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.

Энергетическое разрешение детекторов с фокусировкой. Энергию частицы в черенковском детекторе можно измерять, используя однозначную связь угла излучения со скоростью частицы, а, следовательно, и ее энергией. Любая причина, искажающая связь между углом и скоростью или ограничивающая точность измерения угла, влияет на точность измерения скорости и энергии.

Неопределенность при измерении угла θ может возникнуть по многим причинам, как связанным с конструкцией счетчика (например, ширина коллимирующей щели) и параметрами пучка, так и вытекающим из физики явления.

Рассмотрим основные физические эффекты, определяющие энергетическое разрешение счетчика Черенкова, а именно:

а) оптическую дисперсию;

б) уменьшение скорости частицы при прохождении ее через радиатор,

в) многократное кулоновское рассеяние частицы в радиаторе.

Угловая дисперсия, возникающая из-за оптической дисперсии, приводит к неоднозначности при измерении угла излучения Вавилова–Черенкова

Обычно дисперсия меньше 1° для видимой части спектра излучения Вавилова–Черенкова. Вследствие потери энергии частицей при прохождении через радиатор ее скорость уменьшается, что приводит к изменению угла θ и уменьшению числа фотонов, испущенных на единице длины пути. Для частиц с очень большими энергиями, для которых ионизационные потери минимальны и выход фотонов практически не меняется, эти эффекты не существенны. Но при уменьшении энергии частицы, когда растет теряемая энергия на единице пути и усиливается зависимость скорости частицы энергии, эти эффекты могут быть заметными. Скорость изменения угла излучения Вавилова–Черенкова вдоль пути частицы пропорциональна удельным потерям энергии dE/dx. Отклонение направления движения частицы в среде от ее первичного направления вследствие многократных уклонений на малые углы при кулоновском рассеянии на ядрах принято характеризовать среднеквадратичным углом рассеяния. Вели­чина его прямо пропорциональна корню квадратному из расстояния, пройденного частицей в радиаторе, и уменьшается при увеличении энергии частицы.

Относительное значение каждого из рассмотренных трех источников неопределенности θ зависит от типа частицы, ее энергии, ядерных и оптических свойств среды. Вклады этих процессов в большинстве случаев приблизительно одинаковы. Следует заметить, что очень часто, особенно когда счетчик Черенкова является частью сложной экспериментальной установки, его энергетическое разрешение определяется поперечным размером пучка заряженных частиц и возникающей вследствие этого аберрации. В детекторах, специально сконструированных для измерения энергии частиц, можно добиться в сравнительно узком диапазоне энергетического разрешения Δ Е/Е ~ 1%.

Временное разрешение счетчиков Черенкова с фокусировкой практически всегда определяется временными характеристиками фотоумножителей, поскольку длительность световой вспышки в радиаторе очень мала. Она определяется временем прохождения релятивистской частицы через радиатор, которое обычно меньше 10^-9 сдля твердых и жидких радиаторов, и конечной длительностью волнового фронта излучения Вавилова–Черенкова, которая также существенно меньше 10^-9 с. В черенковских пороговых детекторах большого объема, в которых излучение достигает фотокатода фотоумножителя после многократных отражений от стенок контейнера с радиатором, длительность вспышки заметно увеличивается и может достигать десятков наносекунд.

5.4. СПЕКТРОМЕТРИЯ ИОНИЗИРУЮЩИХ ИЗЛУЧЕНИЙ