет детали, а в особенности резкую зависимость способности материала образовывать след от его электропроводности (в изоляторах и полупроводниках с большим сопротивлением следы образуются; в металлах и полупроводниках типа Ge и Si – нет) следующий механизм, иллюстрируемый рис. 5.7.

а) б)

Рис. 5.7. Возможный механизм образования области повреждении в диэлектрике при прохождении заряженной частицы

Вытянутая область повреждений вдоль пути прохождения заряженной частицы создается в результате кулоновского отталкивания положительных ионов, которые оставляются после срыва электронов проходящей заряженной частицей. Сразу же после прохождения заряженной частицы (через время примерно 10…12 с) создается область объемного заряда, поскольку электроны в результате взаимодействия с заряженной частицей получили импульс и удалились от ионов (см. рис. 5.7а). Кулоновское взаимодействие между оставшимися ионами приводит к тому, что ионы, отталкиваясь друг от друга, нарушают кристаллическую решетку и внедряются в междоузлия (см. рис. 5.7б). Таким образом, образуется вытянутая область повреждений, которая видна в электронный микроскоп. Анализируя нарушения, а, следовательно, вилки или тройные следы, можно определить время, через которое происходит реакция (например, деление) после соударения двух ядер.

Диэлектрические детекторы весьма неприхотливы (не боятся высоких и низких температур, больших потоков слабо ионизирующего излучения g-квантов, электронов и т.д.), в простейшем случае измерения числа треков требуют очень скромной аппаратуры. Конечно, визуальный подсчет числа треков – утомительная процедура, особенно когда проводятся массовые изменения, например распределения чисел деления в активной зоне ядерного реактора. Сравнительно легко осуществляется автоматизация процесса счета треков. Для этого можно использовать сложную технику, развитую для анализа следов в пузырьковых и искровых камерах и фотоэмульсиях. Но поскольку в диэлектрическом детекторе необходимо только считать следы, а не анализировать их форму, как в трековых приборах, машину для подсчета следов можно сделать гораздо дешевле и проще. Особенно легко осуществляется автоматизация при большой плотности следов, когда заметно изменяются свойства самой поверхности – поверхность стекла становится матовой. Степень матовости пропорциональна плотности проявленных треков и может быть легко определена, например, по изменению отражающих свойств поверхности.

Если по условиям эксперимента нет необходимости во временном анализе событий, то диэлектрические детекторы со слоем делящегося материала могут успешно заменять камеры деления, а в некоторых случаях, и позволяют проводить эксперименты, невозможные с ионизационными камерами деления. При этом делящиеся элементы вовсе не обязательно вводить внутрь детектора, а достаточно просто приложить их к его поверхности. Эффективность регистрации осколка определяется в этом случае только критическим углом входа осколка в данный диэлектрик, и, если угловое распределение осколков изотропно, как это в большинстве случаев и бывает, может быть вычислена по величине критиче­ского угла. Для обычного стекла со слоем делящегося элемента, приложенного к его поверхности, эффективность регистрации 0, 3…0, 4, а для слюды близка к единице. В такой “твердой” камере одиночный акт деления легко выделяется на фоне практически любого числа a-частиц или протонов, что делает возможным измерение сечений деления или делительных событий например, внутри камеры ускорителя в условиях огромного фона заряженных частиц. Такую же твердую камеру с диэлектриком, устойчивым к высокой температуре (кварц, например), можно использовать для измерения распределений числа актов деления в активной зоне мощного энергетического реактора в условиях высокой температуры и большого нейтронного и g -фона.

Удобны детекторы со слоями делящихся материалов в нейтронной дозиметрии из-за их нечувствительности к g-квантам и электронам, а также нейтронам, не вызвавшим актов деления в слое.

Детекторы с малым содержанием делящихся элементов (например, стекло, не загрязненное ураном) могут выдерживать интегральные потоки до 10²⁰ нейтрон/см².

Если использовать набор делящихся материалов с разными порогами деления, то можно методами, совершенно аналогичными методам, применяемым при работе с индикаторами, судить о спектре нейтронов, облучавших данный набор элементов. При массовых дозиметрических измерениях удобно использовать слои делящихся элементов, толщина которых заведомо больше, чем максимальный пробег самого энергичного осколка. Тогда эффективность регистрации актов деления не зависит от толщины слоя и практически не зависит от делящегося элемента, поскольку энергетические и угловые распределения осколков у всех элементов с точностью, необходимой для дозиметрии, можно считать одинаковыми. Число зарегистрированных следов определяется только сечением деления и потоком нейтронов.

Перечислим еще некоторые области применения детекторов. Это активационный анализ на определение примесей бора, лития и делящихся элементов, который оказывается достаточно чувствительным. Интересны приложения в технологии, где эффекты повреждения используются для изготовления фильтров для задержки вирусов (отверстия порядка нескольких микрон). Подсчеты повреждений в минералах, вызванных спонтанным делением примесей делящихся элементов, позволяют определять их возраст.

4.8. СЧЕТЧИКИ ЧЕРЕНКОВА

Для исследования распределения частиц по скоростям применяются счетчики Черенкова, или детекторы, как их иногда называют. Широкое практическое применение открытого С. И. Вавиловым и П. А. Черенковым свечения, возникающего при прохождении быстрой заряженной частицы через диэлектрик, стало возможным только после разработки фотоумножителей с большим коэффициентом усиления и малым шумом. В большинстве конструкций счетчиков Черенкова излучение, возникшее в радиаторе, собирается специальной оптической системой и регистрируется фотоумножителем. Счетчики Черенкова применяются почти исключительно в физике элементарных частиц, в системах, предназначенных для селекции частиц по скоростям и зарядам.

Качественно возникновение излучения Вавилова–Черенкова можно понять из следующих рассуждений. Пусть частица, например электрон, движется в прозрачном диэлектрике. Электрон при движении поляризует атомы в объеме, прилегающем к его траектории. Это означает, что каждый «элементарный» объем вблизи траектории электрона будет получать некоторую энергию. После ухода электрона состояние поляризации исчезает и энергия, затраченная на поляризацию атомов, может быть унесена излучением. При медленном движении частицы, когда ее скорость меньше, чем скорость распространения электромагнитного поля в диэлектрике, вследствие полной симметрии поляризации вокруг частицы, излучения от отдельных атомов гасят друг друга. При движении частицы со скоростью, большей скорости света в диэлектрике, поляризация уже не будет полностью симметричной, так как частица опережает световой сигнал о своем появлении. Вдоль направления движения появится результирующее электромагнитное поле диполя, которое будет существовать и на больших расстояниях. При таком движении частицы поле возбуждается поочередно и каждом элементе объема вдоль ее траектории, затем каждый элемент излучает кратковременный электромагнитный импульс. Волны, испускаемые на различных участках траектории, могут оказаться в фазе, так что в удаленной точке наблюдения будет существовать результирующее поле, т.е. наблюдаться излучение. Естественно, существует полная симметрия относительно траектории частицы. Свет, возникающий на каждом участке траектории, распространяется по поверхности конуса, вершина которого расположена на этом участке, ось совпадает с траекторией частицы.

Существует еще один механизм образования электромагнитного (так называемого тормозного) излучения при движении заряженной частицы в среде. Образуется это тормозное излучение, если скорость частицы резко изменяется. Между излучением Вавилова–Черенкова и тормозным имеется принципиальное различие. Излучение Вавилова–Черенкова обусловлено макроскопическими свойствами среды, а тормозное – взаимодействием с отдельными атомами. Для тормозного излучения характерны большие передачи энергии при одном взаимодействии, т.е. высокочастотный спектр излучения. Кроме того, интенсивность тормозного излучения – функция массы частицы н существенна только для наиболее легких частиц – электронов н позитронов. Заметим, что хотя полная энергия, испускаемая электроном при тормозном излучении, гораздо больше, чем при излучении Вавилова–Черенкова, однако существенное различие в спектральном распределении этих излучений приводит к тому, что в видимой части спектра излучение Вавилова–Черенкова оказывается гораздо более интенсивным, нежели тормозное. Угловые распределения тормозного излучения и излучения Вавилова–Черенкова также резко отличаются друг от друга. В первом случае угол испускания уменьшается с ростом энергии частицы, а во втором увеличивается.

Число фотонов, выходящих из радиатора, и их спектр зависят не только от скорости и заряда частицы, но и от оптических характеристик диэлектрика-радиатора. Излучение Вавилова–Черенкова характеризуется непрерывным спектром частот. Полная энергия, теряемая заряженной частицей на излучение Вавилова–Черенкова, существенно меньше энергии, теряемой электроном на тормозное излучение. Однако, как уже говорилось выше, из-за различия в спектральном распределении излучения число «черенковских» квантов в видимой области спектра на несколько порядков больше, чем число «тормозных» квантов в той же области. Излучение Вавилова–Черенкова существует в любых средах с показателем преломления, большим единице, в том числе и в сцинтилляторах, однако в них нельзя наблюдать этого излучения из-за сильной конкуренции собственной люминесценции (по интенсивности на два порядка больше). Поэтому одно из основных требований к веществам, применяемым в качестве радиаторов излучения Вавилова–Черенкова, – отсутствие люминесценции.

Большим преимуществом счетчиков Черенкова является то, что вещества, используемые в качестве радиаторов излучения, не нужно изготовлять в виде монокристалла высокой чистоты или с острого дозированными примесями. В качестве радиаторов можно использовать широкий набор прозрачных в оптическом диапазоне твердых диэлектриков, жидкостей и газов.

Для того, чтобы достичь максимальной интенсивности, при выборе материала радиатора необходимо стремиться к максимальному значению п, но при большом п падает способность радиатора отличать частицы с разными скоростями. Необходимо, чтобы показатель преломления радиатора не зависел от частоты; это требование вытекает из условия достижения хорошего углового разрешения. Желательно также, чтобы материал радиатора имел малую плотность и малый атомный номер и соответственно малые удельные потери энергии на ионизацию и малое сечение рассеяния и, естественно, радиатор должен быть прозрачным в области спектральной чувствительности умножителя. Как и в любом случае идеального, т.е. удовлетворяющего всем требованиям, радиа­тора не существует. Особенно широко применяют для изготовления радиаторов плексиглас, который обладает хорошей прозрачностью и легко обрабатывается, из плексигласа можно изготовить радиаторы практически любой формы и достаточно больших размеров. Если нужен очень большой радиатор, то используют дистиллированную воду. Также применяют и газы, особенно фреон. Хотя при нормальных условиях показатель преломления всех газов очень мал (для фреона он равен 1, 00084, а для других газов еще меньше), такие радиаторы обладают уникальной возможностью изменения п в широком диапазоне простым изменением давления. Следовательно, у счетчиков с газовым радиатором легко изменяется пороговая энергия.

Такие счетчики разделяются на два типа: с фокусировкой и без фокусировки в зависимости от того, используются или не используются в них оптические системы для создания изображения излучающей области или фокусировки излучения, испущенного в заданном направлении в определенную точку пространства.

Счетчик без фокусировки используется для счета прошедших через радиатор частиц, скорость которых превышает пороговое значение для данного радиатора. Он состоит из радиатора, помещенного в контейнер со стенками, которые обладают высокой отражательной способностью. Весь объем радиатора просматривается одним или несколькими фотоумножителями. Интенсивность световой вспышки в счетчике Черенкова мала по сравнению со сцинтилляционной.

В пороговом счетчике с плексигласом не возникает фотонов, если скорость частицы меньше чем 2·10¹⁰ см/с(β = 0, 67). На практике из-за наличия порога у электронной схемы детектора и шумов умножителя будут регистрироваться лишь импульсы, большие некоторой величины. Это приводит к тому, что действительный порог оказывается ближе к величине β = 0, 75, а соответственно величина пороговой энергии для электронов приблизительно 200 кэв, а для протонов – около 400 Мэв. В некоторых случаях необходимы счетчики с высоким порогом. Применение газовых радиаторов позволяет довести порог регистрации до величин β ~ 0, 99. В радиаторе с малой плотностью интенсивность вспышек чрезвычайно мала, и для уверенного выделения их изшума изготовляют большие газовые радиаторы длиной 1 м, и больше.

Поскольку значительная часть энергии излучения Вавилова-Черенкова приходится на ультрафиолетовую область, в которой большинство фотоумножителей не чувствительны, то иногда (особенно в случае жидких радиаторов) в радиатор добавляют флуоресцирующие вещества для сдвига спектра излучения в более длинноволновую область. При этом, естественно, теряется способность радиатора излучать свет под определенным углом, и поэтому данный метод применим к счетчикам без фокусировки света. Необходимо, чтобы в этом случае радиатор с добавками не стал сцинтиллировать под действием заряженных частиц, иначе будут утрачены и пороговые свойства счетчиков Черенкова.

Характерная особенность излучения Вавилова–Черенкова, а именно практически однозначная связь направления волнового фронта излучения со скоростью частицы позволяет создавать оптические системы, эффективно собирающие свет только от частиц, скорости которых находятся в весьма узком интервале. Конструкций счетчиков Черенкова с фокусировкой много: в одних излучение попадает на фотокатод, умножителя только тогда, когда скорость частиц соответствует заранее выбранному и фиксированному значению угла θ, в других этот угол может изменяться, и тогда становится возможным измерить распределение частиц по скоростям. Очевидно, что фиксировать определенное значение угла θ возможно лишь в том случае, когда пучок частиц, проходящий через радиатор, имеет малые размеры и характеризуется малым угловым разбросом. Это условие обычно выполняется, и будем считать, что частицы входят в радиатор в одной точке и движутся в одном направлении.

Схема одной из возможных систем фокусировки с радиатором из плексигласа изображена на рис. 6.1.

Рис. 6.1. Схема счетчика Черенкова с фокусировкой: 1 – радиатор; 2 – цилиндрическое зеркало; з – подвижная диафрагма; 4 –фотокатоды ФЭУ

Чтобы сфокусировать параллельные лучи, которые испускаются частицами, проходящими через радиатор по оси симметрии, в этом детекторе используется преломление на границе сферы. Фокус при коэффициенте прелом­ления п = 1, 5 будет находиться на расстоянии двух радиусов сферы от поверхности. Далее ставится цилиндрическое зеркало, которое отражает лучи, сходящиеся в кольцо на его поверхности, в точку на оси. Выбор нужного значения θ осуществляется перемещением диафрагмы и фотоумножителей вдоль оси детектора. Применение двух фотоумножителей, включенных в схему совпадения, выгодно, поскольку при этом исключаются некоррелированные во времени импульсы шумов фотоумножителя, которые в детекторах с фокусировкой по порядку величины сравнимы с импульсами от излучения Вавилова–Черенкова. В некоторых случаях счетчик Черенкова может быть использован для определения не только скорости, но и энергии электрона или фотона. Если изготовить радиатор больших размеров из свинцового стекла, то в нем может поглотиться практически вся энергия электрона или фотона с начальной энергией в сотни мегаэлектронвольт. Так как большая часть энергии падающей частицы расходуется на релятивистские электроны и позитроны в ливне, полное количество излучения Вавилова–Черенкова можно связать с энергией, отдаваемой первичной частицей.