Детекторы излучений

Радиометрическая аппаратура

Для обнаружения и измерения интенсивности ядерных излу­чений приме­няются приборы, называемые радиометрами. Радиометры состоят из: индикаторов (детекторов) излучения, блока регистрации излучения, а также источников, фильтров и других специфических устройств ме­тодов ядерной геофизики.

Детектор ионизирующих излучений – это устройство, преобразующее энергию излучения в другие виды энергии, удобные для регистрации, чаще всего в электрическую энергию.

Детекторы, применяемые в радиометрах, различают:

1. По принципу действия, т.е. по эффекту, используемому для преобразо­вания энергии излучения. Подразделяются на ионизационные и сцинти­лляционные: ионизационные детекторы основаны на ионизирующей спо­собности излучения; сцинтилляционные – на преобразовании фотоэлек­три­ческим умножителем световых вспышек (сцинтилляций), возникаю­щих в люминофорах от воздействия излучения, в электрические сигналы.

2. По состоянию среды, в которой происходит эффект от действия излуче­ния. По этому признаку сцинтилляционные детекторы относятся к твер­до­тельным (хотя в геохронологии используются и жидкие сцинтилля­то­ры). По состоянию среды ионизационные детекторы подразделяются на газовые (счетчики Гейгера-Мюллера, пропорциональные счетчики и др.), жидкостные (некоторые типы ионизационных камер) и твердотельные (полупроводниковые детекторы).

3. По возможности регистрировать энергетическое распределение излуче­ния детекторы подразделяются на интегральные и спектрометрические. Для спектрометрических детекторов характерно прямо пропорциональная зависимость выходного сигнала от энергии регистрируемого излучения. Для интегральных детекторов, вне зависимости от энергии излучения, выходной сигнал остается постоянным. Примером интегрального детек­тора может служить газоразрядный счетчик Гейгера-Мюллера, у которого выходной сигнал не зависит от энергии регистрируемого излучения. Спек­тро­метрические детекторы: сцинтилляционные, полупроводниковые, пропорциональные.

Основными характеристиками детекторов являются: эффективность ре­гистрации, чувствительность, счетная характеристика, уровень собствен­ного фонового излучения, разрешающее время и энергетическое разреше­ние.

Счетная характеристика детектора – это зависимость частоты зареги­стрированных импульсов детектора от напряжения, подаваемого на детек­тор. Характеризуется следующими параметрами: протяженностью пла­то и его наклоном. Плато счетной характеристики – это интервал напря­жений, в пределах которого частота импульсов от излучения постоянной интенсивности, изменя­ется незначительно. Счетная харак­теристика детектора выра­жается следующими характеристиками: напряжение начала счета V₀; напряжение начала плато V₁; напряжение окончания плато V₂; протяженностью плато V₂ – V₁; рабочее напряжение счетчика V_Р, выбираемое посередине плато. Наклон плато выражается в процентах изменения счета в интервале напряжений 100 вольт относительно счета при рабочем напряжении.

Эффективность регистрации - это отношение количества зарегистри­ро­ванных сигналов к количеству частиц (g-квантов), падающих на детектор:

e = Je/jS

где: Je - частота зарегистрированных импульсов от излучения; j - плотность потока частиц (g-квантов), падающих на детектор, S – площадь чувстви­тель­ной поверхности детектора.

Чувствительность детектора – это отношение количества зарегистри­рованных сигналов к плотности потока частиц (g-квантов):

h = Je/j

Чувствительность детектора связана с его эффективностью соотношением:

h = e S Разрешающее время детектора t - это минимальный интервал времени между двумя раздельно зарегистрированными импульсами. Иногда вместо значения t приводится величина Nmax – максимальная частота или предель­ная загрузка детектора:

Nmax = 1/t

Энергетическое разрешение спектрометрического детектора А. Под энергетическим разрешением детектора понимают способность детектора раздельно регистрировать близ­кие по энергетическому спектру линии. Разрешение детектора определяют по аппаратурному спектру на выходе детектору. Чи­с­ленно энергетическое разреше­ние, выраженное в процентах, характеризуют отношением ширины пика от моноэнергетического источника на половине высоты к энергии источника:

A = (DE/E₀)*100%

Энергетическое разрешение детектора, в паспортных данных, приводится для энергии g-квантов Е₀ = 1 Мэв. Энергетическое разрешение уменьшается с ростом энергии излучения как (E)^-0.5.

Газонаполненные индикаторы излучения. Применение газонапол­нен­ных индикаторов излучения основано на изме­рении электрического заряда (то­ка), образующегося в газе при ионизации заряженной частицей. Неза­ря­же­н­ные частицы регистрируются благодаря вторичным заряжен­ным час­ти­цам, образующимся в различ­ных реакциях: поглощения g-кван­тов с обра­зо­ванием электронов и погло­ще­ния нейтронов в реакциях (n,а) и (n,р).

Газонаполненные индикаторы пред­ставляют собой наполненные газом баллоны с двумя электродами. В каче­стве одного из них обычно выступает сам металлический (или металлизированный стеклянный) баллон. Для собирания электронов и ионов из газа на электроды межу ними подается электрическое напряжение. При отсутствии ионизиру­ющих излучении газ является изолятором. При прохождении заряженной частицы происходит ионизация молекул газа, он становится прово­дником, и в цепи индикатора поя­вляется ток.

Режим работы газонаполненного индикатора зависит от напря­же­­ния и расстояния между электродами, от формы последних, точнее от вели­чи­ны и распределения напряженности электриче­ского поля в рабочем объеме.

Рассмотрим зависимость иониза­ционного тока i от напряжения U между электродами при по­стоянных геометрии элек­тродов и интенсив­ности излучения, взаимодействующего с детектором.

График разбит на 6 интервалов напряжений, описание каждого интер­вала приводится ниже.

I. При очень малом напряже­нии V скорость ионов и электронов мала: значительная их часть успе­вает реком­бинироваться, т. е. воссо­единиться в нейтральные молекулы, не доходя до электродов.

II. С увеличением V скорость ионов растет, потери на рекомбина­цию уменьшаются. Ионизационный ток в этой области, почти не зави­ся­щий от изменения U, называется током насыщения. Он равен общему за­ря­ду электронов и ионов, образующихся в единицу времени. Индикаторы, ра­ботающие в области насыще­ния, называются ионизационными каме­ра­ми.

III. Рост тока с увеличением напряжения в области пропорциональ­но­сти связан с увеличением напряженности поля до таких величин, при кото­рых электроны между двумя соударениями с молекулами успевают набрать энергию, достаточную для их ионизации, — происходит вторич­ная иониза­ция. Вторичные элек­троны вместе с первичными в сле­дующих столкнове­ни­ях ионизи­руют другие молекулы и т. д. - возникает лавино­об­разное размно­жение зарядов. Это явление, на­зываемое газовым усиле­ни­ем, характеризует­ся коэффи­циентом газового усиления К, рав­ным отношению заряда, собира­емого на электродах, к первич­ному заряду. В интервале пропорциональности коэффи­циент газового усиления К = 10³ ÷ 10⁴ и не зависит от первичного за­ря­да, поэтому общий за­ряд от одной заряженной ядерной частицы пропор­цио­нален первич­ному заряду. Инди­ка­тор, работаю­щий в области пропорци­о­­­­­­­­нально­сти, называется пропор­ци­она­льным счетчиком. Поскольку первич­ный заряд пропорци­онален энергии регистрируемой частицы, то и импульс тока на выходе пропорци­онального счетчика оказывается пропорциональ­ным этой энергии. Поэто­му такой счетчик позволяет проводить спектрометрию.

IV. В этой области пропорциональность между импульсом тока и пер­ви­ч­ным зарядом (с энергией частицы) нарушается: чем больше перви­чный заряд, тем меньше величина К.

V. Ток вовсе не зависит от интенсивности первичной ионизации. Здесь для возникновения мощного газового разряда достаточно появить­ся в детек­торе хотя бы одной ионной паре. Область V, где импульс тока на выходе ин­дикатора зависит лишь от напряжения на нем, но не зависит от первичного заряда, называют областью Гей­гера - Мюллера, а индика­тор, работающий в таком ре­жиме, - счетчиком Гейгера - Мюллера.

VI. При дальнейшем увеличении напряжения наблю­дается пробой газа - самостоятельный газовый разряд, возни­кающий даже без наличия излуче­ния, благодаря вырыванию мощным электрическим полем элект­ро­нов из материала элек­тродов.

Ионизационные камеры в ядерной гео­логии и геофизике используют в основном для регистрации α-частиц. Распространены цилиндрические камеры с размерами, близкими к длине пробега α -частицы в газе (~10 см при нормаль­ном давлении). Типичная конструк­ция цилиндрической каме­ры со­стоит из корпуса (полого герметичного ци­линдра), служащего одно­вре­менно катодом, и металлического стержня (собирающего электрода), электрически изолиро­ван­ного от цилиндра. С помощью ионизационных камер можно определять средний ток от действия боль­шого числа частиц (интегральная ионизационная каме­ра), или же раздельно реги­стрировать токовые импульсы от каждой час­ти­цы, прошедшей через камеру (импульс­ная). Эффек­тивность камер рав­на приблизительно 100%.

Счетчики Гейгера - Мюллера обладают высоким газовым усиле­нием (более 10⁶) и обеспечивают высокую амплитуду выходного импуль­са (еди­ни­цы вольт). Конструктивно счетчик Гейгера - Мюллера исполня­ется либо в виде металлического цилиндра (катод) с очень тонким ано­дом по оси цили­н­дра, либо металлический катод, напыленный на стек­лян­ный баллон и тон­кая металлическая нить (анод) в центре стеклянной колбы.

В небольшом объеме вокруг нити анода, называемом крити­ческим, на­пряжённость поля становится достаточной для лавино­образной вторич­ной ионизации. Выбирая анод достаточно тонким, можно создать крити­ческую область и большое газовое усиление при умеренном U (200 ÷ 1000 В). За время сбора электронов на аноде (10^-7 с) тяжелые положи­тельные ионы успе­вают уйти в направлении катода на очень малое расстояние. Че­хол положи­тельных зарядов вокруг анода осла­бляет напряженность поля вблизи послед­него. Если в это время пролетит новая заряженная час­ти­ца, в критическом объеме не будет происходить газового усиления за­ря­­дов и эта частица не будет зарегистрирована счетчиком. Время (τ ≈ 10-4 с), в течение которого невозможно газовое усиление, называется мерт­вым временем счетчика. Через время, несколько большее τ, все ионы дости­га­ют катода и счетчик полностью восстанавливает свои свойства. Однако, при нейтрализации ионов на катоде, образуются возбужденные атомы и ультрафиолетовое излучение, которое способно вырвать фото­элек­троны из металла катода и начать новый, самопроизвольный, разряд в счетчике. Чтобы исключить эти вторичные раз­ряды, не связанные с по­паданием в счетчик новой ядерной частицы, чаще всего применяют си­­­с­тему самога­шения счетчика. Для этого к основному инертному газу (гелий, аргон и др.) добавляют небольшое коли­чес­тво (не более 1020 на весь счетчик) многоатом­ного газа (пары спиртов и т. д.) или галогенов. Многоатомные газы и галогены хорошо поглощают ульт­ра­фиолетовое излучение. При столкновении с ионом основного газа счетчи­ка моле­кула многоатомного газа легко отдает ему электрон и нейт­рализует его. В результате к като­ду подходят уже ионы гася­щего вещества, которые, выры­вая электрон из катода, также возбуждаются, но возбуждение в них за редким исключе­нием снимается не путем высвечива­ния фотонов, а в резуль­та­те диссо­циа­ции молекулы на со­ставные атомы. Поскольку в каждом разря­де сче­т­чика диссоциирует прибли­зительно 10¹⁰ молекул, то счетчики с много­­атом­ными гасящими веществами недолговечны и могут регистрировать не более 10¹⁰ разрядов.

Протяженность плато счетчиков Гейгера - Мюллера достигает не­ско­льких сот вольт. Если рабочее напряжение выбрать в середине пла­то, то скорость счета не зависит от изменения напряжения до несколь­ких десят­ков вольт. Это наряду с большой амплитудой импульсов поз­воляет создавать на счетчиках Гейгера — Мюллера простые и надежные радиометры. Единст­вен­ным недостатком счетчиков Гейгера - Мюллера является их малая эффек­тивность к γ-квантам. Погло­щение γ -квантов происходит в основном в корпусе счетчика (катоде), в результате чего образуются быстрые элект­роны (фотоэффект и комптон-эффект) или пара электрон — позитрон. Что­бы эти частицы могли попасть внутрь счетчика и зарегистрироваться, толщи­на стенки должна быть не более миллиметра. При такой малой толщине сте­нок вероятность поглощения в них γ -квантов (эффективность) оказывается не более 1-2%. Вероятность регистрации α- и β-частиц, при условии их по­пада­ния в рабочий объем счетчика, практически равна 100%.

Импульсы на выходе пропорциональных счетчиков менее мощные, чем у счетчиков Гейгера – Мюллера. Конструктивно пропорциональные счетчики подобны счетчикам Гейгера - Мюллера, но отличаются меньшей напря­жен­но­стью поля в критической области. Преимущество этих счет­чиков заключается в пропорциональ­ности импульса первичному заря­ду, что позволяет определять тип частиц и их энергетический спектр, а недостаток - в малой ам­плитуде импульса и ее зависимости от напря­жения питания. Пропорциональные счетчики широко применяются при регистрации спектра характеристического излучения и низкоэнергети­чес­ких γ –квантов (3 ÷ 15 Кэв), то есть там, где невозможно применение сцин­тилляционных детекторов. Эффективность пропорционального счет­чика также невелика – не более 3% и они требуют более высокого стаби­лизированного напряжения питания – до 1200 В.

Сцинтилляционные счетчики. В сцинтилляционном счетчике регис­тра­ция заряженной ча­стицы происходит за счет возбуждения атомов и мо­лекул вдоль ее траектории. Возбужденные атомы, живущие короткое время, пере­ходят в основное состояние, испуская электромагнитное излу­чение. У ряда прозрачных веществ (люминофоров) часть спектра этого излучения приходи­тся на световую область. Прохождение заря­женной частицы через такое веще­ство вызывает вспышку света. Для увеличения выхода света и умень­шения его поглощения в люминофор добавляют активаторы. Вид активатора указывают в скобках после обозначения люминофора. Так, например, крис­талл NaI, активированный таллием, обозначают NaI (T1).

Регистрация γ-квантов в сцинтилляционном счетчике проис­ходит бла­го­даря вторичным электронам и позитронам, образу­ющимся при по­гло­щении γ-квантов люминофором. Поскольку люминофоры обладают хорошей опти­чес­кой прозрачностью, обеспечивающей сбор света на фотокатод ФЭУ со значительного объема люминофора, то для регистрации γ-квантов применя­ют люминофоры большой тол­щины. Это обеспечивает высокую эффектив­ность регистрации γ-квантов сцинтилляционным счетчиком, на порядок и более превышающую эффективность газонаполненных счетчиков.

Конструктивно сцинтилляционный детектор состоит из двух частей: «кристалл», куда помещается люминофор, и фотоэлектронный умножитель (ФЭУ). Назначение первого описывалось выше – преобразование энергии частицы (кванта) в энергию фотона света. Назначение ФЭУ – преобразование энергии фотона в электрический импульс.

Люминофоры. Важной характеристикой люминофоров является эффек­ти­в­ность регистрации излучения, которая определяется плотностью ρ, эф­фе­к­тивным атомным номером Z_эф и его размерами.

Так, эффективность для параллельного пучка частиц равна

ε = 1- e ^-μd = 1- e ^-μ_m^ρd

где μ_m - массовый коэффициент поглощения, который в случае фотоэффекта определяется эффективным атомным номером Z_эф. Эффективность также растет с ростом плотности ρ и размера люминофора в направлении пучка d.

Для большинства люминофоров эта зависимость при реги­страции β-частиц и γ-квантов линейна. Это наряду с линейностью характеристика ФЭУ позволяет по амплитуде импульса на выходе судить об энергии регистрируе­мых частиц, т. е. производить спектральный анализ излучения.

В радиомет­рической аппаратуре, в основном, используются:

1. Для регистрации γ-квантов - кристаллы NaI (Tl). Их преимущество - высо­кая эффективность, обусловленная высокой плотностью и большим эффективным атомным номером Z_эфф, а также высокое энергетическое раз­решение. Недостатком Nal(Tl) является их высокая гигроскопичность, приводящая к помутнению кристаллов при попадании влаги. Поэтому кристаллы Nal (Tl) упаковывают в гер­метичные контейнеры. Конструктивно сцинтилляторы выполняются в герметичном тонком алюминиевом цилиндре, одна торце­вая сторона цилиндра – прозрачное стекло, которое присоединяется к фотокатоду ФЭУ.

2. Для регистрации α-частиц применяют ZnS (Ag);

3. Для регистрации тепловых нейтронов смесь борной кислоты с ZnS (Ag). При поглощении нейтрона В¹⁰ образуются α-частицы, вызывающие сцин­тилляцию в ZnS (Ag). Поскольку такая смесь мало прозрачна, сцинтил­лятор обычно изготовляют в виде тонких слоев с большой удельной поверхностью.

Фотоэлектронные умножители состоят из фотокатода, умно­жающих эле­к­тро­дов (динодов) и анода. Потенциал каждого последующего электрода на некоторую величину (≈ 100 В) превышает потенциал предыду­щего, что обеспечивает ускоре­ние электронов между ними. Фотоны, поступающие из сци­нтиллятора на фотокатод, в результате фотоэффекта на валентных электронах вещества фотокатода, выбивают из последнего несколько десятков или сотен электронов. Элек­троны, фокусируясь и ускоряясь электрическим полем, бомбарди­руют пер­вый динод. Тормозясь в диноде, каждый ускоренный электрон выбивает до 5 - 10 вторичных электронов. Такой про­цесс, повторяясь на каждом последу­ю­щем диноде. Количество динодов в ФЭУ колеблется от 8 до 12, тем самым обеспечивая коэффициент усиления 10⁵ ÷ 10⁸. Вторичные электроны соби­раются на аноде, в результате на выходе ФЭУ от каждого зарегистрирован­ного кванта образуется ток от 0.03 до 30 миллиампер (в зависимости от энергии γ–кванта).

Из-за термоэлектронной эмиссии фотокатода и первых динодов на выходе даже полностью затемненного ФЭУ возникает темновой ток, создающий небольшие фоновые им­пульсы, по энергии эквивалентные γ–квантам до 5 – 10 Кэв (ток порядка единицы микроампер).

Недостатком ФЭУ является требование к стабилизации высоковоль­тного питания, т.к. ФЭУ имеет очень узкое и наклонное плато.

Энергети­ческое разрешение сцинтилляционного детектора, при реги­страции γ-кван­тов энергии 1 Мэв, колеблется в интервале 8 – 15%, эффек­ти­вность регистрации γ-кван­тов с энергии 1 Мэв достигает 30 - 40% для сцинтилляторов диаметром цилиндра 40 мм и высотой 70мм (полевые и рудные каротажные радиометры), и достигает 85 – 90 % для сцинтил­ля­торов диаметром 300 мм (аэрогаммаспектрометры).

Особенности использования сцинтилляционных счетчиков для спектрометрии γ-излучения. При попадании в сцинтилляционный детектор моноэнерге­тиче­с­кого γ-излучения, на выходе счетчика возникает распределение импульсов, называемое аппаратурной линией.

При фотоэффекте энергия вторичного элек­трона равна энергии γ-кванта Е₀. Пункти­р­ной линией показано реальное распреде­ле­ние импульсов на выходе ФЭУ вследст­вие энергетического разрешения детектора.

При комптоновском рассеянии втори­ч­­но­му электрону передается лишь часть эне­ргии кванта. При комптон-эффекте, в за­висимо­сти от угла рассеяния γ-кванта, эне­ргия вторичного электрона может меня­ться в широких пре­делах.

При рождении электронно-позитронной пары (РЭП) кинетическая энергия пары на 1,02 Мэв меньше, чем энергия γ-кванта. Появление дополнитель­ных линий Е₀ - 0,51 Мэв и Е₀ при РЭП обуслов­лено тем, что в ряде случаев один или даже оба γ-кванта с энергией 0,51 Мэв, образующихся при анни­гиляции позитрона, поглощаются в сцинтилляторе в результате фотоэф­фекта, и вспышка от этих фотоэлектронов сливается с вспыш­кой от первичной пары электрон - позитрон. Необходимо помнить, что РЭП является пороговой реакцией Е_пор = 1.02 Мэв.

В результате реальный спектр от моноэнергетического γ-излучения будет являться суммой всех трех составляющих.

Ниже приводится аппаратурный спектр изотопа ²⁴Na (E₀ = 1,38 и 2,76 Мэв). Для линии 1,38 Мэв вклад эффекта образо­вания пар ничтожен и соответст­вую­щие пики почти незаметны; образуется лишь пик в 1,38 Мэв, обусловленный фотоэф­фектом, а также менее чет­кий комптоновский пик с энергией 1,17 Мэв. Для линии 2,76 МэВ на­блю­даются три пика с энергиями 1,74, 2,25 и 2,76 Мэв. Пики с энергиями 1,74 и 2,25 Мэв обязаны эффекту образования пар (РЭП).

Пик 2,76 Мэв обусловлен тремя процессами: фотоэффектом; эффек­том образования пар, сопровождающемуся поглощением обоих γ-кван­тов аннигиляции; комптон-эффектом, когда рассеян­ный γ-квант также поглощается люминофором в результате фотоэф­фекта. Во всех трех про­цессах в световую энергию превращается вся энергия γ-кванта. Поэтому этот пик называют пиком полного поглощения. Форма пика полного пог­ло­­­щения близка к гауссовой кривой.

Полупроводниковые детекторы (ППД). В твердых телах, как и в газах, энергия заря­женных частиц расходуется на ионизацию и возбуждение атомов, при­чем пробег частиц в них в 10³ раз меньше, чем в газе, а плот­ность иониза­ции соответственно выше. Поэтому возможно резкое уменьше­ние размеров ионизационных камер при сохранении или даже увели­чении их эффек­ти­вности, если газ в камере заменить твердым на­полни­те­лем. Основ­ной проблемой при этом является выбор твердых тел с подходящей элек­тропроводностью. Перспективным оказалось созда­ние детекторов на основе полупроводниковых материалов.

Для использования полупроводника в качестве детектора иони­зирующего излучения в нем создают некоторую область, называемую p-n – переходом и обладающую большим удельным сопротивлением. Пусть имеются две пластинки полу­проводника, одна с электронной, а другая — с дырочной прово­димос­тью, например, соответственно, n - германия и р - германия. Если эти пластинки привести в тесное соп­ри­косновение, то в ме­стах их соприкосновения начнется диффузия электронов из n - германия и р - германий. Они нейтрализуют часть дырок в тонком граничном слое р-германия. Этот слой заряжается отрицательно, поскольку часть заряда неподвижных отрицательных ионов ак­цепторов в р-германии остается некомпенсированной. Анало­гично тонкий граничный слой n - полупроводника заряжается положи­тельно. В результате создается переход, препятствующий даль­нейшей диффузии носителей заряда. Такой переход обладает свойствами дио­да. Если присоединить n - полупроводник к катоду, а р –полупровод­ник - к аноду, то через переход течет ток, а при обратной полярности толщина p – n слоя растет и система не про­водит тока. При подаче напря­жения в запорном направлении основное падение потенциала происходит в p – n слое, и он ведет себя как конденсатор или ионизационная камера.

При прохождении ионизирующей частицы через запорный слой в нем происходит ионизация и образуются свободные носи­тели заряда. Эти заряды под действием поля дрейфуют к соответ­ствующим электродам. Так как практически все поле в счетчике сосредоточено в области p – n перехода, время собирания зарядов равно времени, не­об­ходимому для прохождения только этого слоя. Поскольку толщи­на последнего составляет лишь n*10^-2 – n*10¹ мм, то полупроводни­ко­вые счетчики обладают малым раз­решающим временем (10^-7 - 10^-9 с). Полупроводниковые счетчики обеспечи­вают относительно высокую ам­пли­­­­туду сигнала, достигающую 3 мВ на 1 Мэв энергии частицы. Ампли­туда импульса пропорциональна числу носителей за­ряда, образован­ных частицей, а следовательно ее энергии, если весь ее пробег укла­дывается в пределах р – n перехода. Поскольку наибольший пробег среди заряженных частиц имеют электроны (примерно 1 мм/Мэв), то для спектрометрии электронов и γ-квантов необходимы детекторы с толщиной перехода не менее нескольких миллиметров. Увеличение тол­щины слоя для γ-квантов не­обходимо также для повышения эффектив­ности регистрации. Для регистрации и спектрометрии тяжелых частиц достаточна толщина p – n перехода, равная приблизительно 10 мкм.

Поверхностно-барьерные детекторы обычно изготовляют на основе пластинки n-полупроводника. Для создания электрического контакта на одну из ее плоскостей наносится слой никеля. В атмосфере воздуха тон­кий слой на вто­рой стороне пластинки окис­ля­ется и при­обретает свойства р – полупро­вод­ника, воз­никает p – n переход. На эту поверх­ность для электрического контакта с р-полупроводником напыляют тонкий слой золота. Толщина чув­стви­тельного слоя в p – n переходе (несколько микрометров) достаточна для спектрометрии тяжелых частиц. Слой зо­лота на поверхности должен быть тонким, чтобы через него свободно проходили ре­гистрируемые ядерные частицы.

В детекторах p – i - n переходом большую толщину чувствительного слоя, необходимую для регистрации β-частиц и γ-квантов, получают внедрением в один из торцов р - полупроводника атомов лития, обла­дающего высоким коэффициентом диф­фузии. Этим создают три слоя: в слое I, куда не проникли атомы лития, сохраняется р - проводимость. Тонкий слой III с преобладанием донора (лития) при­обретает свойства n-полупроводника. Наконец, в промежуточном слое II концентрации доноров и акцепторов равны. Этот слой, не имеющий примесной проводимости и обладающий высоким удельным сопротивлением, называют i-слоем. Толщину i-слоя в отдельных случаях удается довести до 8 мм, что достаточно для получения хорошего энергетического разрешения и неплохой эффективности для γ-квантов: 0,7 и 0,2% для γ-квантов с энергией соответственно 0,66 и 1,33 Мэв.

Полупроводниковые детекторы отличаются экономичностью питания, компактностью, нечувствительностью (в отличие от ФЭУ) к магнитному полю, а также энергетическим разрешением в 20 - 30 раз лучшим, чем у сцинтилляционных счетчиков. Однако их широкое применение ограничи­вается необходимостью их охлаждения жидким азотом (Т = 77⁰ К). При комнатной температуре собственный (темновой) ток детекторов столь велик, что регистрация на его фоне импульсов от ядерных частиц невозможна.

Дата добавления: 2014-01-07