в. прайс
Регистрация
ядерного
ИЗЛУЧЕНИЯ

и * л
Издательство
иностранной
литературы.
NUCLEAR RADIATION
DETECTION
WILLIAM J PRICE
Professor of Physics
Air Force Institute of Technology
Wright-Patterson Air Force Base, Ohio
McGRAW-HILL BOOK COMPANY, INC.
NEW YORK-TORONTO-LONDON
19 5 8
В. ПРАЙС
РЕГИСТРАЦИЯ
ЯДЕРНОГО
ИЗЛУЧЕНИЯ
ПЕРЕВОД С AHI ЛИЙСКОГО
В. Н. ГИНЗБУРГА и Н. Г. ЗЕЛЕВИНСКОЙ
ПОД РЕДАКЦИЕЙ
Б. И. ВЕРХОВСКОГО
ИЗДАТЕЛЬСТВО
ИНОСТРАННОЙ ЛИТЕРАТУРЫ
Москва, 1960
Редакция лигературы по физике
ПРЕДИСЛОВИЕ РЕДАКТОРА ПЕРЕВОДА
Создание атомных энергетических установок, широкое при
^•енение метода радиоактивных индикаторов в самых различ-
ных отраслях науки и техники, исследования действия ядерного
излучения на живые организмы и материалы — все эти работы
связаны так или иначе с регистрацией и измерением ядерного
излучения Аппаратура для измерения ядерного излучения,
бывшая еще недавно достоянием небольшого числа физиче-
ских лабораторий, в настоящее время далеко перешагнула эти
рамки
С необходимостью измерений ядерного излучения сталки-
вается в своей повседневной деятельности весьма широкий круг
исследователей и практиков самых различных профессий.
Чежду тем обширная литература, посвященная методам реги-
страции ядерного излучения, представлена в основном статьями
в специальных физических журналах Эти статьи предназначены,
как правило, для узкого круга специалистов, работающих в об-
ласти экспериментальной ядерной физики
Сравнительно малое число отечественных и переводных книг,
посвященных этому вопросу, изданы слишком давно и поэтому,
естественно, не отражают последних достижений в этой области.
Кроме того, в каждой из них рассматривается (хотя и детально)
лишь один из многочисленных методов регистрации ядерного
излучения
Таким образом, потребность широкого круга читателей в ру-
ководстве, которое знакомило бы со всеми основными методами
регистрации ядерного излучения, оставалась неудовлетворен
ной. Предлагаемый читателю перевод книги Прайса «Регистра
ния ядерного излучения» способен, как нам кажется, в известной
степени заполнить этот пробел
В книге собраны сведения практически о всех применяемых
в настоящее время методах регистрации ядерного излучения
Характер изложения делает книгу доступной широкому кругу
читателей, впервые столкнувшихся с необходимостью изме
рения ядерного излучения и не обладающих специальными
6
Предисловие редактора перевода
знаниями в этой области Вместе с тем книга отнюдь не яв-
ляется популярным изложением вопроса
Непосредственному рассмотрению методов регистрации ядер-
ного излучения предшествует изложение основных свойств раз-
личных видов ядерного излучения и характера его взаимодей-
ствия с веществом (гл 1) Глава 1 будет особенно полезна
читателям, не имеющим достаточной подготовки в этой спе-
циальной области
В следующих главах автор рассматривает работу иониза-
ционной камеры, счетчика Гейгера — Мюллера, пропорциональ-
ного и сцинтилляционного счетчика В гл 8 кратко рассматри-
вается методика камер Вильсона и диффузионных камер,
фотографический метод регистрации излучения, а также кало-
риметрический и химический методы Гл 9 посвящена приме-
нению рассмотренных ранее методов для регистрации нейтронов
Усвоению материала помогут довольно удачно подобранные
несложные задачи, часть которых решается в тексте и служит
прямым дополнением к основному изложению, а часть дается чи-
тателям в конце каждой главы для самостоятельного решения
В отдельную главу (гл 3) выделены вопросы, относящиеся
к статистике отсчетов при измерениях ядерного излучения.
Отчетливое представление об этой специфической особенности
методов регистрации ядерного излучения необходимо как для
планирования измерений, так и для сознательной оценки до-
стоверности и точности получаемых результатов Поэтому на-
личие такой, хотя и весьма краткой, главы также следует от-
нести к достоинствам книги
Неотъемлемой составной частью подавляющего большинства
приборов для измерения ядерного излучения служат различные
электронные схемы От того, насколько правильно выбраны или
сконструированы эти схемы, часто в решающей степени зави-
сят не только точность, но и сама возможность проведения
измерения Поэтому если не детальное изучение, то, во всяком
случае, знакомство с возможностями электронной аппаратуры
такого типа и с основными требованиями к ней необходимо всем
работникам, связанным с измерениями ядерного излучения.
С этой точки зрения, безусловно, полезным, хотя также весьма
кратким дополнением к основному материалу книги является
гл 10, в которой рассматриваются электронные схемы, приме-
няемые в приборах для регистрации ядерного излучения.
Книга В Прайса не лишена недостатков Одним из них
является беглое и поверхностное изложение некоторых вопро-
сов Это явилось, по-видимому, следствием стремления автора
к наиболее полному охвату материала в книге относительно
небольшого объема Недостатком книги является также и то,
что применение рассматриваемых методов регистрации ядер-
Предисловие редактора перевода
7
хзго излучения иллюстрируется примерами их использования
'лавным образом для физических измерений. Наконец, много-
членные иллюстрации, как правило, заимствованные из ори-
инальных и обзорных работ друрих авторов, поясняются
_ тексте часто совершенно недостаточно.
Однако устранение этих недостатков потребовало бы недо-
пустимых при переводе отступлений от оригинала. Поэтому
текст книги оставлен в основном без изменений. При переводе
исправлены лишь некоторые фактические неточности и ошибки,
которые во всех случаях (кроме явных опечаток) оговорены
в примечаниях редактора
В примечаниях даны также ссылки на некоторые книги и
обзорные статьи, в которых читатель найдет более полное из-
ложение ряда вопросов, и на каталог отечественных радиомет-
рических и дозиметрических приборов.
Несмотря на отмеченные недостатки, книга В. Прайса будет
полезна многочисленным научным работникам и инженерам,
не специалистам в области ядерной физики, применяющим
в своей работе методы, требующие измерения ядерного излуче-
ния, или эксплуатирующим соответствующую аппаратуру.
Книга также может служить пособием для студентов, будущая
специальность которых связана с измерениями ядерного излу-
чения.
Гл. 1—7 переведены Н. Г. Зелевинской, а гл. 8—10 —
В Н Гинзбургом.
Б. И Верховский
Редакция лигературы по физике
ПРЕДИСЛОВИЕ
Ядерная наука и техника особенно бурно развивались в те-
чение последнего десятка лет. Этому развитию способствовали
усилия многих ученых и инженеров, которые в своих опытах,
относящихся к различным областям знания, развивали методы
и конструировали приборы, во многих случаях совершенно но-
вые и часто казавшиеся странными В дальнейшем эти дости-
жения будут связаны с трудами еще более многочисленной ар-
мии работников
С регистрацией ядерных излучений сталкиваются в той или
иной степени ученые, работающие во всех областях ядерной
науки и техники Разработкой новых методов и приборов для
регистрации занято сравнительно немного людей. Однако очень
многие непрерывно сталкиваются с применением имеющихся
методов для решения своих задач. Еще большая группа работ-
ников связана с регистрацией ядерных излучений косвенно, но
достаточно близко, так как их деятельность зависит от точного
измерения излучений, проведенного другими
В книге сделана попытка собрать основные сведения о всех
важнейших современных детекторах ядерных излучений. На-
ряду с этим рассматриваются также и методы их применения.
Таким образом, читатель сможет не только выбрать необходи-
мую ему аппаратуру, но и во многих случаях непосредственно
пользоваться ею.
Практически вся регистрирующая аппаратура, рассматри-
ваемая в этой книге, может быть приобретена обычным путем
В качестве указателя читателю рекомендуется чрезвычайно
подробный каталог фирм, публикуемый ежегодно журналом
Nucleonics Однако в книге уделено достаточное внимание прин-
ципам, на которых базируется работа регистрирующих систем.
Таким образом, книга может оказаться полезной также чита
телю, желающему сконструировать собственные образцы реги-
стрирующей аппаратуры
Эта книга предназначалась для использования в качестве
учебного пособия по курсу «Приборы ядерной физики»,
10
Предисловие
читаемому в Технологическом институте военно-воздушных сил
Можно надеяться, что она окажется полезной будущим поко-
лениям студентов, собирающихся заняться очень увлекатель
ной отраслью ядерной науки и техники, а также многочислен-
ным инженерам и ученым, работающим в этой области в на-
стоящее время
Автор хотел бы выразить свою благодарность многим уче-
ным и редакторам за любезное разрешение использовать их
иллюстрации и данные Кроме того, автору хотелось бы выра-
зить глубокую благодарность своим коллегам и студентам, ко-
торые в той или иной степени помогали в подготовке этой книги,
В X Джордану из Окриджской национальной лаборатории,
который прочел первый вариант рукописи и сделал много цен-
ных критических замечаний и предложений, мисс Мак Крей
и другим за их большой труд по напечатанию рукописи, а также
своей жене, Бетти Н Прайс, за ее ободряющую и компетент-
ную помощь.
Вильям Дж Прайс
ГЛАВА
1
свойства ядерного излучения
Методы регистрации ядерного излучения основаны на раз-
личных видах взаимодействия излучения с веществом. В на-
стоящей главе рассматриваются основные характеристики этого
взаимодействия.
Ядерное излучение возникает в процессе различных ядерных
превращений и при работе ускорителей частиц. Источником
ядерного излучения служат также космические лучи. Под ядер-
ным излучением понимают элементарные и атомные частицы,
а также рентгеновские и 7-лучи. В табл. 1 перечислены неко-
торые важнейшие свойства основных типов ядерного из-
лучения.
Отметим некоторые очевидные упущения табл. 1. Во-первых,
в ней не приводятся неустойчивые частицы, такие, как нейтраль-
ные тг-мезоны, т-мезоны, х-мезоны и V-частицы. Обсуждение
свойств этих частиц выходит за рамки данной книги. Однако
их регистрация основана на принципах, которые рассматри-
ваются в тексте. Во-вторых, из частиц, имеющих атомный
номер более 2, в табл. 1 упоминаются только продукты деле-
ния. Опущены тяжелые частицы, которые ускоряются в совре-
менных ускорителях и которые найдены в космических
лучах.
Характер взаимодействия ядерного излучения с веществом
зависит от природы этого излучения. В дальнейшем изложении
некоторые виды излучения выбраны в качестве типичных, и их
свойства рассмотрены детально. Свойства других видов излу-
чения рассматриваются по аналогии с теми типичными, к кото-
рым они ближе всего по своим характеристикам. При изучении
процессов поглощения критерием для определения сходства ви-
дов излучения служат прежде всего заряд и масса частиц. Од-
нако следует иметь в виду, что однотипные в этом смысле ча-
стицы могут существенно различаться по таким важным харак-
теристикам, как спин и магнитный момент.
В книге в качестве типичных выбраны а-частицы, осколки
деления, электроны, 7-лучи и нейтроны.
12
Глава 1
Таблица 1
Некоторые характеристики ядерного излучения
Тип частицы	Символ	Заряд, от- носитель- ные единицы	Приближенная масса покоя, относительные единицы	Масса покоя, атомные еди- ницы массы
Нейтрон		п	0	1	1,008982
Протон		р	1	1	1,007593
Дейтрон .-		а	1	2	2,014187
Тритон 		t	1	3	3,01645
а-частица 		а	2	4	4,002777
Позитрон *		б+, е+	1	1/1840	0,000549
Электрон, или р-частица ** . .	Г. е~	-1	1/1840	0,000549
[л-мезон		И	± 1	210/1840	0,115
л-мезон 	 			± 1	276/1840	0,152
7-квант *** 		т			
Рентгеновский квант *** . . .	X			
Нейтрино		1	0	Малая или	7
			нуль	
Осколки деления легкие . . .		— 20	— 95	
Осколки деления тяжелые . .		-22	— 139	
* Первый символ используется тогда, когда излучение испускается ядром, иногда оно
называется бета-плюс нзлученнем. Второй символ относится к тем же частицам, когда они
участвуют в других процессах.
** Термин бета-минус и символ р*" относятся к электронам, испускаемым ядром; обычно
эти электроны называются просто бета-частицами (3).
*** Гамма- н рентгеновские лучи отличаются только своим происхождением: f-лучи испу-
скаются ядрами, рентгеновские — нет.
АЛЬФА-ЧАСТИЦЫ
§ 1. Излучения, близкие по свойствам к а-излучению
В следующем параграфе будет показано, что при прохожде-
нии заряженной частицы сквозь вещество удельные потери
энергии зависят от массы и заряда частицы. В группе частиц,
к которым мы отнесем а-частицы, тритоны, дейтроны и протоны,
массы различаются не более чем в 4 раза, а заряды — только
в 2 раза. Поэтому может быть установлено точное соотноше-
ние между пробегами этих различных частиц в веществе. Кроме
того, в эту группу можно было бы включить мезоны, но боль-
шая разница в массах снижает точность соотношений.
Многочисленные измерения пробегов а-частиц проводятся
в течение многих лет. Эти частицы, испускаемые ядрами радио-
Свойства ядерного излучения
13
активных веществ, были одним из первых доступных типов из-
лучения. Энергия а-частиц зависит от того, каким радиоактив-
ным веществом они испускаются. Эта энергия достигает
—40 Мэв.
Кроме того, а-частицы могут быть ускорены в некоторых
типах ускорителей до энергий в несколько сот Мэв.
§ 2. Поглощение а'-частиц
При прохождении сквозь поглотитель а-частицы тратят свою
энергию на возбуждение и ионизацию атомов поглотителя.
Механизм потери энергии обусловлен в основном кулоновским
взаимодействием полей а-частицы и связанных электронов по-
глотителя. Благодаря разнице масс взаимодействующих частиц
а-частица практически не отклоняется от первоначального на-
правления.
Имеют место еще два процесса, благодаря которым а-частица
может быть поглощена или выведена из коллимированного
пучка, — это ядерные реакции и рассеяние на атомных ядрах.
Однако вклад этих процессов в ослабление пучка а-частиц пре-
небрежимо мал по сравнению с процессами возбуждения и
ионизации.
Расчеты потерь энергии заряженной частицей на ионизацию
и возбуждение были проведены Ливингстоном и Бете [1]. Вели-
чина потери энергии на единице пути dE/dx называется обычно
тормозной способностью материала1)- Ее можно вычислить по
формуле
dE ^ize^z^ZNВ	..
dx mv1* ’	' ’ '
где Е — кинетическая энергия;
ze — заряд;
v — скорость первичной частицы;
М— число атомов в 1 см3 поглотителя:
Z — атомный номер поглотителя;
В — коэффициент торможения;
в— заряд электрона;
m — масса электрона.
Коэффйциент торможения В в нерелятивистском диапазоне
энергий есть логарифмическая функция v и Z. Следовательно,
в этом диапазоне зависимость dE/dx от скорости частицы опре-
деляется в основном множителем 1/t»2. Возрастание потерь энер-
гии при уменьшении скорости объясняется увеличением времени,
|) Часто тормозной способностью материала называют входящую в (1.1)
величину В, так как она содержит все характеристики тормозящей среды. —
Прим, ред.
14
Глава 1
в течение которого а-частица находится в поле связанных элек-
тронов. Это приводит к тому, что электроны получают больший
импульс и вероятность возбуждения и ионизации растет.
При уменьшении энергии а-частиц до 0,1 Мэв уравнение
(1.1) перестает быть справедливым. Это происходит потому, что
Фиг. 1. Зависимость удельной потерн энергии в воздухе от
энергии частицы для нескольких типов частиц [19].
при таких малых скоростях заряд частиц становится флуктуи-
рующим вследствие попеременного захвата и потери электронов.
Теоретического выражения для dE/dx в этом диапазоне энергии
не существует.
Логарифмическая функция В слабо влияет на зависимость
потерь энергии от атомного номера поглотителя. Поэтому в слу-
чае постоянной скорости dE/dx практически пропорционально
произведению NZ, т. е. электронной плотности поглотителя.
В релятивистском диапазоне энергий кривая зависимости
dE/dx от энергии проходит через минимум, после которого по-
тери энергии частицей медленно возрастают. Это иллюстрируется
кривыми на фиг. 1, на которой показаны зависимости потерь
Свойства ядерного излучения
15
энергии на 1 см пути в воздухе от энергии частицы для несколь-
ких типов частиц в широком диапазоне энергий.
Аллисон и Уоршоу [2] составили обзор исследований тормоз-
ной способности различных веществ. В обзоре приведены зна-
чения dE/dx для различных твердых тел и газов. Обзор содер-
жит данные не только для а-частиц, но и для ряда частиц
с близкими свойствами.
Экспериментально поглощение а-частиц можно изучать, из-
меряя число пар ионов, образуемых ими на единице пути. Эта
величина называется удельной ионизацией. Отношение энергии,
потерянной частицей, к суммарному числу пар ионов, созданных
этой частицей, обозначается символом w. Было обнаружено, что
значение w зависит от ряда факторов, в том числе от мате-
риала поглотителя, от рода и энергии частицы. Обзор работ по
изучению этой зависимости сделан Юлингом [3]. Однако оказа-
лось, что значения этой величины для всех газов лежат в пре-
делах от 25 до 50 эв на образование одной пары ионов. Ряд
значений w для различных условий приведен в табл. 2. Значе-
ния w для других условий могут быть найдены в обзорной
статье Бете и Ашкина [4]. В плотных средах w равно приблизи-
тельно 5 эв на одну пару ионов.
Таблица 2
Потери энергии на образование
одной пары ионов *
Газ	W, эв	Частица	Энергия, Мэв
Воздух 		32,0 **	е	>0,3
Воздух 		36,0	р	2,5—7,5
Воздух 		35,1	а	7,8
Воздух		35,6	а	5,3
Водород 		36,0	а	5,3
Гелий 		31,0	а	5,3
* Таблица взята из работы [5J,
** В докладе Международной комиссии по радиологическим
единицам и измерениям [20] рекомендуется эту величину прини-
мать равной 34 эв.
Для образования пары ионов в газе частица затрачивает
значительно больше энергии, чем нужно для ионизации атома.
Дополнительная энергия расходуется на диссоциацию молекул
газа и на возбуждение атомов и молекул.
Пример 1. Рассчитать величину заряда, который создается
в ионизационной камере, наполненной воздухом, а-частицей
16
Глава 1
с энергией 5 Мэв, если вся энергия частицы теряется в воздухе
камеры.
Решение. Полное число пар ионов равно
Е 5-108	. .. ....
№==^б’==1’41 * 10 паР ИОНОВ-
Здесь использовано значение w, приведенное в табл. 2 для
а-частицы с энергией 5,3 Мэв. Заряд, освобожденный в камере,
равен
-^ = (1,41 • 10°)(1,60 • 10”19) = 2,25 • 10"14 кулон.
Зависимость удельной ионизации от энергии частицы из-
вестна под названием кривой Брэгга. На фиг. 2 представлена
Остаточный пробег, см
Фиг. 2. Кривая Брэгга для удельной ионизации в воздухе
(15° С и 760 мм рт. ст.).
кривая Брэгга для а-частиц. Мерой энергии частицы служит
величина ее остаточного пробега в воздухе.
§ 3. Пробег а-частиц
Альфа-частицы, имеющие одинаковую энергию, проходят
в данной среде до полного замедления практически одно и то же
расстояние. Этот факт можно проверить экспериментально, если
использовать коллимированный пучок а-частиц из тонкого
радиоактивного источника. Тонким считается такой источник,
в котором можно пренебречь потерями энергии. Зависимость
числа а-частиц, прошедших определенный слой вещества, от
толщины этого слоя имеет вид, подобный кривым на фиг. 3.
Ордината интегральной кривой дает число а-частиц в единицу
Свойства ядерного излучения
17
времени, прошедших расстояние от источника, равное или
большее R. Ордината дифференциальной кривой, умноженная
на dR, дает число а-частиц в единицу времени, которые прохо-
дят расстояния от источника, лежащие в пределах от R до
R + dR. Дифференциальная кривая по форме совпадает с кри-
вой Гаусса. Максимум этой кривой приходится на величину
среднего пробега частиц Ro- Если экстраполировать интеграль-
ную кривую от точки с абсциссой, равной Ro, по прямой линии,
Фиг. 3. Кривые интегрального и дифференциального распре'
деления пробегов а-частиц.
то пересечение этой линии с осью абсцисс даст так называемый
экстраполированный пробег, обозначаемый
Разница в пробегах моноэнергетических частиц возникает
вследствие статистического характера процесса потери энергии.
Частицы теряют свою энергию в очень большом, но конечном
числе отдельных актов. Флуктуациям подвержено как число
таких актов на единицу пути, так и потеря энергии в каждом
отдельном акте. В соответствии с этим и пробеги а-частиц ис-
пытывают статистические флуктуации.
Разница между экстраполированным и средним пробегами
называется разбросом пробегов и обозначается символом 8.
Величина разброса составляет приблизительно 1 % от полного
пробега для а-частиц с энергией 5 Мэв [3].
Измерения зависимости между пробегом а-частиц в воздухе
и их энергией проводились многократно. Результаты таких из-
мерений обычно приводятся к нормальным условиям, т. е. к тем-
пературе 15° С и давлению- 760 мм рт. ст. Эта зависимость для
|? В. Прайс
Фиг. 4. Зависимость пробега а-частиц в воздухе
(15° С, 760 мм рт. ст.) от энергии [21].
Диапазон энергий от 0 до 8 Мэв.
Пробег, см (кривая В)
Пробег, см /кривая С)
Энергия, Мэв /кривая Т>)
Фиг. 5 Зависимость пробега а-частиц в воздухе
(15° С, 760 мм рт. ст.) от энергии [2Ц.
Диапазон энергий от 8 до 15 Мэв.
Свойства ядерного излучения
19
диапазонов энергии от 0 до 8 Мэв и от 8 до 15 Мэв изображена
графически на фиг. 4 и 5.
Между пробегом а-частиц в воздухе и их энергией были
установлены эмпирические соотношения. Одно такое соотноше-
ние, которое выполняется с удовлетворительной точностью
в диапазоне энергий от 4 до 7 Мэв, имеет вид
— О.ЗОЭЕЧ'	(1.2)
где Я — средний пробег при нормальных условиях (в см);
Е— энергия а-частиц (в Мэв).
При меньших энергиях величина пробега оказывается про-
порциональной Е3/*, при более высоких энергиях — Е2.
§ 4. Поглощение а-частиц в веществах,
отличающихся от воздуха
Соотношение между пробегом и энергией тяжелых частиц
в различных веществах широко изучалось как экспериментально,
так и теоретически. Обзор этих исследований сделан Тейло-
ром [6].
Пробег тяжелых частиц в веществах, отличающихся от воз-
духа, может быть рассчитан по теоретической формуле Ливинг-
стона и Бете [1]. Большое количество кривых, изображающих эту
зависимость, приведено в работе Арона, Хофмана и Уильямса [7].
Позднее эти данные были дополнены Ричем и Мэдеем [8].
Эмпирическая формула, которая позволяет рассчитать про-
бег RA а-частицы в веществе с атомным весом А, имеет вид
/?л (мг/см2) = 0,56А> (см) А‘/з,	(1.3)
где /?— пробег а-частицы в воздухе при 15° С и 760 мм рт. ст.,
выраженный в см. Чтобы получить величину пробега в данном
Таблица 3
Пробег а-частнц в различных веществах
Пробег в воздухе, см	Энергия, Мэв	Пробег в AI, мг/см?		Пробег в Си, мг/см*		Пробег в Ag, мг/см*		Пробег в РЬ, мг/см*	
		формула (1-3)	[7]	формула (1-3)	171	формула 0.3)	(7|	формула 0-3)	(7J
1	2	1,7	1,5	2,2		2,7		з,з	3,7
2	3,5	3,4	3,1	4,4		5,4		6,6	6,7
5	6,3	8,4	7,6	11,2	10,4	13,4	11,5	16,6	18,0
10	9,7	17	14,8	22	20,2	27	24,3	33	34,5
100	37	168	140	224	185	268	220	332	303
1000	132	1680	1400	2240	1700	2680	2000	3320	2500
2*
20
Глава 1
веществе, выраженную в см, следует RA разделить на 103 р, где
р — плотность материала в г/см3. В табл. 3 сравниваются дан-
ные Арона, Хофмана и Уильямса [7] с рассчитанными по фор-
муле (1.3). Из этой таблицы видно, что совпадение вполне удо-
влетворительно, особенно для энергий ниже 10 Мэв.
Пример 2. Рассчитать, какова должна быть минимальная
энергия а-частиц, чтобы их можно было зарегистрировать счет-
чиком Гейгера — Мюллера, имеющим окошко из нержавеющей
стали толщиной 2 мг/см2.
Решение. Чтобы частица была зарегистрирована, она должна
пройти сквозь окошко. Подставляя в уравнение (1.3) величину
атомного веса стали, равную 56, находим пробег а-частицы
в воздухе при нормальных температуре и давлении
Ря	2
R (см) =------ =----------г- = 0,94 см.
(0,56) (56)
Из кривых на фиг. 4 находим, что такой пробег имеют а-ча-
стицы с энергией 1,9 Мэв.
Пробег частиц в различных веществах можно выразить че-
рез пробег в воздухе при помощи так называемой относитель-
ной тормозной способности. Относительной тормозной способ-
ностью S называют отношение тормозной способности вещества
к тормозной способности воздуха. Тормозную способность можно
выразить или как потерю энергии на единице пути (линейная
тормозная способность), или как потерю энергии на единице
толщины, выраженной через массу, приходящуюся на единицу
площади (массовая тормозная способность). Величина Sl яв-
ляется относительной линейной тормозной способностью, а вели-
чина Sm — относительной массовой тормозной способностью.
Средние значения SL и Sm приведены в табл. 4 для нескольких
металлов при различных энергиях а-частиц. Табл. 4 составлена
по данным Арона, Хофмана и Уильямса [7]. Из этой таблицы
видно, что величины S'z и Sm зависят от энергии. Без учета
зависимости от энергии могут быть получены лишь приближен-
ные значения этих величин.
Из данных табл. 4 для относительной массовой тормозной
способности видно, что потери энергии на единице толщины,
выраженной через массу, приходящуюся на единицу площади,
уменьшаются с возрастанием атомного номера поглотителя. Это
уменьшение поглощения в значительной степени обусловлено
увеличением средней энергии связи орбитальных электронов и
проявляется в уменьшении функции В в уравнении (1.1). До-
полнительным фактором служит уменьшение числа орбитальных
электронов, приходящихся на единицу массы поглотителя.
Свойства ядерного излучения
21
Таблица 4
Относительные тормозные способности различных материалов
для «-частиц
Энергия частицы, Мэв	Пробег в воздухе, см	AI р = 2,7 г/см*		Си p^8,9 г!смЛ к		Pb р—11,0 г‘.см'	
				$1			sm
2,0	1	1800	0,80			2900	0,32
6,3	5	1780	0,79	4300	0,58	3050	0,33
9,7	10	1820	0,81	4400	0,59	3200	0,35
37	100	1940	0,86	4800	0,65	3600	0,39
Пример 3. Рассчитать пробег в свинце а-частицы с энергией
6 Мэв.
Решение. По кривым фиг. 4 находим, что а-частица с энер-
гией 6 Мэв имеет в воздухе пробег 4,66 см. Из табл. 4 находим,
что величина St для а-частицы с энергией 6,3 Мэв в свинце
равна 3050. Поэтому пробег а-частицы в свинце равен
/?РЬ == 1,5  10~3 слг.
§ 5. Пересчетные формулы для пробегов однвтипных частиц
Если известно соотношение между пробегом и энергией для
одного типа частиц в данном веществе, то можно получить рас-
четным путем соответствующее соотношение для другого типа
частиц в том же веществе. Этот расчет можно провести при
помощи уравнения (М). Расстояние Rim (Et -> Ё2), которое
частица с массой М и зарядом ze проходит за то время, пока
ее энергия уменьшается от E\ до Е2, выражается следующим
образом:
Ei	°,
D (р р\ Г dE ______________ Mm г v3dv	... д.
— J dE;dx~~ MteWZN J B(v) '
E,	v,
здесь использовано уравнение (1.1) и соотношение
„ Mv*
Если конечную скорость v2 принять равной нулю, то можно
написать
Rzm (») = Mz^F (v),
(1.5)
22
Глава 1
где F(v) представляет собой по существу интеграл в уравнении
(1.4), вычисленный в пределах от 0 до V. Из уравнения (1.5)
видно, что пробег различных типов быстрых частиц в данном
поглотителе зависит только от скорости частицы v, заряда z и
массы М.
С помощью уравнения (1.5) можно выразить пробег протона
Rp(v) со скоростью v через пробег /?.(о) а-частицы с той же
скоростью
М z2
RP(v) = ^.Ra(y)-C-,	(1.6)
Г	М 2
р
постоянную С необходимо ввести для учета процесса захвата и
потери электронов при малых энергиях. Хотя постоянная С
мала, она отлична от нуля, так как а-частицы и протоны по-
разному взаимодействуют с электронами поглотителя. Экспери-
ментально было найдено, что величина С для воздуха при нор-
мальных температуре и давлении и для энергий, больших
500 кэв, равна 0,20 см. С уменьшением энергии величина С по-
степенно уменьшается до значений 0,02 см при 6,7 кэв [9]. Та-
ким образом, для воздуха и для энергий, больших 500 кэв.
имеет место равенство
Rp(y) = 1,007/?.(у) — 0,20 см.	(1.7)
Так как в нерелятивистском случае при равных скоростях
для энергий справедливо соотношение
„ ЕЛМр
то можно написать
/?ДЕ)= 1,007/?. (3.972Е) —0,20 см,	(1.8)
где /?.(3,972Е) означает пробег а-частицы, рассчитанный для
энергии, равной 3,972Е.
Соотношение между пробегом и энергией для частицы с дан-
ным z легко можно получить из такого же соотношения для
частицы другого типа, но имеющей тот же заряд z. Так как
вблизи конца пробега процесс захвата и потери электронов
происходит одинаково для обоих типов частиц, то поправочный
член С исчезает. Поэтому пробег частицы с массой М можно
рассчитать, если известен пробег частицы с другой массой Мо,
но с тем же зарядом z, по следующей формуле:
R,m(E) = -^R,m0(E'),	(1-9)
где Е' = ЕМ0/М.
Свойства ядерного излучения
23
На фиг. 6 изображена зависимость пробега дейтронов в воз-
духе от энергии для большого интервала энергий. Используя
графики фиг. 4—6, а также пересчетные формулы и данные,
приведенные в § 4, можно получить соотношения между пробе-
гом и энергией для ряда частиц в различных веществах.
Пример 4. Используя данные, приведенное в предыдущих
параграфах, найти пробег протонов с энергией 10 Мэв в свинце
и в воздухе при нормальных условиях.
Фиг. 6. Зависимость пробега дейтронов в воздухе (15°С,
760 мм pm. cm) от энергии [7].
Диапазон энергий от I до 108 Мэв.
Решение. При помощи уравнения (1.9) вычисляем пробе!
протона с энергией 10 Мэв из пробега дейтрона с энергией
19,9 Мэв. Пробег дейтрона находим по кривой на фиг. 6. Таким
образом,
Яр(10	=	^ = —^(19,9 Мэв) =
— 115 см воздуха.
Пробег дейтронов в свинце нам неизвестен. Однако пробег
з-частиц в свинце можно рассчитать при помощи уравнения
(1.3). Затем при помощи уравнения (1.6) из пробега а-частиц
можно получить пробег протонов. Пробег в воздухе а-частиц,
24
Глава 1
имеющих ту же скорость, которую имеют протоны с энергией
10 Мэв, получаем из уравнения (1.7).
D , . RP(v) + C 115 + 0,2
—	1007 — ]007 — 114 см.
Из уравнения (1.3) находим пробег а-частиц той же энер-
гии в свинце
(мг!см2) = (0,56) (114) (207)’/з = 378 мг'см2.
Используя уравнение (1.6) и пренебрегая постоянной С, по-
лучаем, что пробег протонов с энергией 10 Мэв в свинце равен
378 • 1,007 = 380 мг'см2.
(Более точное значение равно 340 мг/см2.)
ОСКОЛКИ ДЕЛЕНИЯ
§ 6.	Прохождение продуктов деления через вещество
Осколки деления состоят из элементов, имеющих массовые
числа приблизительно от 72 до 160. Однако кривая выхода про-
дуктов деления имеет два отчетливых максимума. Продукты
деления с массовым числом, близким к первому максимуму,
составляют группу легких осколков, второму максимуму соот-
ветствует группа тяжелых осколков.
Ряд свойств продуктов деления U235 приведен в табл. 5. Эти
свойства относятся к некоторому среднему продукту деления
в каждой из двух групп осколков.
Таблица 5
Свойства продуктов деления U235
Свойства	Легкая группа	Тяжелая группа
Массовое число 			~95	~ 139
Атомный номер 		~ 38	~54
Начальный полный заряд		~ + 20 е	~ + 22 е
Начальная энергия, Мэв		97	65
Пробег в воздухе при нормальных условиях (15° С и 760 лсм рт. ст.), мм		27	21
Заряд продуктов деления постепенно уменьшается в процессе
замедления. В этом отношении продукты деления отличаются
Свойства ядерного излучения
25
от а-частиц. Другое обстоятельство, отличающее поглощение
продуктов деления от поглощения а-частиц, состоит в том, что
изменяется соотношение между потерями энергии на ядерные
соударения и на соударения с электронами поглотителя. При
поглощении а-частиц вклад ядерных соударений пренебрежимо
мал. При поглощении продуктов деления потери энергии на
Фиг. 7. Зависимость пробега осколков деления Ри2зэ от массового
числа [22].
ядерные соударения становятся значительными вследствие боль-
шей величины заряда.
Теоретический расчет пробегов продуктов деления ослож-
няется в связи с постепенным уменьшением заряда частицы и
вследствие ядерных соударений. Обзор некоторых расчетов про-
веден Бете и Ашкином [4]. Результаты экспериментальных изме-
рений пробегов продуктов деления в зависимости от массового
числа приведены на фиг. 7.
ПОГЛОЩЕНИЕ ЭЛЕКТРОНОВ
§ 7.	Прохождение электронов через вещество
Электроны, испускаемые ядрами при радиоактивном рас-
паде, называются p-минус или просто (3-частицами. Электроны
высокой энергии можно получить в различных типах ускори-
26
Гл а в а 1
телей частиц. Кроме того, при прохождении через вещество
других типов излучения, например 7-лучей, освобождаются
электроны высокой энергии. Эти частицы называются вторич-
ными электронами.
Взаимодействие с веществом позитронов и электронов имеет
много общего и поэтому будет рассматриваться совместно.
Позитроны, называемые иногда (З-плюс частицами, могут быть
испущены в процессе радиоактивного распада. Кроме того, по-
зитроны возникают в процессе образования пар. В этом про-
цессе поглощается 7-квант высокой энергии и возникают две
новые частицы: позитрон и электрон.
Замедленный позитрон соединяется с электроном, и пара
аннигилирует. Энергия массы покоя двух частиц передается
двум возникающим фотонам. Эти фотоны, представляющие
собой так называемое аннигиляционное излучение, имеют энер-
гию 0,51 Мэв каждый и движутся в противоположных направ-
лениях.
Аннигиляция не является обычным этапом в судьбе элек-
трона, так как количество позитронов, необходимых для этого
процесса, обычно мало по сравнению с количеством электронов.
Замедляясь, р-частица чаще становится одним из электронов
вещества.
Для электронов в отличие от а-частиц и других тяжелых
частиц не характерны прямолинейные траектории и определен-
ная величина пробега. Электроны проходят в веществе довольно
извилистые пути, а величины пробегов моноэнергетических элек-
тронов сильно различаются между собой. Электрон на своем
пути испытывает множество актов рассеяния на атомах веще-
ства. Этим обусловлены изломы на его пути. Рассеяние может
происходить при соударении с орбитальными электронами или
с ядрами вещества поглотителя.
Разброс пробегов моноэнергетических электронов обуслов-
лен главным образом тем, что путь частицы в веществе пред-
ставляет собой ломаную линию. В связи с этим пробегом ча-
стицы считают не истинный путь, а такую толщину поглотителя,
которую она может пройти. По снимкам в камере Вильсона
обнаружено, что истинные пути частиц имеют разброс в 10—
15%. Причиной этого разброса является то, что электрон в од-
ном столкновении с другим электроном может потерять до
половины своей энергии, в то время как максимальная доля
потерянной энергии тяжелой частицей с массой М в одном со-
ударении равна Мп/М. При соударении двух электронов дальше
сквозь вещество проходит электрон, получивший большую
энергию.
Электроны, так же как и тяжелые частицы, тратят свою
энергию в веществе на возбуждение и ионизацию атомов по-
Свойства ядерного излучения
27
глотителя. Однако для электронов имеет место еще один важ-
ный механизм потери энергии — испускание электромагнитного
излучения. Последнее часто называют тормозным излучением.
§ 8.	Потери энергии при неупругих соударениях
Поглощение электронов вследствие неупругих соударений
приводит к возбуждению и ионизации атомов вещества и опи-
сывается уравнением (1.1). Однако в этом случае величина В
несколько отличается от той же величины для тяжелых частиц.
Фиг. 8. Зависимость удельной ионизации электронов в воздухе (15° С,
760 мм pm. cm.) от энергии [23].
Для энергий почти до 0,5 Мэв величина В приблизительно по-
стоянна, так что (dEldx)c, удельная потеря энергии на иони-
зацию и возбуждение, описывается выражением
ldE\
\ dx )с ~ о2 ’
(1.10)
где v — скорость частицы. Величина удельной потери энергии
проходит через минимум при энергии около 1 Мэв, при энергии
выше примерно 3 Мэв она медленно, как логарифм Е, возра-
стает. Удельная потеря энергии (dE/dx)c пропорциональна
удельной ионизации Im
(tt)c = ”'-	(1.11)
28
Глава 1
где w — потеря энергии на образование одной пары ионов, рав-
ная для воздуха приблизительно 32,5 эв.
Измерения удельной ионизации при различных энергиях
проводились при помощи камеры Вильсона. Эти эксперименты
подтвердили основные предсказания теории. Данные по удель-
ной ионизации электронов в воздухе представлены на фиг. 8.
Электроны, которые освобождаются в процессе первичной иони-
зации, часто обладают большими энергиями и производят до-
полнительную, или вторичную, ионизацию. Пути вторичных
электронов известны под названием 8-треков. Полная ионизация
представляет собой сумму первичной и вторичной ионизаций.
Кривые зависимости удельной ионизации от энергии для
первичной и полной ионизации, представленные на фиг. 8, про-
ходят через минимум при 21 и 42(парах ионов на 1 см пути.
Это на 10—20% ниже тех значений, которые часто приводятся.
Однако оказалось, что эти низкие значения лучше подтвер-
ждаются экспериментами.
§ 9.	Радиационные потери энергии
В соответствии с классической электромагнитной теорией
заряд, испытывающий ускорение а, излучает энергию 2^2а2/3с3.
Вследствие своей малой массы электрон в кулоновском поле
ядра может испытывать большое ускорение, так как ускорение
пропорционально заряду ядра Z, деленному на массу электрона.
Из теории следует [10], что (dE/dx)r, величина удельной по-
тери энергии, обусловленная излучением, определяется соотно-
шением
(—} ~Z2EN,	(1.12)
\ ах /у
где Z и N — соответственно атомный номер и атомная плот-
ность поглотителя, а Е — энергия электрона. Отношение радиа-
ционных потерь энергии к ионизационным потерям равно
(dE/dx), _ EZ
(dE/dx)c ~ 800 ’	v 41
где Е выражено в Мэв. Так, например, в свинце при энергии
10 Мэв оба механизма вносят одинаковый вклад в процесс по-
тери энергии, в при энергиях выше 10 Мэв радиационные
потери быстро становятся преобладающими.
Ускорение частицы обратно пропорционально ее массе. По-
этому тормозное излучение не играет важной роли в процессе
потери энергии тяжелыми частицами до тех пор, пока частица
не достигнет энергии порядка Бэе. Обладая такой высокой
Свойства ядерного излучения
29
энергией, частица может гораздо ближе подойти к рассеиваю-
щему ядру. При этом она испытывает большую силу со сто-
роны ядра, что компенсирует большую величину ее массы.
§10. Пробег электронов
Пробег частиц в веществе можно исследовать путем снятия
кривых поглощения. Примером такой кривой для а-частиц слу-
жит фиг. 3. Из кривых видно, что тяжелая частица данной энер-
гии обладает вполне определенным пробегом.
Фиг. 9. Кривые поглощения.
Кривая А — моноэнергетические электроны (1,9 Мэв)‘, кривая В — р-частицы с непре-
рывным энергетическим спектром Самаке.= 1’9
На фиг. 9 приведены кривые поглощения для коллимирован-
ного пучка моноэнергетических электронов и для (3-частиц с не-
прерывным энергетическим спектром. Большинство частиц ис-
пытывает рассеяние и выходит из пучка. Только в наиболее
благоприятных случаях электроны проходят максимальное рас-
стояние в поглотителе в направлении, перпендикулярном к его
поверхности-.
Кривая поглощения моноэнергетических электронов имеет
линейный участок. Если линейный участок экстраполировать до
оси абсцисс, как это сделано на фиг. 9, то такое экстраполиро-
ванное значение пробега может служить характеристикой час-
тицы с данной энергией. Полученную таким образом величину
считают обычно пробегом электронов.
Для электронов с непрерывным энергетическим спектром
пробег совершенно невозможно определить из кривых, подобных
кривым на фиг. 9. Однако разработаны методы, при помощи
30
Глава 1
которых можно из данных по поглощению рассчитать пробег
электрона. Один из этих методов, известный под названием ме-
тода сравнения Физера [11], позволяет определить пробег в ка-
ком-либо веществе путем сравнения кривой поглощения в этом ве-
ществе с кривой поглощения в веществе с известным пробегом..
Фиг. 10. Зависимость пробега электронов от энергии [12].
Были проведены многочисленные измерения зависимости
пробега электронов от энергии. На фиг. 10 представлены резуль-
таты Гленденина [12]. Эти результаты описываются следующими
эмпирическими формулами:
/? = 0,542£ —0,133, 0,8 < Е < 3 Мэв,
/г^ОЛО?^1’38,	0,15<F<0,8 Мэв, (114)
где /? — пробег в г/см2; Е — энергия электрона в Мэв.
Значительная часть кривой поглощения [3-излучения, испу-
скаемого при радиоактивном распаде, описывается экспонен-
циальной зависимостью:
Относительная интенсивность = е(1.15)
где рт — массовый коэффициент поглощения в см2/г; d — тол-
щина поглотителя в г!см2. Эмпирическое соотношение, которое
позволяет получить приближенные значения массового коэффи-
циента поглощения, имеет вид
(ыб)
Свойства ядерного излучения
31
где Ет — максимальная энергия р-частиц в Мэв. Это соотноше-
ние нарушается при низких энергиях (Ет < 0,5 Мэв) и при
очень высоких энергиях (Ет > 6 Мэв).
Тот факт, что кривая поглощения p-излучения описывается
экспоненциальным законом, является, по-видимому, случайным.
Распределение р-частиц по энергии в сочетании с характером
поглощения частиц каждой энергии приводит к экспоненциаль-
ной функции.
Пример 5. р-частицы препарата Рзэ регистрируются при по-
мощи счетчика Гейгера — Мюллера, имеющего стенки толщи-
ной 30 мг/см2. Оценить долю частиц, поглощенные в стенках
счетчика.
Решение. Находим долю поглощенных частиц из уравнения
(1.15) следующим образом. Доля поглощенных частиц равна
1 _ e^md = 1 _ ^-(Ю,7).(30.10-з)	0)271
где
22	22	1П7	2/
— -г»- =-------гзг — 10,7 см2 г.
'т Е1^	(1.71)1’33
С хорошей точностью можно считать, что пробег электронов,
выраженный в единицах массы на единицу площади, не зависит
от атомного номера поглотителя. Этот факт может быть выра-
жен следующим соотношением:
R (г/см2)^ ай R (г/см2)?,.	(1.17)
В тех случаях, когда заметную долю потерь энергии соста-
вляет тормозное излучение, уравнение (1.17) неприменимо. Кри-
терием справедливости этого уравнения может служить фор-
мула (1.13).
Пример 6. Сравнить пробеги р-частиц Рзэ в люсите и в свинце.
Решение. Радиоизотоп Р32 испускает р-частицы с максималь-
ной энергией, равной 1,7 Мэв. Пробег таких р-частиц в алюми-
нии, найденный по кривой фиг. 10, равен 880 мг/см2. Используя
уравнение (1.13), находим, что радиационные потери в свинце
равны
/ dE\ ___ EZ / dE\ _ (1,7) (82) / dE\ _ „ . _ / dE\
\dx /г 800 \ dx )c 800 \dx Jc	’ \dx )c ’
т. e. составляют большую долю ионизационных потерь. Однако
в люсите, так же как и в алюминии, 'радиационными потерями
можно пренебречь. Поэтому максимальный пробег р-частиц Р32
в люсите равен 880 мг/см2, что несколько меньше пробега этих
же р-частиц в свинце.
32
Глава 1
§ 11. Рассеяние электронов
Масса электрона мала по сравнению с массой ядра. Поэтому
электрон в отдельных соударениях может испытывать большие
отклонения от первоначального направления. Это явление осо-
бенно существенно в тех случаях, когда электроны малых энер-
гий рассеиваются ядрами элементов с большим атомным номе-
ром. Влияние процессов рассеяния на пробеги электронов было
рассмотрено выше.
Если толщина рассеивающего материала велика и рассеяние
происходит многократно, то значительная доля электронов мо-
жет испытывать рассеяние на углы, большие 90°. Это явление
называется обратным рассеянием, так как частицы после рас-
сеяния движутся в направлении, обратном первоначальному.
Обратное рассеяние играет важную роль при измерениях радио-
активности. Материал, на котором укрепляется источник излу-
чения, оказывает влияние на скорость счета, рассеивая элек-
троны обратно по направлению к детектору. Если этот материал
обладает большим атомным номером, то обратное рассеяние
от подложки может привести к возрастанию скорости счета
до 50%.
СВОЙСТВА РЕНТГЕНОВСКИХ И Т-ЛУЧЕИ
§ 12. Поглощение рентгеновских и у-лучей
Рентгеновские и 7-лучи представляют собой две формы элек-
тромагнитного излучения, которые различаются только своим
происхождением. Гамма-лучи возникают при ядерных превра-
щениях, тогда как рентгеновские лучи испускаются при возбу-
ждении или удалении орбитальных электронов или при тормо-
жении быстрых электронов. Рентгеновские и 7-лучи предста-
вляют собой поток фотонов, энергия которых Ер определяется
следующим выражением:
=	(1.18)
где h — постоянная Планка;
с — скорость света;
v частота;
% — длина волны электромагнитного излучения.
Испускание 7-излучения представляет собой процесс, при ко-
тором выделяется энергия возбуждения ядра. Ядро может ока-
заться в возбужденном состоянии в результате радиоактивного
распада или в результате искусственно вызванных ядерных
превращений. Гамма-лучи, которые испускаются при определен-
Свойства ядерного излучения
33
ной ядерной реакции, состоят из фотонов одной энергии или со-
держат группу фотонов с дискретными значениями энергии.
Чаще всего энергии 7-лучей лежат в диапазоне от нескольких
кэв до нескольких Мэв.
Возбуждение или удаление орбитальных электронов, которое
является причиной испускания рентгеновских лучей, может быть
вызвано рядом причин; среди них укажем неупругое рассеяние
электронов, явление внутренней конверсии и процесс захвата
электронов. Излучение, возникающее при возвращении орби-
тального электрона в основное состояние, известно под назва-
нием флуоресцентного. Энергия таких лучей является характер-
ной величиной для каждого элемента. Эта энергия изменяется
от нескольких электрон-вольт для легких элементов примерно
до 0,1 Мэв для трансурановых элементов.
Рентгеновское излучение, испускаемое при торможении элек-
тронов, т. е. тормозное излучение, было рассмотрено в связи
с вопросом о поглощении электронов. Тормозное рентгеновское
излучение всегда возникает при бомбардировке мишени элек-
тронами, в особенности мишени, состоящей из элементов с боль-
шим атомным номером. Спектр фотонов тормозного излучения
простирается от нуля до максимальной энергии, равной энергии
бомбардирующих электронов. Поэтому при работе с ускорите-
лем частиц высокой энергии тормозное излучение может содер-
жать фотоны очень высоких энергий, вплоть до Бэе.
Взаимодействие рентгеновского и 7-излучения с веществом
происходит посредством трех основных процессов: фотоэлектри-
ческого поглощения, комптоновского рассеяния и образование
пар. Иногда под действием 7-излучения происходят ядерные ре-
акции. Однако вероятность этого процесса много меньше веро-
ятности трех упомянутых выше, и при рассмотрении поглоще-
ния рентгеновского и 7-излучения им можно пренебречь.
В процессе фотоэлектрического поглощения фотон с энергией
hv взаимодействует с атомом как с единым целым. Вся энергия
фотона передается одному из электронов атома, обычно элек-
трону, находящемуся на внутренней ближайшей к ядру обо-
лочке. При этом электрон вылетает из атома, обладая кинетиче-
ской энергией ЕКИН., равной
Екин. = ^ — Еь,	(1.19)
где Еь — энергия связи орбитального электрона в атоме. При
заполнении электронной оболочки атома испускается один или
несколько фотонов характеристического рентгеновского излуче-
ния с суммарной энергией, равной Еь.
При комптоновском рассеянии первичный фотон может взаи-
модействовать с любым из орбитальных электронов атома. Если
энергия первичного фотона велика по сравнению с энергией
3 В. Прайс
34
Глава 1
связи электронов, то электроны в атоме можно считать свобод-
ными. Комптоновское рассеяние можно рассматривать как уп-
ругое соударение первичного фотона со свободным электроном.
Энергия фотона делится между электроном отдачи и вторичным
фотоном. Вторичный фотон движется в направлении, не совпа-
дающем с направлением первичного, и называется рассеянным
фотоном.
Если энергия фотона близка или меньше энергии связи элек-
трона, то рассеянный фотон обладает энергией, равной энергии
Фиг. 11. Расположение источника излучения, поглотителя
и детектора при измерении полного линейного коэффи-
циента поглощения т-лучей.
первичного фотона. В этом процессе, называемом когерентным
рассеянием, момент отдачи принимает на себя атом в целом.
Так как масса атома велика, то он получает от фотона пренеб-
режимо малое количество энергии.
В процессе образования пар первичный фотон поглощается
и его энергия переходит в энергию массы покоя и в кинетиче-
скую энергию пары возникающих частиц: позитрона и элек-
трона.
Поглощение рентгеновского и 7-излучения можно исследо-
вать, измеряя интенсивность излучения, прошедшего через по-
глотитель. Если источник излучения, детектор и поглотитель
расположить так, как показано на фиг. 11, то в результате из-
мерений можно получить соотношение
—	(1.20)
*0
где ///о — доля фотонов, которые остаются в пучке после про-
хождения слоя поглотителя толщиной d. Каждый фотон, кото-
рый в процессе поглощения выводится из пучка, поглощается
индивидуально в отдельном акте. Поэтому число фотонов, по-
глощенных в слое поглотителя толщиной dx, пропорционально
величине dx и числу падающих фотонов, а интегральная зави-
симость имеет экспоненциальную форму.
Свойства ядерного излучения
35
Величина ц называется полным линейным коэффициентом
поглощения ’). Коэффициент поглощения, измеренный в опыте,
схема которого изображена на фиг. 11, включает в себя как
действительное поглощение фотонов, так и рассеяние из колли-
мированного пучка. Этот коэффициент называется коэффициен-
том поглощения для «узкого» пучка. Его величина больше той,
которая была бы получена, если бы рассеянное излучение попа-
дало в детектор.
Полный коэффициент поглощения ц можно выразить сле-
дующим образом:
рь = т —f- с *>	(1.21)
где «г, о и х — коэффициенты поглощения, обусловленные соот-
ветственно фотоэффектом, комптон-эффектом и процессом обра-
зования пар.
Понятие о пробеге рентгеновских и 7-лучей имеет совершенно
другое значение, чем в случае заряженных частиц. Нельзя с уве-
ренностью предсказать, что фотон не пройдет дальше опреде-
ленного расстояния /?. Можно найти только вероятность того,
что фотон не пройдет расстояние, большее R. Эта вероятность,
найденная из уравнения (1.20), равна
1 — е~^к.
При рассмотрении процесса поглощения рентгеновского и 7-
излучения полезными оказываются понятия о среднем пробеге
R и слое половинного поглощения х>/2. Слоем половинного по-
глощения называется толщина поглотителя, в котором погло-
щается половина падающих на него фотонов. Эта величина оп-
ределяется выражением
Средним пробегом R называется среднее расстояние, кото-
рое проходит фотон до поглощения. Средний пробег R рассчи-
тывается по формуле
со
J* хе~^х u dx
Ъ = --------------= 1.	(1.23)
J* г-11* dx
о
•) Этот коэффициент называют обычно коэффициентом ослабления, так
как (это будет видно из дальнейшего изложения) только часть у-квантов
действительно поглощается, а остальные лишь рассеиваются и выводятся из
пучка. — Прим. ред.
3*
36
Глава 1
Перепишем уравнение (1.20) в другой форме:
~ = е
4)
(1-24)
где Pm— полный массовый коэффициент поглощения, равный ц/р;
dm — массовая толщина, или pd;
Фиг. 12. Зависимость полного массового коэффициента поглоще-
ния |л/р от энергии фотонов для различных материалов [13].
Диапазон энергий от 0,01 до 1 Мэв.
Массовый коэффициент поглощения зависит как от энергии
фотонов, так и от атомного номера поглотителя. На фиг. 12 и 13
показана зависимость цт от энергии фотонов в диапазоне от
0,01 до 100 Мэв для группы элементов от углерода до свинца.
Эти кривые были рассчитаны Уайтом [13]. Дополнительные све-
дения по поглощению рентгеновского и 7-излучения можно найти
в обзорной статье Дэвиссона и Эванса [14]. Из рассмотрения
Свойства ядерного излучения
37
кривых видно, что с ростом энергии фотонов значение коэффи-
циента поглощения уменьшается до тех пор, пока не достигается
пологий минимум. С увеличением атомного номера поглотителя
Фиг. 13. Зависимость полного массового коэффициента поглоще-
ния (л/р от энергии фотонов для различных материалов [13].
Диапазон энергий от 1 до 100 Мэв.
энергия фотонов, соответствующая минимальному поглощению,
уменьшается.
§ 13. Фотоэлектрическое поглощение
Фотоэлектрический эффект не может происходить при взаи-
модействии фотонов со свободными электронами. Этот эффект
играет главную роль при взаимодействии фотонов с электро-,
нами, которые сильнее всего связаны с атомами, т. е. с электро-
нами А-оболочки. Кромё того, для данной оболочки фотоэффект
происходит с большей вероятностью для тех фотонов, энергия
которых близка к ионизационному потенциалу оболочки. С воз-
растанием энергии фотонов вероятность фотоэффекта быстро
уменьшается.
Расчеты зависимости т от Z и hy были проведены Гайтлером
[10], а также Бете и Ашкином [4]. Теоретическая зависи-
мость т от Z и hy, справедливая для энергий Еь <С Ну ~^> tnc2
(0,51 Мэв), имеет вид
(1-25)
38
Глава 1
В этой формуле N — число атомов в единице объема и Еь —
энергия связи орбитальных электронов. На фиг. 14 и 15 показан
вклад отдельных процессов поглощения в полное поглощение
Фиг. 14. Зависимость линейного коэффициента поглощения в свинце от
энергии фотонов [13].
для свинца и алюминия. Из графиков’ видно, что фотоэффект
преобладает при энергиях фотонов ниже 600 кэв для свинца
и ниже 60 кэв для алюминия.
§ 14. Комптон-эффект
Применение законов сохранения энергии и импульса к про-
цессу соударения первичного фотона со свободным электроном
приводит к следующему соотношению:
Ь' = ГЙТ71---»	(1.26)
1 + (1 — cos 0) hv]mc* ’	'	'
Свойства ядерного излучения
39
где h'/ — энергия рассеянного фотона; 9 — угол между направ-
лениями движения рассеянного и первичного фотонов. Кинети-
ческая энергия £кии. электрона отдачи равна
Е кин = Av — Av' =	.	(1.27)
кин-	1 znca/[Av (1 — cos 6)]	4	'
Из уравнения (1.27) видно, что при Av me2 (0,51 Мэв)
фотон передает электрону отдачи пренебрежимо малую энер-
гию, тогда как при Av тс2 Екпк, достигает величины Av.
Фиг. 15. Зависимость линейного коэффициента поглощения в алю-
минии от энергии фотонов [13].
Так как каждый электрон индивидуально участвует в про-
цессе рассеяния, то коэффициент поглощения за счет комптон-
эффекта а пропорционален Z. Зависимость а от энергии фотона
была рассчитана Клейном и Нишиной [15] методами квантовой
40
Глава 1
механики. При hv 2Э> тс2 выражение для а имеет вид
NZ /. 2Av . 1 \
° ~ Av \ П тс3 2 / ’
(1.28)1)
т. е. коэффициент а приближенно обратно пропорционален hv.
Комптон-эффект является основным механизмом поглощения
фотонов в широком энергетическом интервале. В свинце погло-
щение фотонов происходит в основном путем комптоновского
fi/p, см^г
Фиг. 16. Зависимость полного массового коэффициента поглощения и ис-
тинного коэффициента поглощения в воздухе от энергии у-излучения [24].
рассеяния для энергий от 0,6 до 5 Мэв. В алюминии этот про-
цесс преобладает для энергий фотонов от 0,05 до 15 Мэв.
В расчетах Клейна — Нишины коэффициент поглощения а
делится на две части. Первая часть, обозначаемая as, опреде-
ляет долю энергии, уносимую рассеянными фотонами; вторая
ао--долю энергии первичных фотонов, которая • передается
электронам отдачи. Истинным коэффициентом поглощения энер-
гии фотонов является только <зв. Этот эффект иллюстрируется
кривыми на фиг. 16, на которой показана зависимость полного
’) Тот же результат независимо получил И. Е. Тамм [см. Zs. f. Phys.,
62, 545 (1&30)], и соответствующая формула называется обычно формулой
Клейна—Нишины—Тамма. — Прим. ред.
Свойства ядерного излучения
41
массового коэффициента поглощения и истинного коэффициента
поглощения в воздухе от энергии -у-излучения.
Пример 7. Коллимированный пучок -у-лучей изотопа J135 па-
дает перпендикулярно к поверхности плоско-параллельной иони-
зационной камеры, наполненной воздухом при нормальных ус-
ловиях. Расстояние между электродами камеры равно 10 см.
Вычислить относительное уменьшение интенсивности пучка, обу-
словленное поглощением в воздухе. Какую долю этого поглоще-
ния составляет истинное поглощение?
Решение. Гамма-лучи, испускаемые J135, имеют энергию
1,6 Мэв. По кривой фиг. 16 находим, что полный коэффициент
поглощения в воздухе равен 6 - 10-4 ел-1, тогда как истинный
коэффициент поглощения составляет 3- 10“4 слг1. Поэтому от-
носительное уменьшение интенсивности коллимированного пучка
равно
pj = 6. 10"4-10 = 0,006.
В этом ослаблении доля истинного поглощения равна
3 • 10“4/6 • 10-4 = 1/2-
§ 15. Образование пар
В процессе образования пар -у-квант поглощается и возни-
кает пара частиц: позитрон и электрон. Чтобы такой акт про-
изошел, -у-квант должен обладать энергией, большей энергии
массы покоя двух частиц, а именно большей величины 2тс2 =
= 1,02 Мэв. Кроме того, акт образования пары должен происхо-
дить в кулоновском поле ядра. Разность энергии фотона и энер-
гии массы покоя пары образующихся частиц переходит в ки-
нетическую энергию пары Екин . Эта энергия равна
Екнн. — hv — Ъпс1 = hv — 1,02 Мэв.	(1-29)
Несколько больше половины энергии Екин. сообщается позит-
рону, так как положительная частица отталкивается ядром,
в то время как отрицательная притягивается.
При образовании пары необходимо присутствие ядра. Роль
ядра заключается в том, что оно в соответствии с законом со-
хранения импульса принимает на себя часть импульса фотона.
С увеличением заряда ядра вероятность процесса образования
пар возрастает пропорционально Z2.
Коэффициент поглощения за счет образования пар х равен
нулю для энергий 1,02 Мэв, далее при малых энергиях х
возрастает линейно и, наконец, при больших энергиях х возрас-
тает как In Е. Таким образом, можно записать следующие вы-
ражения:
42
Глава 1
для энергий около 1 Мэв
х ~ NZ~ (h') — 2/ис2)	(1.30)
и при очень больших энергиях
7VZ2ln h'i.	(1-31)
Из кривых на фиг. 14 и 15 видно, что процесс образования
пар является преобладающим при поглощении фотонов с энер-
гией свыше 5 Мэв в свинце и фотонов с энергией свыше 15 Мэв
в алюминии.
Как и в случае комптоновского рассеяния, в процессе обра-
зования пар только часть энергии фотонов действительно погло-
щается. Процесс образования пар сопровождается аннигиля-
цией, при которой энергия массы покоя 2тс2 сообщается двум
квантам аннигиляционного излучения по 0,51 Мэв каждому.
СВОЙСТВА НЕЙТРОНОВ
§ 16. Взаимодействие нейтронов с веществом
Нейтроны ведут себя в веществе совершенно иначе, чем лю-
бые заряженные частицы или -у-лучи. Так как нейтроны не несут
электрического заряда, то кулоновское поле орбитальных элек-
тронов или ядра не играет для них никакой роли. Поэтому взаи-
модействие нейтронов с веществом происходит тогда, когда ней-
трон проникает в ядро или подходит к нему настолько близко,
что попадает в область действия ядерных сил. При взаимодей-
ствии же с веществом заряженных частиц или -у-лучей ядерные
реакции играют очень малую роль.
Реакцию, которая происходит в ядре zXA под действием
нейтрона, можно представить следующим образом:
zXA+0/P^(zYAI)*,
где (zYA+1)* означает составное ядро в возбужденном состоя-
нии. Энергия возбуждения включает в себя энергию связи и ки-
нетическую энергию нейтрона. Энергия возбуждения распреде-
ляется среди многих нуклонов ядра. Составное ядро находится
в возбужденном состоянии только очень короткое время, от
10~12 до 1О~20 сек. Избыточная энергия может быть выделена
ядром путем испускания одной или более частиц. Испускаемая
ядром частица также указывается в символической записи ре-
акции. Так, например, если при захвате нейтрона ядром испу-
скается а-частица, то реакция обозначается (п, а).
Если вторично испущенной частицей является нейтрон, то
процесс рассматривается как процесс рассеяния. Различают не-
Свойства ядерного излучения
43
упругое и упругое рассеяние в зависимости от того, в каком
состоянии, возбужденном или невозбужденном, остается ядро
после испускания нейтрона. В каждом случае энергия нейтрона
уменьшается, причем большую долю своей энергии нейтрон те-
ряет при неупругом рассеянии.
Для любого составного ядра, находящегося в возбужденном
состоянии, энергетически возможно несколько различных типов
ядерных реакций. Вероятности различных реакций зависят от
величины энергии возбуждения, а также от расположения ядер-
ных уровней составного ядра и ядра-продукта. Следовательно,
вероятность каждого типа ядерной реакции зависит от энергии
падающего нейтрона и от состава поглотителя. Эти вероятности
часто бывают совершенно различными даже для изотопов од-
ного и того же элемента, так как каждый тип ядра имеет свои
характерные особенности.
При взаимодействии нейтронов с веществом важную роль
играет энергия нейтронов, поэтому необходимо классифициро-
вать нейтроны по энергии. Различают тепловые, надтепловые и
быстрые нейтроны. Тепловыми называют такие нейтроны, кото-
рые находятся в тепловом равновесии с окружающей средой.
Средняя кинетическая энергия тепловых нейтронов в непогло-
щающей среде при 20° С равна 0,038 эв, и только небольшая
часть нейтронов этой группы имеет энергию, превосходящую
1 эв. Группа надтепловых нейтронов занимает промежуточное
положение между тепловыми и быстрыми нейтронами. Нижняя
энергетическая граница группы быстрых нейтронов в значитель-
ной степени условна. Обычно ее принимают равной 100 кэв.
Рассмотрим основные процессы, происходящие при взаимо-
действии нейтронов с веществом.
1.	Упругое рассеяние (п, п). Начальная кинетическая энер-
гия нейтрона распределяется между нейтроном и ядром. Ядро
остается в невозбужденном состоянии. Чем меньше масса ядра,
тем большую долю кинетической энергии оно может получить.
2.	Неупругое рассеяние (п, п), (п, «7) или (я, 2я). Этот про-
цесс энергетически возможен только для быстрых нейтронов.
В реакции (п, гц) энергия возбуждения ядра выделяется в виде
^-излучения. В процессе (я, п) ядро остается в метастабильном
состоянии. И, наконец, процесс (п, 2п) может происходить
только в тех случаях, когда падающие нейтроны обладают энер-
гией от 10 Мэв и выше.
3.	Простой захват (п, 7). Эта реакция, по-видимому, наибо-
лее распространена, так как под действием тепловых нейтронов
она происходит на ядрах почти всех элементов. Кроме того, ряд
ядер с очень большой вероятностью захватывает нейтроны при
некоторых определенных энергиях надтеплового диапазона. Это
явление известно под названием резонансного захвата. Гамма-
44
Глава I
лучи, испускаемые при захвате нейтронов (п, -у), обычно имеют
энергию, равную нескольким Мэв.
4.	Испускание заряженных частиц (п, р), (п, d), (п, а),
(п, t), (п. ар) и т. д. Так какзаряженные частицы перед выходом
из ядра должны преодолеть кулоновский барьер, то этот тип ре-
акции наиболее вероятен для легких ядер и быстрых нейтронов.
Важное исключение представляют собой такие реакции (п, а),
которые настолько экзотермичны, что а-частица, испущенная
ядром, даже под действием тепловых нейтронов может преодо-
леть кулоновский барьер. Примерами таких реакций могут слу-
жить Li6(n, а) и В10(п, а).
5.	Деление (я, f). При делении составное ядро расщепляется
на два осколка с испусканием одного или нескольких нейтронов.
В изотопах U235, Ри239 и U233 деление происходит при облучении
тепловыми нейтронами. Многие тяжелые ядра испытывают де-
ление при облучении быстрыми нейтронами.
6.	Процессы при высоких энергиях. Захват ядрами нейтронов
с энергией около 100 Мэв и выше может привести к испусканию
ливня, состоящего из большого числа различных частиц.
§ 17.	Эффективное сечение ядра
Для количественного описания процессов взаимодействия
нейтронов с веществом используется понятие об эффективном
сечении ядра. Число актов взаимодействия в единицу времени,
или скорость протекания определенной ядерной реакции в дан-
ном веществе, зависит как от числа и энергии падающих ней-
тронов, так и от количества и сорта ядер в веществе. Эта зави-
симость от энергии нейтрона и от типа мишени учитывается,
если для описания взаимодействия используется величина эф-
фективного сечения ядер.
Рассмотрим гипотетическую пластинку вещества толщиной
в один атомный слой, которая содержит Na ядер одного и того
же сорта на 1 см2 поверхности. Предположим далее, что колли-
мированный пучок нейтронов с интенсивностью, равной / ней-
тронов на 1 см2 поверхности в 1 сек, падает перпендикулярно
к нашей пластинке. Для определенного типа реакции микроско-
пическое эффективное сечение а определяется следующим
образом:
О = <L32)
где С — число актов интересующей нас реакции, происходящих
на 1 см2 поверхности в 1 сек. Так как эффективное сечение ядра
часто имеет величину порядка 10~24 см2, то это значение вы-
брано в качестве единицы эффективного сечения. Эта единица
называется барном.
Свойства ядерного излучения
45
Чтобы выяснить физический смысл эффективного сечения,
перепишем уравнение (1.32) в другой форме:
ЛГ С
Величина С// представляет собой долф падающих нейтронов,
которая вызывает ядерную реакцию. Она дает также вероят-
ность того, что данный нейтрон из пучка примет участие в реак-
ции. Величину Nac можно рассматривать как ту долю поверхно-
сти в 1 см2, при попадании нейтрона на которую обязательно
произойдет ядерная реакция. От-
сюда следует, что если пла-
стинка содержит Na ядер на
1 см2, то каждое ядро имеет эф-
фективную площадь поперечного
сечения, или просто эффектив-
ное сечение, равное а. Однако
введенное таким образом эффек-
тивное сечение соответствует
геометрическому сечению ядра
только в некоторых особых слу-
чаях.
Понятие об эффективном се-
чении а было дано выше для од-
ноатомного слоя. Однако часто
требуется использовать это по-
нятие для материала конечной толщины. Рассмотрим коллими-
рованный пучок нейтронов с интенсивностью /0 нейтронов на
1 см2 поверхности в 1 сек, падающий нормально на пластинку
толщиной d, как показано на фиг. 17. Если N означает число
ядер-мишеней в 1 см3 пластинки, то на 1 см2 элементарного слоя
толщиной dx содержится Ndx мишеней. При прохождении сквозь
этот слой интенсивность пучка нейтронов изменится на вели-
чину Nadx, т. е.
~ = Na dx.
(1.33)
Поэтому, выполнив интегрирование по толщине d, получим
I = Ioe-Nadt	(1.34)
Доля нейтронов, поглощенных в слое толщиной d, равна
1—e~N"d- Для А/зс( <<Д 1 эта доля уменьшается до величины,
определяемой уравнением (1.32). Если формула (1.34) приме-
няется к процессам рассеяния, то под величиной I понимают
число нейтронов, прошедших толщину d, не испытав рассеяния.
46
Глава 1
Эффективное сечение а относится к отдельному ядру и на-
зывается микроскопическим эффективным сечением. Макроско-
пическое эффективное сечение 2 определяется соотношением
см1.	(1.35)
Таким образом, 2 представляет собой полное эффективное
сечение всех ядер, содержащихся в 1 см3 материала. Уравнение
(1.33) можно теперь переписать в следующем виде:
— ~ = Zdx.	(1.36)
Из уравнения видно, что 2 — вероятность поглощения нейтрона
на единице длины. Кроме того, полное эффективное сечение 2
равно величине, обратной X, среднему расстоянию, которое про-
ходит нейтрон, прежде чем произойдет акт взаимодействия с яд-
ром. Это аналогично соотношению между ц и /? для фотонов,
которое было рассмотрено в § 12.
Предыдущее рассмотрение относилось к коллимированному
пучку нейтронов. Его можно распространить на поле нейтронов
со всевозможными направлениями движения при помощи сле-
дующих соображений. Если нейтрон движется со средней ско-
ростью и, то отношение v/k дает вероятность того, что данный
нейтрон в течение 1 сек примет участие в ядерной реакции. Если
п — число нейтронов в 1 см3, то — скорость протекания реак-
ции в 1 см3 дается выражением
/? = ^ = /«'2 = Ф2,	(1.37)
где величина nv называется потоком нейтронов и обозначается
символом Ф. Соотношение (1-37) не зависит от направления
движения нейтронов.
Пример 8. Вычислить скорость протекания реакции (п, а)
в счетчике нейтронов объемом 100 см3, наполненном газообраз-
ным ВЕз при нормальных температуре и давлении, если счет-
чик помещен в поле нейтронов с энергией 0,025 эв и поток ней-
тронов равен 1012 нейтронов/(см2 • сек).
Решение. Эффективное сечение реакции (п, а) для нейтронов
с энергией 0,025 эв, по данным фиг. 21, равно 755 барн. Так как
число атомов бора в 1 см3 по условиям задачи равно
6,02' 1023/2,24 • 104, или 2,68 • 1019 см~3, то, пользуясь уравнением
(1.37), находим полную скорость протекания реакции
/? = Wo® = (100) (2,68 • 1019) (755 • 10~34)(1012) =
— 2,06  1012 сек-1.
Свойства ядерного излучения
47
Обычно приходится иметь дело с нейтронами, энергии кото-
рых распределены в некотором интервале. Так как нейтронные
эффективные сечения часто зависят от энергии, то в полученные
соотношения необходимо внести уточнения, учитывающие энер-
гию нейтронов. С этой целью вводится понятие нейтронного по-
тока q(E), приходящегося на единицу энергетического интер-
вала. Поток нейтронов с энергиями, лежащими в интервале от
Е до Е + dE, равен q>(E)dE. Величина <р(Е) связана с величи-
ной п(Е) — плотностью нейтронов, приходящихся на единицу
энергетического интервала, следующим соотношением:
<?(E) = n(E)v.	(1.38)
Полный поток нейтронов всех энергий равен
Ф = J cp(f) dE — J n(E)vdE,	(1.39)
о	о
где v = (2Е/Мп)\ если М„ — масса нейтрона.
Скорость протекания реакции равна
Я = J 2(E)<?(E)dE;	(1.40)
о
здесь макроскопическое эффективное сечение 2(E) является
функцией энергии. Скорость протекания реакции Е можно выра-
зить через полный поток нейтронов Ф и среднее эффективное
сечение 2 следующим образом:
/? = Ф2,	(1-41)
где 2 определяется соотношением
СО
f l(E)<f(E)dE
l =	.	(1.42)
J ¥ (E) dE
0
Число атомов в 1 см3 вещества равно
N
__ РМ>
W ’
(1.43)
где р — плотность в г!см3\
W—атомный вес;
Nq — число Авогадро.
48
Глава 1
Макроскопическое эффективное сечение S, выраженное через
эти величины, равно
2(слг-1) = -^^,	(1.44)
IV
где а измеряется в барнах.
Выше уже отмечалось, что под действием нейтронов в веще-
стве могут происходить различные типы ядерных реакций. Ка-
ждая реакция имеет свое определенное эффективное сечение.
Поскольку вероятности для различных процессов аддитивны, то
можно определить полное эффективное сечение а, как сумму
отдельных эффективных сечений. Если означает эффективное
сечение z-го процесса, то
=	(1.45)
Пример 9. Рассчитать средний свободный пробег нейтронов
с энергией 0,025 эв в кадмии, плотность которого равна 8,6 г]см?.
Решение. Средний свободный пробег X = 1/S находим при
помощи уравнения (1.44)
х_ W _	113 _ппГ)о4
— 0,602ар — (0,602) (2600) (8,6) — U,UU84 см-
§ 18.	Зависимость эффективных сечений
от энергии нейтронов
Определение эффективных сечений для ряда возможных
ядерных реакций представляет собой сложную задачу. В боль-
шинстве случаев эти сечения сильно зависят от энергии нейтро-
нов. Кроме того, они могут иметь совершенно различные значе-
ния для разных элементов и для разных изотопов одного и того
же элемента. Эффективные сечения, как правило, определяют
экспериментально, так как в большинстве случаев их теорети-
ческий расчет пока еще невозможен. Исчерпывающий перечень
эффективных сечений для тепловых нейтронов и кривые зависи-
мости сечений от энергии для широкого энергетического интер-
вала содержатся в работе [16]. На фиг. 18—21 даны примеры,
взятые из этой работы, и показаны зависимости эффективных
сечений от энергии для нескольких материалов, представляющих
интерес с точки зрения регистрации нейтронов1).
На фиг. 18 показано полное эффективное сечение водорода.
Это сечение в основном обусловлено упругим рассеянием на
протонах, ядрах атомов Н1. Рассеяние на протонах играет
очень важную роль при регистрации быстрых нейтронов.
*) На фиг. 19а—20а представлены данные Брукхейвенской лаборатории
(О, •, Д), а на фиг. 206 — данные Аргонской лаборатории,
Свойства ядерного излучения
49
На фиг. 19а и 196 изображено полное эффективное сечение
естественной смеси изотопов элемента индия. Это поперечное
сечение в основном обусловлено реакцией (п, -у) в изотопе
Фиг. 18. Зависимость полного эффективного сечеиия
водорода от энергии нейтронов [16].
Диапазон энергий от 10“3 эв до 103 Мэв.
In115. В частности, особенно полезным является большой резо-
нансный пик при энергии 1,4 эв. В результате этой реакции
образуется радиоактивный изотоп In116, количество которого мо-
жет служить мерой потока нейтронов с энергией 1,4 эв.
На фиг. 20а и 206 дано полное эффективное сечение кадмия;
оно почти полностью обусловлено реакцией (п, -у) в Cd113. Реак-
ция (п, -у) в Cd113 особенно полезна благодаря тому, что ее ве-
роятность резко возрастает на верхней энергетической границе
тепловых нейтронов. 4
4 В. Прайс
50
Глава 1
На фиг. 21 представлено эффективное сечение реакции (п, а)
в боре. Эта реакция, которая в основном происходит на изотопе
В10, описывается уравнением
6B104-0ra1->3Li7+2He4+Q,
где Q = 2,78 Мэв. Продукты реакции Li7 и Не4 делают возмож-
ной регистрацию нейтронов.
Полное эффективное сечение, Зорны
Фиг. 19а. Зависимость полного эффективного сечения индия от энергии
нейтронов [16].
Диапазон энергий от 0,01 до 1 эв.
§ 19. Замедление нейтронов
Надтепловые и быстрые нейтроны в процессе рассеяния по-
степенно замедляются, и их энергия приближается к тепловой.
Различают упругое и неупругое рассеяние.
В системах больших размеров, в которых эффективное сече-
ние рассеяния велико по сравнению с эффективным сечением
поглощения, значительная доля нейтронов замедляется до теп-
лового равновесия с окружающей средой, прежде чем произой-
дет поглощение. Вещество, которое используется для замедле-
ния нейтронов, называется замедлителем. Для замедления путем
упругого рассеяния наиболее эффективными оказываются
Полное эффективное сечение, барны
Фиг. 196. Зависимость полного эффективного сечения нндия от энергии
нейтронов [16].
Диапазон энергий от 1 до 100 эв.
4*
Фиг. 20а. Зависимость полного эффективного сечения кацмия, а также
отношения эффективных сечений рассеяния и поглощения от энергии
нейтронов [16].
Диапазон энергий от 0,01 до 1 эв.
Фиг. 206. Зависимость полного эффективного сечения кадмия от энергии
нейтронов [16].
Диапазон энергий от 1 до 100 за.
54
Г лава 1
вещества с малыми массовыми числами, так как они могут в
одном соударении получать большую долю энергии нейтрона.
Хорошими замедлителями служат вещества, которые содержат
большое количество водорода; из них стоит упомянуть воду и
Фиг. 21. Зависимость полного эффективного сече-
ния бора от энергии нейтронов [16].
Диапазон энергий от 0,01 эв до 1 Мэв.
тяжелая вода, бериллий и углерод, так как они имеют доста-
точно малые массовые числа и очень малые эффективные сече-
ния поглощения.
Неупругое рассеяние играет важную роль в процессе потери
энергии быстрыми нейтронами. Эффективное сечение этого про-
цесса возрастает с энергией нейтронов и с атомным номером
рассеивателя. Неупругое рассеяние используется при защите от
быстрых нейтронов [17].
Свойства ядерного излучения
55
Отдельный тепловой нейтрон, испытывая соударения с яд-
рами замедлителя, может приобрести или потерять энергию
в любом соударении. Однако если рассматривается большое чи-
сло нейтронов, диффундирующих в' непоглощающей среде, то
в среднем для всех нейтронов изменения энергии не происходит.
При этом распределение кинетической энергии нейтронов опи-
сывается законом распределения Максвелла — Больцмана, кото-
рый следует из кинетической теории газоЬ и имеет вид
= _ . ,2Л e-E!kT	(1.46)
nth (nkT)1'
где п(Е) —число нейтронов с энергией Е на единицу энергети-
ческого интервала;
nth— полное число тепловых нейтронов;
k — постоянная Больцмана;
Т — температура в °К.
В соответствии с этим законом распределения наиболее ве-
роятную скорость имеют нейтроны с энергией kT, а средняя ки-
нетическая энергия нейтронов равна 3/г kT. Если тепловыми’
считать такие нейтроны, которые обладают наиболее вероятной
скоростью при данной температуре, то справедливы следующие
соотношения:
Кинетическая энергия = 8,61 • 10~®7’ эв,
Скорость	= 13.8 • 105Е,/2 см/сек,	(1.47)
Скорость	= 1,28 • 1047” ’ см/сек,
где Е — кинетическая энергия в эв-, Т — температура в °К- При
температуре 293° К энергия нейтрона равна 0,025 эв, а скорость
составляет 2,2 • 105 см/сек.
В тех случаях, когда нейтронное поле состоит в основном из
тепловых нейтронов, выражения для скорости протекания реак-
ции [см. (1.40) и (1.41)] обычно заменяются [18] следующим:
—/гХ(2.2 • 106) S (0,025 эв).	(1.48)
Здесь п — число нейтронов в 1 слг3, S (0,025 эв) — макроскопи-
ческое эффективное сечение процесса, вычисленное для энергии
нейтронов, равной 0,025 эв. Это соотношение выполняется с до-
статочной точностью в тех случаях, когда зависимость эффек-
тивного сечения от скорости нейтронов имеет вид l/v и присут-
ствуют лишь те нейтроны, скорости которых лежат в интервале,
где верна зависимость 1/v. Величина лХ(2,2-105) называется
«тепловым потоком» и обычно используется вместо реального
потока, который рассчитывается по уравнению (1.39).
56
Г лава 1
Задачи
1.	В ряде случаев при работе электронной импульсной ионизационной
камеры выполняются условия, при которых собирается весь электронный
заряд, созданный в камере. Вычислить максимальный электронный заряд,
созданный одной частицей, если в камеру, наполненную гелием, помещен
урановый источник.
2.	Найти максимальный пробег в воздухе и в алюминии для следующих
частиц, каждая из которых имеет энергию 3 Мэв\ а-частиц, протонов, дей-
тронов и электронов.
3.	Построить две кривые пробег — энергия для протонов в воздухе,
пользуясь кривыми,. представленными на фиг. 4 и 6.
4.	Пользуясь формулой (1.5), найти соотношение между пробегами
а-частиц и дейтронов в воздухе. При помощи полученного соотношения
построить кривую пробег — энергия для дейтрона в воздухе по данным
фиг. 4. Сравнить результат с данными фиг. 6.
5.	Альфа-излучатель Ро210 электролитически нанесен на толстую нике-
левую пластину. Найти толщину слоя Ро210, при которой добавление Ро210
не приводит к увеличению числа а-частиц, испускаемых поверхностью слоя.
6.	В эксперименте измерялась скорость счета от ^-источника в зависи-
мости от толщины алюминиевого поглотителя. Пластинки поглотителя раз-
личной толщины помещались между источником и счетчиком. Получены
следующие данные:
Толщина поглотителя,
мг1см*
9,60
16,6
23,6
31,4
39,4
68,5
88,0
127
Скорость счета,
uMnicetc
52,5
45,5
40,0
35,5
30,4
19,8
12,2
7,90
Оценить максимальный пробег Р-частиц и максимальную энергию
P-спектра. Вычислить массовый коэффициент поглощения при помощи фор-
мулы (1.15) и сравнить экспериментальное значение с величиной, которая по-
лучается из формулы (1.16).
7.	Какое давление воздуха должно быть в сферической ионизационной
камере радиусом 15 см, для того чтобы электроны, испускаемые изото-
пом Р32, помещенным в центре камеры, расходовали бы всю свою энергию
на ионизацию газа камеры?
Свойства ядерного излучения
57
8.	Определить величину среднего свободного пробега для следующих
процессов:
Процесс	Материал	Частица	Энергия частицы, Мэв
Образование пар		Свинец	7	10
Любой из 3-х процессов . . .	Алюминий	7	2
Захват нейтрона 		Кадмий	п	10'7
(п, а)		Бор	п	10-6
9.	Было обнаружено, что интенсивность пучка у-лучей с энергией
1,25 Мэв при прохождении через различные толщины железа изменяется так,
как показано ниже в таблице. Найти величину коэффициента поглощения
и сравнить со значением, найденным по кривой фиг. 13.
Толщина железа, см	Интенсивность	Толщина железа, см	Интенсивность
0	100	8,50	3,05
1,80	47,5	9,60	1,92
3,20	27,0	10,60	1,26
5,00	12,5		
10.	Найти аналитическое выражение вероятности того, что у квант прой-
дет толщину материала d, не испытав взаимодействия.
11.	Рассчитать величину энергии, которая выделяется в 1 сек при реак-
ции (л,а), происходящей в боре под действием нейтронов с энергией .100 кэв,
если поток нейтронов равен 1012 нейтронов на 1 сл<2 в 1 сек.
12.	Показать, что
=	/кЕ(ЛГ)
1--------2	’
где S(&7)—эффективное сечение при энергии КТ при условии, что п\Е)
подчиняется закону распределения Максвелла — Больцмана, а
2(E) = 2 (6Г)
VkT
ЛИТЕРАТУРА
1.	Livingston S., Bethe Н., Rev. Mod. Phys., 9, 263 (1937).
2.	Allison S. K-, Warshaw S. D., Rev. Mod. Phys., 25, 779 (1953).
3.	Uehling E. A., Ann. Rev. Nucl. Sci., 4, 315 (1954).
58
Глава 1
4.	Bethe Н., Ashkin J., в книге Experimental Nuclear Physics, ed.
E. Segre, Vol. I, New York, 1953. (Имеется перевод в книге «Экспе-
риментальная ядерная физика» под ред. Э. Сегре, т. 1, ИЛ, 1955.)
5.	Gray L. Н., Proc. Cambr. Phil. Soc., 40, 72 (1944).
6.	T а у 1 о г А. Е., Rep. Progr. Phys., 15, 49 (1952).
7.	Aron W. A., Hoffman B. G., Williams F. C., U. S. Atomic Energy
Comm. Document AECU-663, 1949.
8.	Rich M., Madey R., U. S. Atomic Energy Comm. Document UCRL-2301,
1954.
9.	Cook C. J., Jones E., Jr., Jorgensen T., Phys. Rev., 91, 1417 (1953).
10.	H e i 11 e r W., The Quantum Theory of Radiation, London, 1944, Ch. 3.
(Имеется перевод В. Гайтлер, Квантовая теория излучения,
ИЛ, 1956).
И. Feather N., Proc. Cambr. Phil. Soc., 34, 590 (1938).
12.	Glendenin L. E., Nucleonics, 2, 12 (January, 1948).
13.	White G. R„ Natl. Bur. Standards (U. S.) Circ. 583, 1957.
14.	Davisson С. M., Evans R. D., Rev. Mod. Phys., 24, 79 (1952).
15.	Klein O., Nishina Y., Zs. f. Phys., 52, 853 (1929).
16.	Hughes D. J., Harvey J. A., Neutron Cross Section. U. S. Atomic
Energy Comm. Document, New York, 1955. (Имеется дополненный
перевод: Атлас эффективных нейтронных сечений, М., 1955.)
17.	Stephenson R., Introduction to Nuclear Engineering, New York, 1954,
Ch. 5. (Имеется перевод: P. Стефенсон, Введение в ядерную
технику, М. — Л., 1956.)
18.	Hughes D. J., Pile Neutron Research, Reading, Mass., 1953, Ch. 7.
(Имеется перевод: Д. Ю з, Нейтронные исследования на ядерных
котлах, ИЛ, 1954.)
19.	Beiser A., Rev. Mod. Phys., 24, 273 (1952).
20.	Natl. Bur. Standards (U. S.) Handbook 62, 1957.
21.	Bethe H. A., U. S. Atomic Energy Comm. Document BNL-T-7, 1949.
22.	Kateoff S„ Miskel I. A., Stanley C. W., Phys. Rev., 74, 631
(1948).
23.	Wilkinson D. H., Ionization Chambers and Counters, London, 1950.
24.	Report of the International Commission on Radiological Units and Measu-
rements, Natl Bur. Standards (U. S.), 1956.
ГЛАВА
2
ОБЗОР МЕТОДОВ РЕГИСТРАЦИИ ИЗЛУЧЕНИЯ
Под термином «регистрация излучения» понимают обычно
не только обнаружение излучения, но также измерение интен-
сивности, определение энергии и других свойств излучения. Си-
стема для регистрации излучения состоит из двух частей: детек-
тора и измерительной аппаратуры. Детектор является чувстви-
тельным элементом, в котором происходит взаимодействие из-
лучения с системой. Измерительная аппаратура воспринимает
сигнал с выхода детектора и выполняет функции, необходимые
для производства измерений.
Работа детекторов основана на различных видах взаимодей-
ствия излучения с веществом. В ряде детекторов используется
ионизация, которая создается в них при прохождении заряжен-
ной частицы. К таким детекторам относятся ионизационные ка-
меры, пропорциональные счетчики, счетчики Гейгера — Мюл-
лера, кристаллические счетчики и камеры Вильсона. В тех слу-
чаях, когда первичное излучение состоит из заряженных частиц,
ионизация производится непосредственно ими. Как было рассчи-
тано в примере 1 из гл. 1, а-частица с энергией 5 Мэв создает
в детекторе, наполненном воздухом, заряд, равный 2,25-10-14 ку-
лон. При взаимодействии с веществом незаряженных частиц,
нейтронов и 7-лучей ионизация создается вторичными заряжен-
ными частицами, механизм возникновения которых был рассмо-
трен в гл. 1.
В некоторых детекторах важную роль играют процессы воз-
буждения и диссоциации молекул. Эти явления в сочетании
с ионизацией являются причиной возникновения люминесценции
в сцинтилляционных счетчиках и образования скрытого изобра-
жения в фотографических эмульсиях. Молекулярная диссоциа-
ция особенно важна в химических детекторах, т. е. в таких си-
стемах, работа которых основана на протекании определенных
химических реакций.
Другими важными первичными процессами, которые имеют
место при взаимодействии излучения с детектором, являются ис-
пускание черепковского излучения в счетчиках Черенкова и вто-
ричная электронная эмиссия в электронных умножителях.
60
Глава 2
Каждый из этих процессов будет подробно рассмотрен в сле-
дующих главах, посвященных специальным типам детекторов.
Системы для регистрации ядерного излучения в зависимости
от режима работы могут быть разбиты на импульсные и инте-
грирующие. В импульсном режиме работы на выходе детектора
имеется серия отдельных, разрешенных во времени сигналов.
Каждый сигнал соответствует прохождению ядерной частицы че-
рез чувствительный объем детектора. Примером детектора им-
пульсного типа может служить счетчик Гейгера — Мюллера. Си-
стема для регистрации излучения является системой импульс-
ного типа в тех случаях, когда используется импульсный детек-
тор и электронный регистратор для счета импульсов.
В системах другого типа измеряется непосредственно некото-
рый средний эффект, обусловленный попаданием в чувствитель-
ный объем детектора множества ядерных частиц. В таких слу-
чаях не стремятся обнаружить отдельные частицы. В действи-
тельности для больших потоков ядерных частиц это сделать ча-
сто бывает невозможно. Такие системы могут быть названы си-
стемами для измерения среднего уровня излучения.
Типичным примером системы, измеряющей средний уровень,
служит интегрирующая ионизационная камера. Ток на выходе
камеры пропорционален числу частиц, падающих на детектор
в единицу времени.
ДЕТЕКТОРЫ ИЗЛУЧЕНИЯ
§ 20.	Газонаполненные детекторы
Ионизационные камеры, пропорциональные счетчики и счет-
чики Гейгера — Мюллера представляют собой три типа наибо-
Изолятор
7 Центральный электрод
Фиг. 22. Схема включения импульсного
газонаполненного детектора.
лее старых, но до сих пор
широко применяемых де-
текторов ядерного излу-
чения. Каждый из них со-
держит камеру, наполнен-
ную газом. Особенности
действия этих трех детек-
торов можно выяснить
при помощи фиг. 22, на
которой изображена схе-
ма включения импульсно-
го газонаполненного де-
тектора с центральным
электродом, хорошо изолированным от стенок камеры. Разность
потенциалов V приложена между стенками и центральным элек-
тродом через сопротивление R, зашунтированное конденсато-
ром С2.
Обзор методов регистрации излучения
61
Предположим, что прошедшая ядерная частица создала
в камере N\ пар ионов. Положительные и отрицательные заряды
движутся внутри камеры по направлению к ее стенкам и к цен-
тральному электроду в соответствии с направлением электриче-
ского поля. На фиг. 23 показана зависимость от напряжения И
Фиг. 23. Зависимость амплитуды импульса от величины прило-
женного напряжения [1].
величины заряда Q, появляющегося на обкладках конденсатора
С2 при прохождении через камеру одной частицы при условии,
что постоянная времени /?С2 много больше времени собирания
заряда в камере. Кривые 1 и 2 относятся к случаям, когда ча-
стица создает и пар ионов соответственно, причем N%> N\.
Эти кривые можно разбить на четыре основных участка. На
участке I имеют место два конкурирующих процесса: собирание
заряда на электродах камеры и рекомбинация ионов в газовом
объеме. При возрастании электрического поля скорость движения
62
Глава 2
ионов увеличивается, вероятность рекомбинации уменьшается
и доля заряда, собранного на электродах, растет.
На участке II доля рекомбинирующих ионов становится пре-
небрежимо малой. Заряд, собранный на электродах, равен
= и Q2 = Me.	(2.1)
Изменение напряжения на обкладках конденсатора С2 равно
= и	(2.2)
где С — суммарная емкость ионизационной камеры и конденса-
тора С2. Этот участок кривой называется областью насыщения,
или областью работы ионизационной камеры.
На участке III собираемый в камере заряд увеличивается
в М раз благодаря газовому усилению. Электроны, созданные
в процессе первичной ионизации, ускоряясь, приобретают энер-
гию, достаточную для вторичной ионизации. Таким образом,
суммарный заряд, собираемый на электродах камеры, увеличи-
вается. В начале участка III коэффициент газового усиления М
не зависит от первоначальной ионизации, и амплитуда импуль-
сов пропорциональна числу пар ионов, созданных заряженной
частицей. С возрастанием приложенного напряжения эта про-
порциональность постепенно нарушается и в конце участка III
величина импульсов становится независимой от величины перво-
начальной ионизации. Участок кривой, на котором имеется газо-
вое усиление, но сохраняется зависимость между собираемым
зарядом и первоначальной ионизацией, называется пропорцио-
нальной областью. Верхняя часть этого участка называется об-
ластью ограниченной пропорциональности.
На участке IV собираемый заряд не зависит от первоначаль-
ной ионизации. Благодаря газовому усилению заряд возрастает
до величины, ограничиваемой характеристиками камеры и внеш-
ней цепи. Этот участок называется областью Гейгера — Мюл-
лера.
§ 21.	Ионизационные камеры
Различные типы ионизационных камер подробно будут рас-
смотрены в гл. 4. Типичная конструкция содержит цилиндриче-
ский проводящий корпус и проводящий электрод, расположен-
ный вдоль оси цилиндра и изолированный от него, как показано
на фиг. 22. Между корпусом и центральным электродом прикла-
дывается такое напряжение, чтобы камера работала в области
насыщения, т. е. на участке II кривых, изображенных на фиг. 23.
Часто камера наполняется осушенным воздухом при атмосфер-
ном давлении. Для некоторых специальных применений выби-
раются другие газы.
Обзор методов регистрации излучения
63
Ионизационные камеры применяются для регистрации всех
типов ядерного излучения, ионизующего непосредственно или
создающего вторичные ионизующие частицы. Импульсная ка-
мера используется, например, для измерения удельной ионизации
и энергии сильно ионизующих частиц, , таких, как а-частицы.
В этом случае ионизационная камера используется в сочетании
с электронной аппаратурой для анализа импульсов по амплиту-
дам. Если камера работает в интегрирующем режиме, то изме-
ряется или ток, величина которого пропорциональна интенсив-
ности потока ядерного излучения, или заряд, возникающий в ка-
мере за определенное время. Величина заряда связана с пото-
ком излучения, попадающим в камеру за время измерения. Ме-
тод измерения заряда широко используется в индивидуальных
дозиметрах.
§ 22.	Пропорциональные счетчики
В пропорциональных счетчиках между собирающим электро-
дом и корпусом подается напряжение такой величины, что де-
тектор работает на участке 111 (см. фиг. 23). При этом коэффи-
циент газового усиления достигает иногда величины 105 или 106.
Пропорциональные счетчики обычно работают в импульсном
режиме. При этом наряду с усилением импульсов сохраняется
зависимость их амплитуды от первоначальной ионизации.
Благодаря газовому усилению при помощи пропорциональ-
ных счетчиков можно считать ядерные частицы данного типа,
пользуясь электронной аппаратурой с гораздо меньшим усиле-
нием, чем в случае импульсных ионизационных камер. Это зна-
чительно упрощает необходимую аппаратуру. Кроме того, при
помощи пропорциональных счетчиков можно регистрировать ча-
стицы меньших энергий, чем в случае камер. При работе с ка-
мерами уровень шумов электронного усилителя ограничивает
величину импульса, который еще можно зарегистрировать.
Зависимость величины импульсов от начальной ионизации
позволяет дискриминировать излучения, которые различаются по
производимой ими ионизации. Например, а-частицы можно легко
считать в присутствии ^-частиц благодаря большому различию
в величине удельной ионизации. Импульсы от jj-частиц имеют
меньшую амплитуду, и их легко можно отсортировать счетной
системой.
§ 23.	Счетчики Гейгера — Мюллера
Газонаполненные детекторы, работа которых соответствует
участку IV (см. фиг. 23), известны под названием счетчиков
Гейгера — Мюллера. Эти детекторы могут быть использованы для
счета всех типов ядерного излучения, которые производят
64
Глава 2
ионизацию внутри счетной трубки, независимо от того, насколько
мала эта ионизация. Счетчики Гейгера — Мюллера широко ис-
пользуются для счета электронов, р-частиц, 7-лучей и рентгенов-
ских лучей. Для этих типов излучения счетчики Гейгера — Мюл-
лера представляют собой очень удобные детекторы, так как эти
излучения производят малую удельную ионизацию и их трудно
зарегистрировать иначе. Иногда при помощи счетчиков Гей-
гера— Мюллера регистрируют а-частицы и другие сильно иони-
зующие частицы. Однако сильно ионизующие частицы имеют
малые пробеги, поэтому для них приходится делать счетчики
с тонкими окошками или помещать источник излучения внутри
счетчика.
Амплитуда импульсов счетчика Гейгера — Мюллера не зави-
сит от начальной ионизации. Поэтому счетчик нельзя использо-
вать для измерения энергии частиц. Кроме того, нельзя разде-
лить импульсы от различных частиц путем регулировки чувстви-
тельности электронной схемы.
§ 24.	Сцинтилляционные счетчики
При прохождении ионизующих частиц через некоторые кри-
сталлы появляются вспышки света, сцинтилляции. В современ-
ных сцинтилляционных счетчиках этот свет направляется на ка-
тод фотоэлектронного умножителя. Результирующий импульс
тока на выходе фотоумножителя указывает на прохождение
ионизующей частицы через сцинтиллятор. При определенных
условиях результирующий импульс пропорционален энергии, по-
терянной частицей в кристалле. Таким образом, сцинтилляцион-
ный счетчик, так же как пропорциональный счетчик и импульс-
ную ионизационную камеру, можно использовать не только для
счета частиц, но и для измерения их энергетического распре-
деления.
Сцинтилляционные счетчики применяются для регистрации
всех типов частиц. В настоящее время сцинтилляционные счет-
чики представляют собой наиболее универсальный тип детек-
тора ядерного излучения.
§ 25.	Другие детекторы
Кроме перечисленных выше, существует ряд других методов
регистрации излучения, которые оказываются полезными при
решении многих специальных задач. Здесь мы только перечис-
лим эти методы, а в гл. 8 и 9 они будут рассмотрены подробнее.
Эти методы основаны на применении камер Вильсона, ядерных
эмульсий, кристаллических счетчиков, счетчиков Черенкова,
химических детекторов, калориметрических методов и различ-
ных типов нейтронных детекторов.
Обзор методов регистрации излучения
65
ИЗМЕРИТЕЛЬНАЯ АППАРАТУРА
§ 26. Счет частиц
Счет частиц представляет собой наиболее часто используе-
мый вид измерений ядерного излучения. Число импульсов на
выходе детектора равно произведению числа частиц, попавших
в детектор, на эффективность детектора. В некоторых случаях
измеряется число импульсов за определенное время. Такие при-
боры называются счетчиками. Разделив полное число импульсов
на время измерения, можно представить результаты измерения
Фиг. 24. Блок-схема установки для регистрации ядерного излучения путем
счета частиц.
как среднюю скорость счета. В других случаях значение ско-
рости счета при помощи специальных электронных схем полу-
чается непосредственно путем определения скорости поступле-
ния импульсов. Такие приборы называются измерителями ско-
рости счета.
На фиг. 24 представлена блок-схема установки для регистра-
ции ядерного излучения путем счета частиц. Детектором может
служить любой из рассмотренных выше детекторов, который
работает в импульсном режиме. Импульсы тока с выхода де-
тектора подаются на вход предусилителя.
Предусилитель располагается как можно ближе к детектору
и часто служит только для согласования нагрузок. Он преобра-
зует напряжение, которое имеется на малой емкости на его
входе, в приблизительно равное по величине напряжение на
большой емкости выходного кабеля. Выходной кабель может
быть достаточно длинным и иметь полную емкость порядка
нескольких сот пикофарад. В приборах, в которых требуется
большое усиление, предусилитель наряду с согласованием на-
грузок обеспечивает усиление примерно в 100 раз.
Необходимое усиление предусилителя и усилителя зависит
от величины импульсов на выходе детектора и изменяется при-
близительно от 10 для счетчиков Гейгера—Мюллера до 10 000
и выше для приборов с ионизационными камерами.
5 В. Прайс
66
Глава 2
Дискриминатор пропускает только те импульсы, амплитуда
которых превышает определенное значение. Благодаря дискри-
минатору можно отсечь малые шумовые импульсы, в то время
как импульсы большей амплитуды от ядерных частиц будут
проходить. Кроме того, он позволяет регистрировать частицы
данного типа в присутствии других частиц, которым соответ-
ствуют импульсы меньшей амплитуды. Такое использование
пропорционального счетчика было рассмотрено в § 22.
Импульсы на выходе дискриминатора имеют стандартную
амплитуду и обычно постоянную длительность. После дискри-
минатора импульсы подаются на пересчетные ячейки. Роль пере-
счетных ячеек сводится к уменьшению скорости поступления
импульсов до такой величины, которую можно определить при
помощи электромеханического счетчика. Максимальная ско-
рость счета, которую может зарегистрировать такой счетчик,
изменяется в зависимости от типа счетчика от 10 до 60 имп/сек.
Применять электронные пересчетные схемы необходимо, так
как при работе с ядерными излучениями требуется измерять
скорости счета, равные нескольким тысячам и даже десяткам
тысяч импульсов в 1 сек.
Применяемые обычно пересчетные схемы состоят из бинар-
ных пересчетных ячеек (см. § 208). При поступлении на вход
бинарной пересчетной ячейки двух импульсов на выходе ее
получается только один импульс. Таким образом, серия из п
бинарных пересчетных ячеек дает коэффициент пересчета, рав-
ный 2ге.
Важной характеристикой счетной системы является ее спо-
собность к точному счету при больших скоростях поступления
импульсов, так называемая разрешающая способность. Вели-
чина, обратная разрешающей способности, разрешающее время,
определяется как минимальный промежуток времени между по-
паданием в детектор двух последовательных частиц, при кото-
ром на выходе все еще возникает два отдельных импульса.
В случае счетчиков Гейгера—Мюллера минимальное разрешаю-
щее время ограничивается характеристиками самих счетчиков.
С другой стороны, сцинтилляционные счетчики, особенно счет-
чики с органическими сцинтилляторами, обладают большим
быстродействием. Разрешающее время приборов со сцинтилля-
ционными счетчиками ограничивается характеристиками изме-
рительной аппаратуры. В приборах с пропорциональными счет-
чиками и ионизационными камерами величина разрешающего
времени ограничивается как детектором, так и измерительной
аппаратурой.
Если разрешающее время т по величине сравнимо со сред-
ним промежутком времени между импульсами, то значительное
число импульсов не сосчитывается. Если т — наблюдаемая ско-
Обзор методов регистрации излучения
67
(2-4)
рость счета, то доля времени, в течение которого счетная си-
стема нечувствительна, равна т~. Следовательно, число импуль-
сов, потерянных за единицу времени, равно nmt, где п — ско-
рость счета, которая наблюдалась бы в том( случае, если бы
разрешающее время имело пренебрежимо малую величину.
Поэтому
п — т = птл,	(2.3)
или
• т
П =-----—
1 — т-
Поправка в скорости счета, которая дается уравнением (2.3),
часто называется поправкой на мертвое время системы.
При счете частиц стремятся работать в таком режиме, при
котором скорость счета для фиксированного источника не за-
висит от изменения приложенного к счетчику напряжения.
В тех случаях, когда это условие выполняется, говорят, что
кривые зависимости скорости счета от приложенного к счетчику
напряжения имеют плато. Плато характеризуется величиной
наклона, т. е. изменением скорости счета, отнесенным к единице
возрастания напряжения, и длиной, выражаемой в вольтах.
§ 27.	Анализ импульсов по амплитудам
Детекторы импульсного типа, в которых амплитуда импульса
на выходе пропорциональна энергии, потерянной излучением
в детекторе, можно использовать для измерения энергии ядер-
ных частиц. Результаты измерений такого типа обычно пред-
ставляют в виде кривых распределения по энергии. Это могут
быть интегральные или дифференциальные кривые. Чаще поль-
зуются дифференциальными кривыми.
Интегральные кривые распределения частиц по энергиям
представляют собой зависимость числа частиц N(£) с энергией,
равной или большей Е, от величины энергии Е. Дифференциаль-
ные кривые дают зависимость dNIdE от Е. Кривая распределе-
ния частиц по энергиям называется энергетическим спектром,
а аппаратура для получения такой кривой — спектрометром.
Кривая энергетического распределения может быть полу-
чена путем измерения амплитудного распределения импульсов
на выходе детектора. Измерительная аппаратура для получения
амплитудного распределения импульсов называется амплитуд-
ным анализатором. Кривые интегрального распределения им-
пульсов по амплитудам могут быть получены при помощи аппа-
ратуры, изображенной на фиг. 24, при условии, что коэффи-
циент усиления усилителя не зависит от амплитуды импульсов,
5*
68
Глава 2
а порог дискриминатора может регулироваться во всем инте-
ресующем нас интервале амплитуд импульсов. Первое требо-
вание, называемое линейностью усилителя, должно выполняться
для того, чтобы сохранить пропорциональность между ампли-
тудами входных и выходных импульсов. При амплитудном ана-
лизе импульсов к усилителю и дискриминатору предъявляются
гораздо более жесткие требования, чем в случае простого счета
частиц. Обычно в экспериментах, связанных с амплитудным
анализом, используются два различных типа аппаратуры. Инте-
гральная кривая распределения импульсов по амплитудам
получается путем измерения скоростей счета при различных
Фиг. 25. Блок-схема дифференциального амплитудного анализатора
импульсов.
порогах дискриминатора. При этом должны быть известны
амплитуды импульсов, соответствующие различным порогам
дискриминатора.
Дифференциальные кривые можно получить дифференциро-
ванием интегральных кривых. Однако для многих спектров на-
клон кривой быстро изменяется. Поэтому точную дифферен-
циальную кривую получить таким способом невозможно. Для
выполнения работы с большой точностью необходимо использо-
вать аппаратуру, которая измеряет наклон кривой непосред-
ственно. Эта аппаратура называется дифференциальным ампли-
тудным анализатором. Блок-схема одного типа дифференциаль-
ного амплитудного анализатора импульсов представлена на
фиг. 25. При помощи этого анализатора измеряется скорость по-
ступления импульсов, имеющих амплитуды в пределах от Н до
Н + АД. Пороги дискриминатора могут изменяться одновремен-
но, так что величина АД, называемая окном дискриминатора,
остается постоянной. Таким образом, непосредственно измеряется
дифференциальная кривая зависимости &N/&H от Н. По мере
уменьшения АД эта кривая приближается к искомой диф-
ференциальной кривой распределения импульсов по ампли-
тудам.
Схема антисовпадений, показанная на фиг. 25, посылает
импульс на счетчик только в том случае, когда амплитуда вход-
Обзор методов регистрации излучения
69
ного импульса заключена в интервале от Н до Н + А//. Это
достигается благодаря тому, что схема антисовпадений пропу-
скает только те импульсы, которые проходят через дискрими-
натор 1 и не проходят через дискриминатор 2.
§ 28.	Метод совпадений
При измерениях ядерного излучения часто требуется опре-
делять временные совпадения между различными событиями.
Регистрация совпадений между 3" и ^-лучами, рентгеновскими
лучами и т. д. дает сведения о схемах распада ядер радиоактив-
ных изотопов. В физике космических лучей метод совпадений
позволяет определять направление движения частиц, исследо-
вать процессы одновременного рождения многих частиц. Мето-
дом запаздывающих совпадений измеряют периоды полурас-
пада, имеющие величину порядка 1 мксек и меньше. Применения
метода совпадений настолько многочисленны, что их трудно
даже просто перечислить.
Схема совпадений представляет собой такое устройство,
в котором импульс на выходе появляется только тогда, когда
определенные сигналы одновременно приходят на каждый из
нескольких входов. Простейшая схема совпадений имеет два
входа. Если на оба входа импульсы поступают одновременно,
то появляется импульс на выходе схемы. Импульсы регистри-
руются как одновременные, если промежуток времени между
соответствующими точками импульсов меньше т — разрешаю-
щего времени схемы совпадений. При помощи быстродействую-
щего детектора, такого, как сцинтилляционный счетчик, и элек-
тронного усилителя с малым временем нарастания (см. гл. 10)
можно получить разрешающее время малой величины, порядка
10"9 сек.
Так как разрешающее время имеет конечную величину, то
два независимых сигнала могут вызвать импульс на вВ1ходе,
обусловленный их случайным совпадением во времени. Число
случайных совпадений должно быть минимальным по отноше-
нию к числу истинных совпадений. Если п{ и п2 соответственно
скорости счета импульсов, поступающих на два входа схемы
совпадений, то число случайных совпадений с равно
с = 2т/г1/г2,	(2.5)
где т — разрешающее время схемы. Это соотношение следует
из того, что импульс на одном входе сопровождается импуль-
сом на другом входе, отстоящим от него на время ±т, с вероят-
ностью, равной
70
Глава 2
§ 29.	Измерение среднего уровня излучения
В некоторых приборах для регистрации излучения процесс
усреднения эффектов, производимых множеством ядерных ча-
стиц, происходит непосредственно в детекторе. Это означает,
что акты взаимодействия отдельных частиц с детектором не
разрешаются во времени, но каждая частица дает вклад в вы-
ходной сигнал. Такие приборы позволяют определить интенсив-
ность излучения, попадающего в детектор.
Приборы для измерения среднего уровня можно разбить на
две группы в зависимости от того, измеряют ли они среднюю
скорость счета или определяют суммарный эффект за время
Детектор
/ольвоном BiTip
Д 'Арсонваля
Фиг. 26. Метод измерения ионизационного тока
камеры.
измерения, т. е. выполняют интегрирование. Приборы, исполь-
зующие в качестве детектора ионизационную камеру, могут
служить примером применения обоих методов измерения.
На фиг. 26 изображена ионизационная камера, включенная
в схему для измерения ионизационного тока. Ток в камере про-
порционален интенсивности попадающего в нее излучения. При
больших интенсивностях потоков излучения, например в ядер-
ных реакторах или в других устройствах с высоким уровнем
излучения, токи в камере могут быть достаточно большими (по-
рядка мка). Токи такой величины можно измерять непосред-
ственно при помощи амперметра типа Д’Арсонваля подходящей
чувствительности. Однако во многих применениях требуется
измерять токи порядка 1 O I2cz или меньше. В этих случаях ток
в камере можно определять по падению напряжения на извест-
ном сопротивлении. Для этого используется электрометр, выпол-
няющий роль вольтметра, входное сопротивление которого
много больше сопротивления нагрузки камеры R.
Для измерения полного потока излучения, попадающего
в детектор за определенное время, можно использовать иони-
зационную камеру конденсаторного типа. На фиг. 27 схемати-
чески изображена система, содержащая ионизационную камеру,
батарею для ее зарядки и электрометрический вольтметр для
измерения остаточного заряда. Если переключатель находится
Обзор методов регистрации излучения
71
в положении 1, то камера заряжается от батареи. Затем пере-
ключатель переводится в положение 2 и камера подвергается
облучению. Уменьшение заряда камеры равно полной иониза-
ции, созданной в ней излучением.
Кроме ионизационных камер, для подобных измерений
можно использовать пропорциональные, сцинтилляционные и
Детектор
Фиг. 27. Схема включения конденсаторной
ионизационной камеры.
кристаллические счетчики. Для измерения полного потока излу-
чения за определенное время широко применяются также хи-
мические детекторы, калориметрические методы и метод ядер-
ных эмульсий.
§ 30.	Другие методы регистрации излучения
Кроме методов, рассмотренных выше, существует ряд других
методов регистрации и детекторов ядерного излучения. К ним
относятся, например, методы ядерных эмульсий и камер Виль-
сона. Их обсуждение будет проведено в соответствующих гла-
вах, посвященных специальным типам детекторов.
Л ИТЕРА ТУРА
1. Montgomery С. Q., Montgomery D. D., Journ. Frankl. Inst., 231,
447 (1941).
ГЛАВА
3
СТАТИСТИКА РЕГИСТРАЦИИ ЯДЕРНОГО
ИЗЛУЧЕНИЯ ')
При измерениях ядерного излучения методами, рассматри-
ваемыми в данной книге, приходится встречаться с явлениями,
которые имеют статистическую природу. Понимание статисти-
ческого характера явлений важно как для постановки экспери-
ментов, так и для интерпретации результатов измерения. Об-
суждение статистики регистрации будет проведено вначале для
счетчиков в импульсном режиме, а затем распространено на
приборы, регистрирующие средний уровень излучения.
СЧЕТ ИМПУЛЬСОВ
§31. Введение
Статистический характер экспериментов по счету частиц
можно рассмотреть на примере детектора импульсного типа,
например счетчика Гейгера—Мюллера, который используется
для счета 7-квантов, испускаемых радиоактивным источником.
В таком эксперименте статистические процессы происходят как
при испускании излучения, так и при взаимодействии излуче-
ния с детектором.
В табл. 6 приведены типичные результаты измерения импуль-
сов фона при помощи счетчика Гейгера—Мюллера в радио-
химической лаборатории. Проведено 30 отдельных измерений;
длительность каждого измерения равна 1 мин. Фон имел по-
стоянную интенсивность, т. е. в течение 30 мин длительности
эксперимента он оставался неизменным. Тем не менее резуль-
таты отдельных измерений не совпадают между собой. В этом
и проявляется статистическая природа явления.
>) Статистические характеристики различных методов регистрации ядер-
ного излучения детально рассмотрены в работе: В. И. Гольданский,
А. В. Куценко и М. И. Подгорецкий, Статистика отсчетов при
регистрации ядерных частиц, ГИФМЛ, 1959. — Прим. ред.
Статистика регистрации ядерного излучения
73
Таблица 6
Статистические флуктуации скорости счета импульсов
Число импульсов в 1 мин, п1	1« - nt 1	(« - "z)a
29	0,8	0,64
36	7,8	60,84
19	9,2	84,64
26	2,2	4,84
24	4,2	17,64
37	8,8	77,44
35	6,8	46,24
29	0,8	0,64
30	1,8	3,24
34	5,8	33,64
27	1,2	1,44
24	4,2	17,64
32	3,8	14,44
21	7,2	51,84
14	14,2	201,64
33	4,8	23,04
30	1,8	3,24
27	1,2	1,44
28	0,2	0,04
30	13	3,24
35	6,8	46,24
30	1,8	3,24
27	1,2	1,44
25	3,2	10,24
24	4,2	17,64
32	3,8	14,44
23	5,2	27,04
27	1,2	1,44
33	4,8	23,04
24	4,2	17,64
Сумма 845		810,20
У, Щ 845
п = —— = -gg- = 28,2 импульса
Нет смысла говорить об истинной скорости счета импульсов,
поступающих от детектора. В данном случае можно говорить
лишь об истинной средней скорости. Под истинной средней ско-
ростью понимают величину, к которой стремится результат из-
мерения по мере увеличения полного числа отсчетов, используе-
мых для определения среднего. Для данных табл. 6 величина
скорости счета, наиболее близкая к истинной средней скорости
74
Глава 3
счета за интервал времени в 1 мин, равна среднему арифмети-
ческому значению п из всех измерений:
N
= (зл)
/=1
где ni—число импульсов, сосчитанных за i-й интервал; N —
полное число интервалов. Для нашего примера п равно 28,2 им-
пульса.
При помощи статистической теории можно оценить точность
измерений, а также разработать такую методику, при которой
ошибки, обусловленные случайной природой процесса, будут
минимальными. Кроме того, теория позволяет проверить, вно-
сит ли аппаратура дополнительные погрешности, кроме тех,
которые связаны со статистической природой явления. Для
этого сравнивают действительное распределение числа отсчетов
с тем, которое предсказывает статистическая теория.
§ 32. Биномиальное распределение
Биномиальное распределение, которое мы сейчас рассмотрим,
может служить примером статистического закона. Предполо-
жим, что имеется последовательность очень большого числа
объектов, принадлежащих одному из двух классов Л и В. Обо-
значим буквой р вероятность того, что любой, случайно выбран-
ный объект принадлежит классу Л, тогда 1 — р дает вероят-
ность того, что выбранный объект принадлежит классу В.
Можно показать, что вероятность W (п) того, что точно п из NQ
объектов, выбранных случайным образом из последовательности,
будут принадлежать классу А, дается соотношением
(3-2)
Это выражение известно под названием биномиального распре-
деления, так как множитель Af0!/(Afо— п)\п\ представляет собой
коэффициент при п-м члене разложения бинома (1 + x)N°-
Среднее значение п равно pNo. Отклонение от среднего зна-
чения можно выразить среднеквадратичным, или стандартным
отклонением о. Стандартное отклонение определяется следую-
щим образом:
_______ __
с2 — (га — га)2 = 2 (« — n)2W (га).	(3.3)
л=о
Статистика регистрации ядерного излучения
75
Преобразуя эту формулу, получаем
n = N„_2	n = N0 _	n = N0	_ _2
а2= 2 п W(n) — 2 2/г/гW(п) + 2 n2W (п) = п2—п ,	(3.4)
п=0	п=0	п=0
где
_ n = N„
л2= 2 n2W(n).	(3.5)
Л=0
В этих расчетах использовано соотношение
n = N„
^W(n) = \.	(3.6)
n = 0
Если вычислить выражение (3.5) [1], используя биномиальное
распределение, и подставить в равенство (3.4), учитывая, что
п = pN,), то выражение для стандартного отклонения принимает
вид
[Мр(1-р)]Ч	(3.7)
§ 33.	Биномиальное распределение для радиоактивного распада
Рассмотрим радиоактивный распад в течение времени t
в системе, содержащей радиоактивных атомов. Эти No ато-
мов можно разбить на две группы. В одну группу войдут те
атомы, которые испытают распад за время t, в другую — те, ко-
торые не распадутся за то же время. Вероятность того, что
данный атом не распадается за время t, равна е~и, где X — по-
стоянная распада интересующего нас радиоактивного изотопа.
Следовательно, вероятность распада атома р равна
р=\—е-^.	(3.8)
Используя уравнение (3.2), можно найти вероятность 1Е(/г)
того, что в течение времени t распадутся п атомов
W<A = №-„)!„! <> - «"“Г («-“Л'* •	(3.9)
Истинное среднее число атомов, распадающихся за время t,
равно
« = ДГ0(1—e-w).	(З.Ю)
Стандартное отклонение
О = [дго (I — е-«) е- *']’/з = (пе-")'1’.	(3.11)
Если	т. е. время измерения мало по сравнению с перио-
дом полураспада, стандартное отклонение
о = (л)’/а.	(3.12)
76
Глава 3
Если обозначить через с вероятность того, что распад приво-
дит к отсчету, то р — вероятность того, что в течение времени t
произойдет распад, приводящий к отсчету прибора, определяется
выражением
р = (1 — с.
(3.13)
И в этом случае при условии, что М<^1, уравнение (3.12) также
справедливо, если под п понимать среднее число отсчетов.
§ 34.	Распределения Пуассона и Гаусса
Если выполняются условия Kt <С1,	^>1 и п <CJV0, то закон
биномиального распределения для радиоактивного распада
можно привести к более удобной форме. Для этого восполь-
зуемся следующими приближенными соотношениями:
1 Д-М,
п \N‘
nJ
и \Л'»
(3-14)
(3.15)
(3.16)
Подставляя эти выражения в формулу (3.9), получаем
и Л- Л
(3-17)
Уравнение (3.17) известно под названием закона распределения
Пуассона. Закон Пуассона представляет собой хорошее при-
ближение в тех случаях, когда Af0 не менее 100, a Kt не бо-
лее 0,01.
Формула (3.17) определена для целочисленных значений п.
Однако через эти точки можно провести плавную кривую. При
этом для малых значений п получается несимметричная кривая.
На фиг. 28 изображено распределение Пуассона для п = 20.
По мере увеличения п кривая становится более симметричной.
При условиях, что п велико (скажем >100) и |« — n\<<in,
формулу (3.9) можно апроксимировать следующим выраже-
нием [2]:
U7(rt) = (2u/z)-,/jexp —
(3.18)
Это выражение представляет собой закон Гаусса, или нормаль-
ный закон распределения^ Распределение Гаусса также пред-
ставлено на фиг, 28 для п — 20, т, е. для среднего значения,
Статистика регистрации ядерного излучения
77
значительно меньшего тех величин, для которых приближение
выполняется с достаточной точностью.
п
Фиг. 28. Гауссово или нормальное распределение как приближение
распределения Пуассона при среднем значении, равном 20.
Если величину отклонения от среднего \п—п\ обозначить
символом е, то выражение (3.18) принимает вид
W (в) =	е -	(3.19)
Вероятность P(kc) того, что абсолютная величина отклонения
превышает величину kc, можно вычислить из следующего соот-
ношения:
₽(&») = J U7(e)tZs.
feo
(3.20)
Численные значения этого интеграла приведены в таблицах ра-
боты [3]. Некоторые значения, которые понадобятся в дальней-
шем, приведены в табл. 7.
Пример 1. Истинное среднее значение за данный интервал
времени равно 100 отсчетам. Определить вероятность получения
105 отсчетов за то же время, а также вероятность того, что
абсолютное отклонение от истинного среднего имеет величину,
большую 5.
78
Глава 3
Решение. Среднеквадратичное отклонение о равно (100) ’ =
= 10, поэтому k = 5/10. При помощи таблиц находим, что орди-
ната кривой ошибок, соответствующей нормальному закону
(2/тс)/зe~kla для k = 5/10, составляет 0,3521. Поэтому вероят-
ность получения 105 отсчетов равна 0,3521/а = 0,03521. Из тех.
же таблиц находим, что площадь под кривой вероятностей от
k = 0 до k = 0,5 составляет 0,1915. Следовательно, вероятность
превышения 5 для величины отклонения есть 1—2(0,1915) =
= 0,617.
§ 35.	Точность измерения числа импульсов
В большинстве случаев ошибки, связанные с подсчетом сум-
марного числа импульсов и измерением затраченного времени,
пренебрежимо малы по сравнению со статистическими флуктуа-
циями. Основываясь на этом предположении, можно оценить
точность измерения числа импульсов. В качестве меры точности
далее будет использована величина стандартного отклонения.
Очевидно, что из величины стандартного* отклонения можно
легко получить и другие типы ошибок, приведенные в табл. 7,
путем умножения на соответствующие значения k.
Таблица 1
Вероятность превышения данного отклонения
|7Г-Я|=А	0	0,6745	1,000	1,6449	1,9600
И (to)	1,000	0,5000	0,3173	0,1003	0,0500
Терминология		Вероятная ошибка	Стандартная ошибка	90-процент- ная ошибка	95-процент- ная ошибка
Для нашей цели наибольший интерес представляет случай,
когда	Выше было показано, что при этом условии о2
равно истинной средней скорости счета для определенного ин-
тервала времени. Однако обычно -значение истинной средней
скорости счета неизвестно. Пусть в каком-либо измерении полу-
чено п импульсов. Это значение записывается как п ± (п)/*
Смысл такого показателя точности заключается в том, что с ве-
роятностью, равной приблизительно 68%, можно утверждать,
что истинное среднее число отсчетов за данный интервал времени
отличается от п не более чем на п1г. При этом мы предпола-
гали, что
П п = а2.
(3.21)
Статистика регистрации ядерного излучения
79
В качестве примера рассмотрим данные табл. 6. Значение п
равно 28,2 отсчета. Число отсчетов за первый интервал времени
п ± (п) /а равно 29 ± (29) "А; величина п попадает в эти пре-
делы. Результаты измерения в течение следующих _двух интер-
валов, 36 ± (36)/а и 19 ± (19)'/а , отличаются от п более чем
на Только 10 из 30 интервалов, или'33%, не содержат п
в пределах, определяемых величиной среднеквадратичного от-
клонения. Это очень хорошее согласие с теорией.
Если за время t зарегистрировано п импульсов, то скорость
счета г равна
г = у.	(3.22)
Значение скорости счета и ее среднеквадратичного отклонения
записывается так:
,	П ,	П1’	, / Г \1г	,о ооч
г±ог = —± — = Г±(Т) .	(3.23)
Скорость счета вместе с величиной относительной ошибки, вы-
раженной в процентах, дается соотношением
(3.24)
В табл. 8 приведены относительные ошибки для нескольких зна-
чений п.
Таблица 8
Полное число импульсов, необходимое для обеспечения
заданной точности
Ошибка, %	Число импульсов		
	стандартная ошибка	вероятная ошибка	ЭО-процентная’ ошибка
0,1	106	4,5 • 106	2,7 - 10е
0,3	1,1 • 106	5,1 •	3,0 • 105
1	10*	4,5 • IO3	2,7 • 104
3	1,1 • 103	506	3,0, Юз
10	100	45	271
Если имеется ряд величин со среднеквадратичными отклоне-
ниями ci, 02,..., оя, то среднеквадратичное отклонение as суммы
или разности этих величин равно
as = (°1 + °2 4- • • • 4- 0лУ/а •	(3.25)
80
Глава 3
В соотношении (3.25) используются не относительные или
выраженные в процентах, а абсолютные значения среднеквадра-
тичных отклонений. В качестве примера рассмотрим определение
скорости счета, вызванной источником излучения, если известны
скорость счета фона rb±sb и полная скорость счета, вызванная
фоном и источником излучения гт ± ст. Скорость счета, обус-
ловленная одним источником, rs равна
f‘s±as = (f‘r~fb)± (аб + а?Л	(3-26)
§ 36.	Выбор условий измерения
Результаты предыдущего параграфа можно использовать
для расчета числа импульсов, которое необходимо зарегистри-
ровать для получения заданной точности. Разумное применение
этих результатов часто позволяет уменьшить время измерения
путем сокращения числа отсчетов.
Данные табл. 8 можно применить непосредственно в том
случае, когда требуется провести одно измерение скорости счета.
Обычно в эксперименте определяют скорость счета rs, обуслов-
ленную источником излучения, путем измерения полной ско-
рости счета гт и скорости счета фона гь. При измерении в те-
чение заданного времени можно рассчитать оптимальное
соотношение времен измерения гт и гь для получения макси-
мальной точности. При этом следует рассмотреть задачи двух
типов.
Если требуется провести серию измерений с различными об-
разцами и в процессе измерений можно считать фон постоян-
ным, то обычно оказывается выгодным измерить скорость счета
фона с большой точностью, так чтобы величина ой была пре-
небрежимо мала, скажем на порядок меньше величины ог. Для
контроля постоянства фона рекомендуется провести несколько
его измерений. Например, одно измерение можно проводить
в начале, а другое — в конце ежедневных измерений.
В другом случае можно задать определенное время для про-
ведения измерений как полной скорости счета, так и скорости
счета фона. Если обозначить через tb и tT промежутки времени
измерения фона и полного числа импульсов соответственно, то
для as— среднеквадратичного отклонения числа импульсов от
источника, из формул (3.23) и (3.26) получится следующее вы-
ражение:
°»=(г+?Г-	(3.27)
Vb ‘т /
Статистика регистрации ядерного излучения
81
Дифференцируем это выражение
2о da = — dtb — Цт dtT.
lb	lT
Используя условие минимума ошибки da$ = 0 и условие по-
стоянства времени
dtb-\- dtT = Q,
получаем соотношение
мени измерения
для оптимального распределения вре-
(3.28)
Чтобы воспользоваться соотношением (3.28), необходимо в на-
чале эксперимента найти приближенные значения обеих ско-
ростей счета.
Пример 2. Требуется провести в течение 1 час измерения
скорости счета с учетом фона. Каким должно быть оптималь-
ное соотношение времен измерения образца и фона для полу-
чения в течение заданного времени максимальной точности?
Случай 1: приближенные значения полной скорости счета и ско-
рости счета фона равны 1000 и 20 имн/мин соответственно;
случай 2: те же величины равны 60 и 20 имп!мин соответ-
ственно. Вычислить также относительную ошибку измерения
в обоих случаях.
Решение. Пользуясь соотношением (3.28), получаем:
для случая 1
Ь- = (^\ h = (2° V1 = о, 14,
tT \ гт)	\1000 /
для случая 2
А = рД11 = h = о,575.
tr \гт /	\ Ь0 /
Так как tb + tT = 60 мин, то в случае 1 tb и tT равны 7 и
53 мин соответственно, а в случае 2 — 22 и 38 мин.
Относительную ошибку находим из формулы (3.27) и выра-
жаем ее в процентах
для случая 1
{rTltT + r.ft^	(1000/53 4- 20/7)’^
•100%  100%
6 в. Прайс
82
Глава 3
для случая 2
О^22)\100% = 4%.
Для решения вопроса о том, отличается ли очередное изме-
рение скорости счета от предыдущего или это отличие лежит
в пределах статистических флуктуаций, можно применить ста-
тистический критерий уровня значимости [4]1). При этом часто
пользуются 95-процентной ошибкой, которой соответствует уро-
вень значимости 0,05. Например, если результаты очередного
измерения скорости счета превышают точно определенную ско-
рость счета фона более чем на 95-процентную ошибку и для
оценки отличия использован уровень значимости 0,05, то гово-
рят, что превышение существенно, так как оно более ожидаемого
из-за статистических флуктуаций.
Еще одно применение статистики к оценке результатов изме-
рения скорости счета состоит в использовании метода отбрасы-
вания некоторых отсчетов. Для этой цели часто используется
критерий Шовене [2]. Критерий Шовене состоит в том, что лю-
бое из серии т измерений можно отбросить, если его отклонение
от среднего из серии измерений таково, что вероятность появле-
ния такого же или большего отклонения меньше 1/2т. В табл. 9
приведены значения отклонений в величинах k— долях стан-
дартного отклонения о для ряда значений т.
Таблица 9
Максимальное допустимое отклонение в соответствии
с критерием Шовене
Число измерений т . . .	2	3	4	5	7	10	15	25
k — отношение отклонения к стандарт- ному отклонению 		1,15	1,38	1,54	1,65	1,80	1,96	2,13	2,33
§ 37. Контроль счетной аппаратуры
Если есть подозрение, что системой регистрируются ложные
импульсы, т. е. импульсы, не связанные с действием излучения,
то контроль счетной аппаратуры! можно провести путем сравне-
ния отклонений результатов ряда последовательных измерений.
’) О методах статистической оценки результатов измерения см.:
Г. Крамер, Математические методы статистики, ИЛ, 1948 и
В. И. Гольданский, А. В. Куценко и М. И. Подгорецкий,
Статистика отсчетов при регистрации ядерных частиц, ГИФМЛ, 1959.—
Прим. ред.
Статистика регистрации ядерного излучения
83
Один из методов [5] состоит в вычислении стандартного откло-
нения разности двух значений скорости счета от одного и того
же источника и в сравнении расчетной величины с наблюдае-
мым различием результатов двух измерений. Из формул (3.23)
и (3.25) можно получить выражение дл^ среднеквадратичной
ошибки разности двух значений скорости счета Г] и г2, найден-
ных за время ti и t2 соответственно:
(3.29)
В табл. 10 приведены значения вероятности получения абсо-
лютного отклонения в скоростях счета |Г] — г21, равного или
большего величины ka, для нескольких значений k.
Таблица 10
Вероятность Р получения Irj —
к	1,0	1,2	1,4	1,6	2,0	2,5	3,0	4,0
р	0,159	0,115	0,081	0,055	0,023	0,006 '	0,001	0,00003
Если вероятность наблюдаемого отклонения меньше 0,05, то,
по-видимому, оно вызвано не статистической природой радиоак-
тивного распада, а другими причинами.
Пример 3. При работе с радиоактивным источником, имею-
щим большой период полураспада, получены два значения ско-
рости счета: 1010 и 1069 (в 1 мин). Каждое измерение проводи-
лось в течение 10 мин. Можно ли считать, что счетная аппара-
тура работала нормально?
Решение. Из формулы (3.29) находим
о = —|- -тМ — 14 ими!мин.
\ ‘1 f2 /
Следовательно, k = 59/14 = 4,2. Пользуясь данными табл. 16,
находим, что вероятность такого отклонения за счет статистиче-
ских флуктуаций меньше 0,00003. Поэтому с уверенностью
можно считать, что счетчик регистрирует ложные импульсы.
Другой полезный метод контроля состоит в использовании
так называемого «^-распределения» [6].
Этот метод позволяет оценить вероятность того, что данная
последовательность результатов измерения подчиняется закону
6*
84
Глава 3
распределения Гаусса. Для проверки этого факта требуется
вычислить величину х2, определяемую следующим соотношением:
n
Т (П — щ)2
=	.	(3.30)
Здесь N — число интервалов времени, в течение которых прово-
дятся данные измерения; nt — значение, полученное в t-м изме-
рении; п— среднее значение. Таблицы, которые дают вероят-
ность Р получения данных значений х2 для различных значений
N, приведены в работе [6].
Пример 4. Какова вероятность того, что данные табл. 6 сле-
дуют закону	~
Решение.
распределения Гаусса?
Вычисляем величину х2
30
2(«-Щ)2
z2 _ —=-------= 8102 = 28 7.
Л	-	28,2
п
Вероятность того, что результаты измерения распределены по
закону Гаусса, найденная по данным работы [6], равна 0,5.
ИЗМЕРЕНИЕ СРЕДНЕГО УРОВНЯ ИЗЛУЧЕНИЯ
§ 38. Статистические характеристики приборов
для измерения среднего уровня
Методы, рассмотренные в предыдущих параграфах, можно
применить для оценки статистических погрешностей не только
в счетных устройствах, но и в приборах, регистрирующих сред-
ний уровень излучения. В качестве примера рассмотрим инте-
грирующую ионизационную камеру, при помощи которой интен-
сивность излучения измеряется либо по величине накопленного
заряда, либо по силе ионизационного тока.
В первом случае измеряется заряд, который создается излу-
чением в течение определенного интервала времени. Если Q —
полный созданный заряд, a q — заряд, создаваемый одной ча-
стицей, то п — число частиц, попавших в камеру, равно
« =	(3.31)
Относительное среднеквадратичное отклонение величины п, обу-
словленное статистической природой радиоактивного распада,
равно (Q/q) 11  Следовательно, относительное среднеквадра-
Статистика регистрации ядерного излучения
85
тичное отклонение величины заряда, выраженное в процен-
тах, равно
°Q = (^f-100%.	(3.32)
Мы пренебрегли здесь флуктуациями заряда q, создаваемого
каждой частицей. Поэтому соотношение (3.32) дает нижний пре-
дел величины среднеквадратичного отклонения.
Пример 5. Вычислить среднеквадратичное отклонение за-
ряда, собранного в ионизационной камере, если его величина
равна 10-12 кулон. Кроме того, известно, что ионизация создается
[3-частицами, теряющими в камере в среднем по 20 кэв на ча-
стицу.
Решение. Если величина энергии, затраченная на образова-
ние одной пары ионов, равна 32,5 эв, то
(20-103)(1,6- 10”1Э) nQ. 1п_17
q =v---------------- = 9,84 • 10 кулон.
Тогда
/9 84 • 10”17 \
1Д ) -100% =0,94%.
При измерении интенсивности излучения по силе ионизаци-
онного тока (см. фиг. 26) мгновенные значения показаний при-
бора на выходе испытывают флуктуации даже в тех случаях,
когда средняя интенсивность потока излучения постоянна. Ко-
лебания выходного сигнала обусловлены как экспоненциальным
характером зарядно-разрядных процессов во входной цепи, так
и статистическими флуктуациями числа частиц, попадающих
в камеру. Величина флуктуаций выходного сигнала зависит от
постоянной времени схемы. Последняя равна произведению
входного сопротивления электрометра R, следующего за каме-
рой, на полную входную емкость цепи С (см. § 49). Увеличение
постоянной времени приводит к сглаживанию флуктуаций тока.
Абсолютное среднеквадратичное отклонение о/ произвольно вы-
бранного мгновенного значения тока в установившемся режиме
равно
ai = (Ac) ’	(3.33)
где I — средняя величина тока. Это выражение получено сле-
дующим образом. Заряд на обкладках конденсатора в момент
времени to зависит от величины заряда, собранного за время ра-
боты камеры до момента to. Так, от среднего заряда rqdt,
86
Глава 3
который создается за время от t до t+dt, к моменту to остается
величина
г<?ехр[----
где г — средняя скорость поступления частиц. Величина средне-
квадратичного отклонения заряда, возникающего за время от t
до t + dt, в соответствии с формулой (3.12) равна q^rdt)^
В момент to величина этого отклонения становится равной
q(r dt)h exp [ —
to—q
RC J’
Так как заряды, созданные частицами, попавшими в камеру
в разные моменты времени, являются независимыми величи-
нами, то для получения среднего квадрата флуктуаций полного
заряда oq следует просуммировать средние квадраты отклоне-
ний зарядов, созданных в отдельные моменты времени, т. е.
^0
9 Г 9 Г — 2 (/о — 01 х, q^rRC
= J <72гехр[-----------
— со
(3.34)
Если в уравнение (3.34) подставить значения 1 = rq и учесть,
что 1 — Q/RC1), то получим формулу (3.33). Величина относи-
тельного среднеквадратичного отклонения, выраженная в про-
центах, равна
(3.35)
Пример 6. Рассмотрим прибор с интегрирующей ионизацион-
ной камерой, который используется для измерения тока от источ-
ника а-частиц. Какова величина абсолютного среднеквадра-
тичного отклонения отдельного измерения, если средний ток ра-
вен 10~12 а, постоянная времени входной цепи — 2 сек и каждая
а-частица создает 105 пар ионов?
Решение. Пользуясь формулой (3.33), получаем
0, = (ХУ8- [(-°6)-(1’-6- 10~19) (10~12) У* — 6 • 10~14 а, или бо/о.
t \2RC ) L (2) (2) j
Точность измерения можно повысить путем определения
среднего значения ряда независимых измерений или, что еще
>) Так как I = Q/RC, то а2 = l/R2C2 • Oq,— Прим, ред.
Статистика регистрации ядерного излучения
87
лучше, путем усреднения по времени показаний выходного за-
писывающего прибора. В последнем случае на диаграммной бу-
маге записывающего прибора должна быть проведена такая
прямая линия, чтобы площади, ограниченные кривой записи над
и под линией, были бы приближенно равными. Отношение вели-
чины среднеквадратичного отклонения ат — показания, усред-
ненного за время Т, к среднеквадратичному отклонению отдель-
ного измерения о, равно [7] ’)
Приведенные выше результаты! применимы также и к изме-
рителям скорости счета, которые будут рассматриваться
в гл. 10. В этом случае в качестве постоянной времени прини-
мается постоянная времени интегрирующей цепи измерителя
скорости счета.
Задачи
1. Измеряется число распадов радиоактивного препарата. Найдено, что
истинная средняя скорость счета равна 12 имп/сек. Используя закон рас-
пределения Пуассона, найти вероятность того, что число импульсов, изме-
ренных в любой промежуток времени, равный 1 сек, будет находиться
между 19 и 21 включительно.
2. Проведено 1000 измерений радиоактивного образца в течение фикси-
рованных промежутков времени. Предположим, что время, необходимое
для проведения этих измерений, мало по сравнению с периодом полураспада
радиоизотопа.
а)	Если среднее число импульсов за время измерения равно 10, то
в скольких случаях нз 1000 будет сосчитано точно 10 импульсов? Точно 5?
б)	Чему равна величина среднеквадратичного отклонения от среднего,
равного 10, и каков смысл этого а?
в)	Чему равно среднеквадратичное отклонение отдельного результата
из тысячи измерений и каков смысл этого отклонения?
3.	Живые и умершие организмы содержат небольшое количество радио-
активного изотопа С14. Полагают, что эта активность возникает при бом-
бардировке атмосферного азота нейтронами космических лучей главным
образом в верхних слоях атмосферы. В результате процессов обмена радио-
углерод поступает в живые организмы и концентрация его достигает равно-
весного значения. После смерти организма обмен прекращается и количество
') Автор ошибочно считал, что он привел выражение для ат/а^, на
самом деле он привел выражение для (ат-/а1)2, поэтому для устранения
ошибки из правой части выражения (3.36) извлечен квадратный корень.
Отметим также, что в работе [7], на которую ссылается автор, был получен
ошибочный результат. Выражение для	(с учетом внесенной нами
поправки) в действительности получено в работе: R. Е. Burgess, Rev.
Sci. Instr., 20, 964 (1949). — Прим., ped.
88
Глава 3
радиоуглерода уменьшается в соответствии с периодом полураспада С14-
Сравнивая удельную активность углерода в мертвом организме и в атмо-
сфере, можно вычислить промежуток времени, прошедший с момента смерти
организма. В конкретном эксперименте такого рода полная скорость счета
была найдена равной 14 имп/мин, а скорость счета фона 9,5 имп/мин.
Сколько времени потребуется для измерения активности С14 с точностью
до 4%? Сколько времени займут те же измерения, если фон вдвое возрастет?
4.	Доказать, что точность, которую можно получить за фиксированное
время измерения, возрастает как квадратный корень из эффективности
счетчика при условии, что эффективность регистрации излучения образца
и фона возрастает в одинаковой степени.
5.	Значения скорости счета фона и полной скорости счета вместе с их
среднеквадратичными отклонениями равны 500 ± 22 и 750 ± 27 имп/мин соот-
ветственно. Вычислить абсолютное и относительное значения среднеквадра-
тичного отклонения для скорости счета, обусловленной только препаратом.
6.	Средняя скорость счета при измерении образца в течение 8 мин
была найдена равной 25 имп/мин. Средняя скорость счета фона измеря-
лась 4 мин и была равной 18 имп/мин. Чему равна вероятная ошибка
в этом измерении активности образца?
7.	Показать, что вероятность получения ошибки в 1,96 а равна 0,05,
(Эта ошибка называется 95-процентной ошибкой.)
8.	Требуется измерить скорость счета радиоактивного образца за 10 мин
с максимально возможной точностью. Интересующая нас скорость счета
представляет собой разницу между скоростью счета, обусловленной образ-
цом и фоном, и скоростью счета одного фона. При измерении в течение
1 мин с образцом и без него получено 980 и 42 импульса соответственно.
Каким должно быть оптимальное соотношение времен измерения с образ-
цом и без него и какая при этом будет по-лучена точность результата?
9.	Проведено два последовательных измерения одного и того же источ-
ника в течение одинаковых промежутков времени и получено 4012 и 4067 им-
пульсов соответственно. Является лн такой разброс нормальным?
10.	Получено пять последовательных отсчетов: 1010, 1018, 1002, 950 и
1060. Нужно ли отбросить какой-либо результат для вычисления наиболее
вероятного среднего значения из этих данных?
11.	Применить х2-распределение для определения вероятности того, что
разброс данных задачи 10 обусловлен статистическими флуктуациями.
12.	Ионизационная камера конденсаторного типа использована для изме-
рения дозы f-излучения. При условии, что вторичные электроны проходят
в воздухе камеры путь 1 см, оценить среднеквадратичное отклонение вели-
чины дозы, если полный заряд, созданный в камере, равен 10~13 кулон.
13.	Установка, использующая ионизационную камеру, снабжена записы-
вающим прибором. Средний ток камеры в поле 7-излучения равен 10_ 11 а.
Постоянная времени входной цепи равна 2 сек-, средняя потеря энергии вторич-
ными электронами при прохождении камеры равна 500 эв. Вычислить
среднеквадратичные отклонения отдельного измерения и измерения, полу-
ченного в результате усреднения показаний прибора за 1 мин.
Статистика регистрации ядерного излучения	89
ЛИТЕРАТУРА
1.	Friedlander G., Kennedy J. W., Introduction to Nuclear Chemistry,
New York, 1949, Ch. 9. (Имеется перевод: Г. Фридлендер,
Дж. Кеннеди, Введение в радиохимию, ИЛ, 1952.)
2.	Beers Y., Theory of Errors, Reading, Mass., 1953, Ch. 7.
3.	Handbook of Chemistry and Physics, Cleveland, 1949, p. 200.
4.	Weatherburn С. E., Mathematical Statistics, London, 1946, p. 171.
5.	Jarrett A. A., U. S. Atomic Energy Comm. Document AECU-262, 1946.
6.	Fisher R. A., Statistical Methods for Research Workers, New York, 1950,
p. 112.
7.	Schiff L. 1., Evans R. D., Rev. Sci. Instr., 7, 456 (1936).
ГЛАВА
4
ИОНИЗАЦИОННЫЕ КАМЕРЫ
Принцип работы ионизационной камеры состоит в собирании
заряда, созданного излучением в заполняющем ее газе. Если
камера используется для количественных измерений, то сигнал
на выходе должен находиться в определенном отношении к со-
бираемому заряду. Для этого необходимо, чтобы собиралась
известная доля заряда, созданного в камере. В камерах им-
пульсного типа важно еще и время собирания заряда, так как оно
влияет на форму импульса. В работе камеры основную роль
играют процессы, связанные с движением электронов и ионов
в газе. Поэтому прежде всего рассмотрим кратко эти процессы.
ДВИЖЕНИЕ ЭЛЕКТРОНОВ И ИОНОВ В ГАЗАХ
§ 39. Введение
Процесс ионизации газа под действием ядерного излучения
заключается в удалении из молекул газа одного или нескольких
электронов. Таким образом, создаются положительные ионы и
свободные электроны. Поведение этих заряженных частиц зави-
сит от условий, имеющихся внутри камеры, в том числе от элек-
трического поля и от типа газа.
Свободные электроны при движении испытывают множество
соударений с молекулами газа. Среднее расстояние, которое
проходит электрон между двумя соударениями, т. е. средний
свободный пробег, в данном газе обратно пропорционально
числу молекул в единице объема. Для большинства обычно ис-
пользуемых газов средний свободный пробег при нормальной
температуре и давлении находится в пределах от 5 • 10-5 до
3- 10-4 см. Точные значения этой величины приведены в работе
Штауба [1].
Электроны в газе движутся хаотически. Однако в присут-
ствии электрического поля возникает еще и общий дрейф элек-
тронов в направлении, противоположном направлению электри-
ческого поля. Средняя скорость дрейфа w выражается через ве-
личину ц, называемую подвижностью, следующим образом:
Р
W =	(4.1)
Ионизационные камеры
91
где Е — напряженность электрического поля и р — давление
газа. Величина р имеет различные значения для разных газов.
Кроме того, ц сильно зависит от напряженности электриче-
ского поля и от давления газа. Значения подвижностей ц в огра-
ниченных пределах изменения напряженности поля и давления
для некоторых газов приведены в работе [1]. В большинстве
газов ц для электронов по порядку величины равно
106 (см/сек.) • (в/см)~'  (мм рт. ст.) для малых значений Е/р.
Однако для значений Е/р, больших чем приблизительно
1 —10 (в/см) • (мм рт. ст.)-1, скорость дрейфа электронов дости-
гает постоянного значения, равного примерно 106—\07см/сек.
Пример 1. Вычислить скорость дрейфа электронов в плоско-
параллельной ионизационной камере, наполненной аргоном при
атмосферном давлении, если к электродам камеры приложено
напряжение 1000 в и расстояние между электродами равно 2 см.
Решение. Пользуясь уравнением (4.1), получаем
Е р-1000/2 гг .
w = ц — =	= 0,66 • 10е см сек,
г р	IW
где подвижность у, принята равной 106.
Электроны могут присоединяться, «прилипать», к нейтраль-
ным атомам или молекулам, с которыми они сталкиваются; та-
ким путем образуются отрицательные ионы. Коэффициент при-
липания электронов h определяется как вероятность присоеди-
нения электрона к нейтральной молекуле или атому при отдель-
ном соударении. Коэффициент прилипания имеет для разных га-
зов существенно различные значения [2]. Кроме того, h сильно
зависит от энергии электронов и, следовательно, от напряжен-
ности электрического поля. Отрицательные ионы легко обра-
зуются в галогенах; h для этих газов имеет величину, прибли-
зительно равную 10-3. Большую величину h имеют также
кйслород и-пары воды; для этих газов h равно приблизи-
тельно 10-4. С другой стороны, ряд газов, таких, как
аргон, водород, азот, окись углерода, метан и аммиак,
имеют коэффициенты прилипания, равные 10-6 и меньше. Для
предотвращения образования отрицательных ионов в камере не-
обходимо, чтобы среднее число соударений до прилипания 1//г
было велико по сравнению со средним числом соударений, ко-
торые испытывает электрон на пути к электроду. Последняя ве-
личина зависит от давления газа, напряженности электриче-
ского поля и размеров камеры. Чтобы предотвратить образова-
ние отрицательных ионов, следует наполнять камеры газом, не
содержащим галогенов, кислорода и паров воды. Например,
в экспериментах по точному определению энергии при помощи
92
Глава 4
электронной импульсной камеры (см. § 66) содержание кисло-
рода в газе камеры должно быть меньше 0,005%.
Положительные и отрицательные ионы (или электроны), су-
ществующие в одной и той же области, могут рекомбинировать,
образуя вновь нейтральные молекулы. Число актов рекомбина-
ции, происходящих в единице объема за единицу времени, равно
dn, dn-	,л
-аг = -ог=-ап+п-'	<4-2)
где м+ — плотность положительного заряда, п~ — плотность от-
рицательного заряда, а а — коэффициент рекомбинации. В воз-
духе а имеет величину от 10'6 до 2- 10~6 см3/сек, если отрица-
тельный заряд существует в виде отрицательных ионов,
и от 1(Н до 10~10 см3/сек— для электронов. Уравнение (4.2)
справедливо при условии, что ионизация равномерно рас-
пределена по всему объему. Если в отдельных местах имеется
высокая локальная плотность ионов, как, например, вдоль сле-
дов а-частиц, то скорость локальной рекомбинации соответ-
ственно гораздо больше.
Пример 2. Вычислить равновесную плотность положительных
и отрицательных ионов в воздухе, если при ионизации в 1 см3
воздуха создается за 1 час число пар ионов, заряд которых ра-
вен одной электростатической единице заряда (1 CGSE), а по-
теря зарядов вызывается только рекомбинацией.
Решение. Так как суммарный заряд равен нулю, то п+ = п_.
Поэтому
Откуда
п ______________________________________!__________
+	\	«	/	[(4,8  1О~10) (3800) (2 • 10~6)
= 5,4 • 106 UOH)СМ3.
Подвижности положительных и отрицательных ионов значи-
тельно меньше подвижности электронов. Кроме того, в отличие
Таблица 11
Подвижности положительных и отрицательных ионов,
выраженные в единицах (см'сек) - (в'см)~' (мм рт. ст.) [49|
Подвижности	Газ				
	Воздух	Аргон	Водород	Азот	Двуокись углерода
Р+	1070	1040	4300	980	600
4х-	1350	1290	6500	1380	720
Ионизационные камеры
93
от электронов подвижности ионов не зависят от напряженности
электрического поля и давления газа. В табл. 11 приведены зна-
чения подвижностей положительных ц+ и отрицательных
ионов в нескольких газах, применяемых для наполнения иони-
зационных камер.
§ 40.	Электронный и ионный токи в газах
Движение электронов и ионов в газах приводит к переносу
заряда. Этот перенос заряда можно рассматривать как ток,
плотность которого j равна
j = J+ + j_.	(4.3)
где j+ — плотность тока, обусловленного положительными иона-
ми, j_ — плотность тока, обусловленного отрицательными
ионами.
Ток в газе может протекать даже в отсутствие электриче-
ского поля за счет неоднородности распределения зарядов. По-
ложительную и отрицательную компоненты этого тока jo и jD_
можно выразить через коэффициенты диффузии D+ и D- и гра-
диенты плотности заряда следующим образом:
— — eZ)+gradn+	(4.4)
и
jD_ = t?£>_gradrt_.	(4.5)
Коэффициент диффузии положительных и отрицательных ионов
связан с подвижностью выражением
D (смг!сек) = 3,3 . ю'5	(4.6)
Под действием электрического поля происходит дрейф заря-
женных частиц в направлении, параллельном полю. Токи j£+ и
j£_, обусловленные полем, равны
j£+=n+ew+,	(4.7)
j£_ = — n_ew_,	(4.8)
где w+—скорость дрейфа положительных ионов, a w_—ско-
рость дрейфа отрицательных ионов. Формула (4.3) принимает
вид
j = е(пы —n_w_ — D+ gradn+ + £>- gradn_). (4.9)
Это выражение называется уравнением диффузии.
В области, в которой присутствуют заряды, протекает ток,
образуются и рекомбинируют ионы, имеет место изменение
94
Глава 4
плотности заряда dn/dt. Величину этого изменения можно вычис-
лить, применив принцип сохранения заряда. Вклад в измене-
ние плотности заряда,, обусловленный током (dnldt)j, равен
—div(j/e). Это следует из рассмотрения ограниченного объема и
приравнивания тока зарядов из него к изменению числа пар
ионов в нем. Таким образом,
(4.10)
А	V
где к — единичный вектор, нормальный к поверхности. Применяя
теорему о дивергенции, получаем
Следовательно,
div	= div (п+w+) - D+Vn+ = - (^).	(4.12)
и
div — = div (n_w_) — Z)_V2w_ = —		(4-13)
в	\ at J j
Если через No обозначить число пар ионов, образующихся в еди-
ницу времени в единице объема, и через ам+м_— число рекомби-
нирующих пар ионов в единицу объема, то полное выражение
для изменения плотности положительных и отрицательных ионов
примет вид
-~£- = D+V2n+ — div(n+w+)— а/г+/г_ 4-7V0	(4.14)
и
~=- — D^2n_ — div (n_w_) — аи+и_ -j-7V0.	(4.15)
§ 41. Работа ионизационной камеры
прн постоянной ионизацнн
На фиг. 29 представлена схема плоско-параллельной иониза-
ционной камеры, включенной в цепь для измерения ионизацион-
ного тока. Электрод, к которому присоединен измерительный
прибор, называется собирающим. Потенциал собирающего элек-
трода изменяется в зависимости от величины тока, протекаю-
щего через камеру. Другой электрод, называемый высоковольт-
ным, поддерживается под потенциалом V относительно земли
при помощи батареи.
Ионизационные камеры
95
Собирающий электрод укрепляется на изоляторе, отделяю-
щем его от корпуса прибора. Третий электрод камеры, так на-
зываемый охранный электрод, или охранное кольцо, также изо-
лируется от корпуса. Охранный электрод поддерживается под
потенциалом, близким к потенциалу собирающего электрода,
в данном случае под потенциалом зеЮш. Одна из функций
охранного кольца заключается в формировании электрического
поля вблизи краев собирающего электрода так, чтобы объем,
Фиг. 29. Схема плоско-параллельной ионизационной камеры.
в котором собирается заряд, был точно определен '). Этот объем
называется чувствительным, или активным, объемом камеры!.
Если диффузией и рекомбинацией ионов можно пренебречь, то
Установившееся значение тока Is на собирающий электрод
равно
Is — e J No (х, у, z) dx dy dz,	(4.16)
Va
где Np(x, у, z) —число пар ионов, возникающих в единице
объема за единицу времени в точке с координатами х, у, г, а
интеграл берется по Va — чувствительному объему камеры. При
этом мы полагаем, что скорость образования ионов No остается
постоянной во времени. Уравнение (4.16) означает, что заряд
собирается на электродах с той же скоростью, с которой он об-
разуется в чувствительном объеме. Ток Is называется током на-
сыщения.
9 Об основной функции охранного кольца см. § 44. — Прим. ред.
96
Глава 4
Ошибка, которая вносится из-за того, что диффузией и ре-
комбинацией пренебрегли, оценивается Росси и Штаубом [3].
Поправка на рекомбинацию существенна только для газов, в ко-
торых основными носителями отрицательного заряда являются
отрицательные ионы, а не свободные электроны, при очень боль-
ших ионизационнькх токах и умеренных напряженностях поля.
Относительные потери тока насыщения, связанные с рекомби-
нацией (8Л/Л)гес, можно рассчитать по формуле
dy dz
Ntl (x, у, z) dx dy dz
(4.17)
Для плоско-параллельной ионизационной камеры с расстоянием
между пластинами, равным d, плотности заряда п-(х) и п+(х)
между пластинами на расстоянии х от отрицательной пластины
равны
= n+M = N^..xl>	(4.18)
если в качестве первого приближения пренебречь диффузней и
рекомбинацией. Полагая, что No не зависит от координат точки
х, у, z, и подставляя значения п-(х) и п+(х) в уравнение (4.17),
получаем
— №') =	.	(4.19)
\ Is /rec 6w+w_	’
Пример 3. Рассчитать максимальную относительную потерю
тока насыщения за счет рекомбинации ионов в плоско-парал-
лельной ионизационной камере с расстоянием между пласти-
нами, равным 2 см, и напряжением, приложенным к камере,
равным 200 в, если камера наполнена воздухом при атмосфер-
ном давлении. Камера равномерно облучается 7-лучами так, что
в 1 см3 воздуха создается в 1 сек число пар ионов, заряд кото-
рых равен 1 CGSE.
Решение. Рассмотрим наихудший случай, предположив, что
все отрицательные зарядьв в воздухе существуют в виде отрица-
тельных ионов, для которых коэффициент рекомбинации с поло-
жительными ионами равен 2-Ю-6 см31сек. При помощи фор-
мулы (4.1) находим скорости дрейфа ионов
(л,£	(1070) (200)
w+ р (760) (2)	140 см!сек,
Ионизационные камеры
67
используя значения подвижностей, приведенные в табл. 11. Ана-
логично, w_ = 177 см/сек. Пользуясь уравнением (4.19), нахо-
дим относительные потери тока за счет рекомбинации
(ЫЛ (2  10~в) (2,08 • 109) (2)2	П11
/Jrec- (6) (140) (177)
где 2,08 • 109 — число пар ионов, соответствующее 1 CGSE за-
ряда.
В результате диффузии ионы в камере движутся по напра-
влениям, которые могут не совпадать с направлением электри-
ческого поля. Ток за счет диффузии направлен вдоль градиента
плотности ионов. Таким образом, если градиент плотности су-
ществует, то заряды могут входить в чувствительный объем или
выходить из него в зависимости от знака градиента. Более того,
даже если скорость образования ионов постоянна во всем объе-
ме, то может иметь место градиент плотности заряда, обуслов-
ленный протеканием тока. В связи с дрейфом ионов по напра-
влению к электродам плотность положительных ионов мини-
мальна вблизи положительного электрода, а плотность отрица-
тельных ионов минимальна вблизи отрицательного электрода.
Градиент плотности ионов вызывает диффузионный ток, напра-
вление которого противоположно направлению тока, обусло-
вленного действием электрического поля. Относительные потери
тока насыщения за счет диффузии рассчитаны теоретически [3]
для плоско-параллельной камеры и даются соотношением
/ oZs \	__ е kT
\ h /dif ~ eV ’
(4.20)
где е — отношение средних энергий ионов в присутствии элек-
трического поля и без него;
k — постоянная Больцмана;
Т — абсолютная температура;
V — напряжение между пластинами.
Для комнатной температуры уравнение (4.20) принимает вид
р/Л _г(2,5.10~2)
WJdit” ^(«)
Так как е имеет величину порядка нескольких сот для электро-
нов и порядка 1 для отрицательных ионов, то диффузионные по-
тери существенны только в таких газах, в которых велика элек-
тронная компонента тока. Но в этом случае, как видно из урав-
нения (4.21), диффузионные потери могут быть значительны.
Вольтамперная характеристика ионизационной камеры зави-
сит от конструкции камеры, от свойств наполняющего ее газа и
7 В. Прайс
98
Глава 4
от интенсивности и вида излучения, которым облучается ка-
мера. В качестве примера на фиг. 30 приведена схема цилинд-
рической ионизационной камеры [4], а на фиг. 31 показаны
Фиг. 30. Схема цилиндрической ионизационной камеры, предназначен-
ной [4] для измерения газообразного С14.
вольтамперные характеристики этой камеры для двух различ-
ньих интенсивностей ^-излучения и двух типов газов.
В случаях, когда велика удельная ионизация, как, например,
при облучении камеры а-частицами и протонами, происходит
рекомбинация ионов в колонках. При этом потери тока насы-
щения велики и вольтамперная характеристика камеры имеет
больший наклон.
КОНСТРУКЦИИ ИОНИЗАЦИОННЫХ КАМЕР
§ 42.	Введение
Ионизационные камеры широко используются для решения
самых разнообразных задач. Ионизационные камеры различных
размеров и формы могут быть применены для регистрации всех
типов ядерного излучения независимо от того, ионизует ли из-
лучение непосредственно или ионизацию создают вторичные ча-
стицы. Кроме того, ионизационные камеры используются как
в импульсном режиме для счета частиц, так и в интегрирую-
щем режиме для измерения среднего уровня излучения.
В качестве наполняющего газа часто используется воздух
при атмосферном давлении, но при необходимости могут быть
использованы практически все газы при любых давлениях. При
работе на электронных импульсах обычно применяют газ с ма-
лым коэффициентом прилипания электронов.
Источник излучения может находиться или снаружи камеры,
или внутри нее. Часто источник вводится непосредственно в
Ток, MKMKQ
Фиг. 31. Вольтамперные характеристики цилиндрической ионизацион-
ной камеры, изображенной на фиг. 30, наполненной воздухом и гелием
для двух различных интенсивностей -(-излучения.
7*
100
Глава 4
наполняющий камеру газ в виде газовой примеси. Камера, изобра-
женная на фиг. 30, предназначена для работы с газообразным С14.
§ 43.	Изоляторы
Изоляторы являются одними из наиболее ответственных де-
талей ионизационных камер. Основным является тот изолятор,
который отделяет собирающий электрод от высоковольтного,
как показано на фиг. 32, или от корпуса и охранного кольца,
как показано на фиг. 29 и 30 соответственно.
Первое требование, которое предъявляется к изолирующему
материалу при использовании его в ионизационной камере, со-
стоит в чрезвычайно высоком сопротивлении утечки. Важность
Собирающий
электроду	/ = ]с + 4
41 U 14
' /	|	'	Вход
Высоковольтный	^электрометра
электрод Т
Эквивалентная схема
Фиг. 32. Токи утечки по изоляторам ионизационной камеры.
этого требования очевидна из рассмотрения фиг. 32. Ток, кото-
рый протекает во внешней цепи, представляет собой сумму иони-
зационного тока камеры 1С и тока утечки по изолятору /z. Если
не приняты достаточные меры предосторожности, то ток It мо-
жет составлять заметную часть общего тока.
Большинство изолирующих материалов обладает достаточно
высоким объемным сопротивлением, однако некоторые изоля-
торы нельзя использовать в камерах из-за их больших утечек
по поверхности. Поверхностная утечка зависит в основном от
способности изолирующего материала поглощать водяные пары.
Поэтому изолятор следует поддерживать сухим или при помощи
специальных осушителей, или путем герметизации. Кроме того,
поверхность изолятора должна быть чистой и свободной от ца-
рапин и других дефектов. В противном случае поглощение воды
увеличивается. Лучшими материалами с точки зрения мини-
мального поглощения воды служат церезин и фторопласты (на-
пример, тефлон). Удовлетворительными изоляторами могут быть
также окись алюминия, полистирол и кварц при условии, что
они очень хорошо отполированы для уменьшения поверхности
дефектов. Фирмой Дженерал Электрик было разработано крем-
ниевое соединение, называемое Дри-Филм (Dri-Film) 9987, ко-
Ионизационные камеры
101
торое является хорошим водоотталкивающим покрытием. Если
это покрытие наносится на изолирующий материал, то требо-
вания к полировке существенно снижаются.
Сопротивление изоляторов обычно уменьшается под дей-
ствием ионизующего излучения. Одним из наиболее чувстви-
тельных материалов, в котором происходят необратимые измене-
ния сопротивления, оказался тефлон [5]. Сопротивление тефлона
падает при облучении дозами ^-излучения порядка 2- 108 рент-
ген, тогда как полистирол не дает заметных изменений сопро-
тивления при облучении дозами вплоть до 1010 рентген. Значи-
тельное уменьшение сопротивления может происходить в про-
цессе облучения даже при относительно небольших мощностях
доз. Например, Армстед, Пеннок и Мид [6] наблюдали уменьше-
ние сопротивления полистирола в 2000 раз в процессе облуче-
ния при мощности дозы, равной 100 рентген!мин. Аналогичные
эффекты наблюдались и другими исследователями [7—9].
Так как пластмассы обнаруживают склонность к изменению
своих механических [5], а также электрических свойств под дей-
ствием излучения, то следует избегать применения этих мате-
риалов при работе с большими интегральными дозами или боль-
шими мощностями доз излучения. В этих случаях лучше исполь-
зовать неорганические материалы, такие, как окись алюминия
и кварц.
В некоторых изоляционных материалах после действия на
них электрических или механических сил протекают токи. Сте-
пень воздействия, при которой такие токи в изоляторе еще не
возникают, служит важной характеристикой материала. Эти
токи связаны, по-видимому, с переносом зарядов через изолятор
по мере уменьшения действующих на него сил. В «мягких» ма-
териалах, таких, как полистирол, токи могут иметь вначале ве-
личину порядка от 10"14 д<2 10~15 а, спадающую по экспоненци-
альному закону с постоянной времени, лежащей в пределах от
10 до 30 мин. Для того чтобы свести эти токи к минимуму, сле-
дует избегать чрезмерных механических напряжений в изоля-
торе и брать его объем настолько малым, насколько эт)зфсогла-
суется с необходимостью получения большого поверхностного
сопротивления. Очень малые величины имеют токи в «жестких»
материалах, таких, как окись алюминия и кварц, поэтому они
особенно пригодны в качестве изоляторов при измерении токов,
меньших 10-14 а.
§ 44.	Охранное кольцо
Применение охранного кольца в плоско-параллельной иони-
зационной камере иллюстрируется на фиг. 29. При таком распо-
ложении охранного кольца точно определяется чувствительный
объем камеры, и, кроме того, предотвращается собирание ионов
102
Глава 4
I
I,
L- Измерительный
придор
1 ' I
X
Кг
на изоляторах, которое могло бы исказить электрическое поле
в чувствительном объеме.
Однако основное назначение охранного кольца состоит
в уменьшении токов утечки через изоляторы. Это действие
охранного кольца иллюстрируется на фиг. 33, которая предста-
вляет собой эквивалент-
ную схему фиг. 29. Сопро-
тивления и /?2 предста-
вляют собой сопротивле-
ния изоляции между ох-
ранным кольцом и высо-
ковольтным электродом и
между охранным кольцом
и собирающим электро-
Ф и г. 33. Эквивалентная схема ионизацион-	соответстпенно	R
ной камеры с охранным кольцом, располо-	цом соответственно.	13
женным так, как показано на фиг. 29. этом случае, так же как
в отсутствие охранного
кольца, ошибка в измерении ионизационного тока за счет утечки
равна 1 — Ic — h- Однако при наличии охранного кольца /z
имеет гораздо меньшую величину, так как токи утечки с высоко-
вольтного электрода замыкаются на землю, минуя собирающий
электрод, а разность потенциалов между охранным кольцом и
х Высоковольтный
/ электрод
/„Трудна поля"	додирающий
? и —	электрод
Охранная ' Изолятор
трудна
Фиг. 34. Конструкция, схематически показы-
вающая применение „трубки поля" для исклю-
чения краевых эффектов [10].
собирающим электродом близка к нулю. Без охранного кольца
изолятор собирающего электрода находился бы под разностью
потенциалов порядка нескольких сот вольт.
Расположение охранного кольца в цилиндрической иониза-
ционной камере показано на фиг. 30. Применением охранного
кольца и изоляторов специальной конструкции удалось добиться
[4] токов утечки, малых по сравнению с 1,5- 10-16 а, т. е. с фо-
ном космического излучения в камере объемом 300 см3. Однако
Ионизационные камеры
103
в этой конструкции чувствительный объем камеры не точно оп-
ределен вследствие искажений электрического поля вблизи изо-
ляторов. Кокрофт и Каррен [10] изучали возможность устране-
ния «краевых» эффектов такого типа для цилиндрических ка-
мер. Они установили, что если, кроме обычной охранной зазем-
ленной трубки, использовать еще небольшую так называемую
«трубку поля» и поддерживать ее под потенциалом, соответ-
ствующим ее диаметру, то можно уменьшить краевые эффекты
до пренебрежимо малых величин. Предложенная ими конструк-
ция схематически показана на фиг. 34. Потенциал «трубки
поля» подбирается равным потенциалу в газе на том же рас-
стоянии от центра камеры. Если длина этой трубки по крайней
мере равна радиусу высоковольтного электрода, то результи-
рующие линии электрического поля направлены по радиусам
вдоль всей длины камеры.
§ 45.	Источники фона при измерениях
с ионизационными камерами
Все материалы, используемые в ионизационных камерах,
испускают некоторое количество а-частиц. Бирден [11] обнару-
жил, например, что по a-активности материалы различаются от
3 а-частиц на 100 см2 в 1 час для стали до 2800 а-частиц на
100 см2 в 1 час для припоя.
Одна а-частица в 1 час создает ток, средняя величина кото-
рого равна 10-17 а. Поэтому a-загрязнения очень существенны
при измерении слабых токов. Фон за счет а-частиц можно исклю-
чить, применяя метод измерения скорости зарядки (см. § 49) и
записывая сигнал на выходе, так как а-частицы приводят
к скачкообразным изменениям выходного напряжения.
Фон космического излучения на уровне моря создает около
2,7 пар ионов в 1 см3 в 1 сек, или ток, равный 4,3- 10~19 а/сл3,
в камере, помещенной в свинцовый экран толщиной 10 см. В от-
сутствие экрана за счет излучения, испускаемого радиоактив-
ными загрязнениями земли и окружающих предметов, фон
увеличивается в 2—4 раза.
ИЗМЕРИТЕЛЬНЫЕ ПРИБОРЫ ДЛЯ КАМЕР, РЕГИСТРИРУЮЩИХ
СРЕДНИЙ УРОВЕНЬ ИЗЛУЧЕНИЯ
§ 46.	Измерение малых токов
При работе с ионизационными камерами приходится изме-
рять ионизационные токи в широких пределах: от сравнительно
больших, порядка 10*6 а, например при контроле процессов
в ядерном реакторе, до 10-16 а — при измерениях с мечеными
атомами. Большие токи можно измерять при помощи обычного
104
Глава 4
прибора типа Д’Арсонваля подходящей чувствительности. Но
для измерения токов порядка 10~8 а и меньше такие приборы
уже недостаточно чувствительны. Для измерения таких токов
используются косвенные методы. Обычно применяют метод, ко-
торый рассматривался в § 29 (см. фиг. 26). Этот метод состоит
в измерении падения напряжения на высокоомном сопротивле-
нии при помощи электрометра.
Ионизационный ток I можно определить по падению напря-
жения V из соотношения
/=^,	(4.22)
где Rp — суммарное сопротивление, состоящее из известного со-
противления R, параллельно которому включено входное со-
противление электрометра Re. Обычно Re~^>R, так что Rp ~ R.
Чтобы это условие выполнялось, в конструкции электрометра
используются специальные высококачественные изоляторы.
Для проведения надежных измерений тока необходимо, чтобы
сопротивление Rp оставалось постоянным. Так как величина
этого сопротивления может быть очень большой, примерно
1014—1015 ом, что равно по порядку величины сопротивлению
изоляционного материала, то контроль величины Rp предста-
вляет собой трудную задачу.
При изготовлении и применении стабильных высокоомных
сопротивлений используются некоторые специальные методы.
Чтобы величина сопротивления не изменялась за счет поверх-
ностных утечек, поверхность сопротивления должна быть чи-
стой и сухой. Иногда это достигается помещением сопротивле-
ния в откачанный сосуд. Явление поляризации ограничивает
число материалов, которое можно использовать для изготовле-
ния сопротивлений, поскольку поляризованные материалы дей-
ствуют как источники напряжения. В некоторых сопротивлениях
требуется несколько секунд или даже минут, прежде чем по-
ляризация придет в равновесное состояние.
Бёрмастер [12] исследовал стабильность, поляризацию и тем-
пературную зависимость некоторых промышленных типов со-
противлений. В настоящее время наиболее удовлетворительными
для точных измерений можно считать уголрнЫе сопротивления
в откачанных сосудах, типа выпускаемых фирмой Викторин ин-
струмент (Victoreen Instrument Company)./
§ 47.	Электростатические электрометры
Разработано несколько типов электростатических электро-
метров. Работа всех этих приборов основана на действии элек-
тростатических сил. Поэтому в установившемся состоянии ток,
потребляемый прибором, очень мал, а входное сопротивление
Ионизационные камеры
105
соответственно очень велико. Основной деталью прибора
является легкий подвижный электрод, тщательно изолирован-
ный от остальных частей прибора. В пространстве, занимаемом
подвижным электродом, создается электрическое поле. Для со-
здания поля служат два других, неподвижных электрода, между
которыми поддерживается, постоянная разность потенциалов.
Фиг. 35. Схема электрометра Линдеманна,
а—расположение нити и квадрантов; б — электрическая схема.
Измеряемое напряжение приложено между подвижным элек-
тродом и корпусом прибора. Подвижный электрод занимает по-
ложение равновесия, когда электростатические силы уравнове-
шиваются упругими силами.
Электрометр Линдеманна (см. [13]) представляет собой ком-
пактный портативный прибор электростатического типа. Этот
электрометр схематически изображен на фиг. 35. Посеребрен-
ная кварцевая нить подвешена на другой посеребренной квар-
цевой нити, укрепленной на хороших изоляторах. Напряжение,
приложенное к квадрантам А, В, С и D, создает электрическое
поле, которое вызывает отклонение нити в том случае, когда
между ней и землей приложено напряжение. Это отклонение
можно наблюдать при помощи микроскопа, снабженного оку-
лярной шкалой.
Электрометр Линдеманна обладает хорошей стабильностью
при чувствительности, соответствующей отклонению на всю
шкалу, когда входное напряжение равно 1 в. Вполне удовле-
106
Глава 4
творительно прибор работает вплоть до чувствительности, при
которой отклонение на всю шкалу вызывается напряжением,
равным 0,1 в. Входное сопротивление электрометра легко можно
поддерживать большим 1015 ом. Входная емкость прибора очень
мала, порядка 1 пф. Время установления показаний ограничи-
вается инерцией и вязким трением. С повышением чувствитель-
ности электрометра это время увеличивается, однако оно ни-
когда не. превышает нескольких секунд.
Среди других типов электростатических электрометров упо-
мянем струнный электрометр, электрометр Вульфа и квадрант-
ный электрометр Долежалека.
§ 48, Ламповые электрометры
При измерениях с ионизационными камерами широко приме-
няются ламповые электрометры. В этих приборах используются
специально сконструированные, так называемые электрометри-
ческие лампы [14]. Основной особенностью электрометрических
Фиг. 36. Схема лампового электрометра, соедииенно/о с ионизацион-
ной камерой.
ламп являются малые сеточные токи. Максимальные сеточные
токи таких ламп равны по порядку величины 10~14 а, что соот-
ветствует входному сопротивлению 1014 ом для сигнала на входе
в 1 в.
Типичная схема лампового электрометра, соединенного
с ионизационной камерой, представлена на фиг. 36. Это баланс-
ная схема, в которой падение напряжения между анодом и
катодом электрометрической лампы типа СК571АХ сравни-
вается с падением напряжения на потенциометре Р}. Любое на-
рушение баланса отмечается микроамперметром М. Для
установки нуля прибора входной сигнал закорачивается путем
перевода переключателя S в положение 0 и движок потенцио-
метра Pi перемещается до тех пор, пока стрелка прибора не
Ионизационные камеры
107
встанет на нулевое деление шкалы. Чувствительность прибора
по току можно регулировать переключением входных сопроти-
влений от 109 до 1011 ом. Падение напряжения на входном со-
противлении, вызванное протеканием ионизационного тока, при-
водит к разбалансу схемы и отклонению стрелки прибора М.
Отклонение на полную шкалу соответствует падению напряже-
ния 0,25 в, так что при помощи этого прибора можно измерять
токи в диапазоне от 2,5 • 10~10 до 2,5 • 10-1! а.
Разработано много других схем ламповых электрометров.
Некоторые из них рассмотрены в книге Элмора и Сендса [15].
Отметим среди этих схем усилители с обратной связью (см.
гл. 10). Отрицательная обратная связь используется в этом
случае не только для стабилизации коэффициента усиления, но
и для уменьшения времени установления показаний.
Чувствительность и стабильность ламповых электрометров
в значительной степени ограничивается теми же основными не-
достатками, которые присущи всем многокаскадным усилителям
постоянного тока. Эти недостатки удалось устранить при по-
мощи разработанных в последнее время [16, 17] электрометров
с динамическим конденсатором. В таком приборе постоянный
ток преобразуется в переменный ток определенной частоты.
Дальнейшее усиление производится на этой частоте узкополос-
ным усилителем с обратной связью, обладающим достаточно
высокой стабильностью. Работа электрометров с динамическим
конденсатором рассмотрена в гл. 10. Эти приборы работают
удовлетворительно вплоть .до чувствительности, соответствую-
щей отклонению на всю шкалу, когда входное напряжение
равно 1 мв. Входное сопротивление прибора может быть очень
большим, равным по порядку величины 1015 — 1016 ом, а вход-
ная емкость малой — примерно 10 пф. На выходе электрометра
можно включить записывающий прибор.
§ 49. Динамические характеристики интегрирующей
ионизационной камеры
При исследовании динамических характеристик приборов
с ионизационной камерой следует принимать во внимание сопро-
тивление и емкость как камеры, так и входа электрометра.
Схема включения ионизационной камеры и электрометра по-
казана на фиг. 37, а, а эквивалентная схема входной цепи — на
фиг. 37, б, где С и R равны
С=С,+С. »
Соотношение между током ионизационной камеры / и напря-
жением на входе электрометра v в соответствии с законом
108
Глава 4
Кирхгофа можно записать следующим образом:

(4.23)
Если ток в камере изменяется скачком от Л до Л, то зависи-
мость v от времени описывается уравнением
=	+	(4.24)
т. е. напряжение на входе электрометра изменяется по экспонен-
циальному закону. Произведение RC называется постоянной
Ионизационная
фиг. 37. Чувствительность электрометра к изменению ионизационного
тока от Zj до /2.
а — схема включения ионизационной
ной цепи; в —изменение напряжения
камеры и электрометра; б —эквивалентная схема вход-
на входе электрометра со временем при скачкообразном
изменении тока.
времени цепи. На фиг. 37, в приведен график зависимости и от
времени, измеряемого в единицах постоянной времени.
Пример 4. Электрометр с динамическим конденсатором при-
меняется для измерения тока 10-15а по падению напряжения на
сопротивлении 1012 ом. Вычислить время, необходимое для того,
чтобы это напряжение достигло 99% своего окончательного зна-
чения после того, как ионизационный ток изменится скачком от
нуля до некоторой определенной величины.
Ионизационные камеры
109
Решение. Согласно уравнению (4.24), относительная разность
между окончательным значением напряжения и его. значением
-t/RC
спустя время t равна е
В нашем случае
e-t!RC — Q 01, ИЛИ -Дт = In 100= 4,6.
Л G
Полагая с = 10 пф, получаем
t = 4,6/?С = (4,6) (1012) (10 • ИГ12) = 46 сек,
если принять, что сопротивление утечки ионизационной камеры
велико по сравнению с 1012 ом.
Входную емкость лампового электрометра и, следовательно,
время установления показаний можно уменьшить, если приме-
нить обратную связь, как показано в § 218.
Кроме постоянной времени входной цепи, способность при-
бора реагировать на быстрые изменения ионизации ограничи-
вают поляризация сопротивлений, которая обсуждалась в § 46,
и динамические характеристики электрометра.
Чтобы избежать больших постоянных времени и получить
максимальную чувствительность при измерении малых токов,
применяют метод определения скорости зарядки. При этом вход-
ное сопротивление не включают и наблюдают за скоростью из-
менения напряжения на выходе по мере того, как ток заряжает
входную емкость электрометра. Ток 1 можно рассчитать по
следующей формуле:
/ =	(4.25)
При использовании этого метода вход электрометра и собираю-
щий электрод ионизационной камеры вначале закорачивают на
землю. После снятия короткого замыкания напряжение на входе
электрометра изменяется в соответствии с формулой (4.25).
Пользуясь этим методом, можно при помощи электрометра
с динамическим конденсатором измерять токи вплоть до 10а.
Такой ток приводит к скорости изменения напряжения, равной
1 мв за 100 сек, если емкость С составляет 10 пф. Скорость
изменения напряжения может быть легко измерена, если на вы-
ход электрометра включить записывающий прибор. Нижний
предел токов, которые можно измерять этим методом, связан
с дрейфом нуля прибора, т. е. с изменениями выходного напря-
жения в отсутствие тока на входе.
по
Глава 4
§ 50. Ионизационные камеры конденсаторного типа
Ионизационная камера конденсаторного типа показана схе-
матически на фиг. 27. Если источник напряжения Vo присоеди-
няется к двум электродам камеры и затем отключается, то на
электродах остается заряд Q = С]И0, где С] — емкость камеры.
Если между электродами происходит перенос заряда, то пере-
носу заряда Л</ соответствует изменение разности потенциа-
лов Av, где
Д<7 = Ci Аг/.	(4.26)
Причинами переноса заряда в основном является ионизация
газа в чувствительном объеме камеры и утечка по изоляторам.
Если обозначить через &qc заряд, перенесенный за счет иониза-
ции, а через Д<?г-—за счет утечки, то можно записать
+	=	(4.27)
Если начальное напряжение между электродами достаточно
велико, так что при всех изменениях этого напряжения камера
работает в области насыщения, то заряд t±qc равен суммарному
заряду, образованному в чувствительном объеме камеры за
время измерения. В тех случаях, когда Д<?г имеет заметную ве-
личину, которой нельзя пренебречь, ее можно измерить в усло-
виях, при которых камера не подвергается облучению. В дей-
ствительности, однако, при этом измеряется перенос заряда,
связанный как с утечками по изоляторам, так и с некоторым
фоновым облучением, которое неизбежно присутствует.
Из предыдущего обсуждения ясно, что прибор для измере-
ния напряжения, остающегося на ионизационной камере, дол-
жен обладать достаточно большим входным сопротивлением,
чтобы не разряжать камеры. Кроме того, если вольтметр отклю-
чается от камеры на время облучения и присоединяется к ней
только для измерения остаточного напряжения, то емкость
вольтметра должна быть малой по сравнению с емкостью ка-
меры. Диапазон напряжений, измеряемых прибором, должен
составлять несколько сотен вольт — это гарантия того, что в ка-
мере протекает ток насыщения. Всем этим условиям удовлетво-
ряет электроскоп.
Для изучения ионизующих излучений широко используется
элек.роскоп с золотыми листочками. При помощи этого прибора
были проведены самые первые измерения ионизующих характе-
ристик ядерных излучений. В этих измерениях золотые листочки
наблюдались в микроскоп с окулярной шкалой. Электроскоп
располагался либо вне камеры, либо внутри нее. В последнем
случае листочки укреплялись непосредственно на центральном
электроде камеры.
Ионизационные камеры
111
Лауритсен [18] разработал электроскоп с кварцевой нитью,
обладающий рядом преимуществ по сравнению с электроскопом
с золотыми листочками. Электроскоп Лауритсена компактней,
Стеклянное
окошко
Окулярная шкала
Изолятор
Линза объектива
Микроскоп
Зарядная кнопка
Алюминиевый кожух,
толщина стенки___
+ 200 в
постоянное
напряжение
'Позолоченная
кварцевая нить
диаметром 3-5 мк
3 в 5 см
Ионизационная\
камера
(воздух)
Земля z
Контактная пружи
для зарядки
О
еталлическая
подставка для
крепления нити
Фиг. 38. Схема электроскопа Лауритсена [45].
портативней и его работа в меньшей степени зависит от поло-
жения. Благодаря своей меньшей электрической емкости и тон-
кой нити этот прибор более чувствителен. Его емкость соста-
вляет приблизительно 0,2 пф, а чувствительность по напряже-
нию — 1 в на 1 деление.
Чувствительный элемент со-
стоит из тонкой металлизо-
ванной кварцевой нити, ук-
репленной на параллельно
расположенной металличе-
ской подставке, как показа-
но на фиг. 38. Металличе-
ская подставка укрепляется
на небольшом изоляторе.
Она может быть заряжена
К собирающему
электроду камеры
Латунный стержень,
хорошо изолированный
от земли
Кварцевая петля-
Тонкая платиновая нить
X- Заземленная подставка)
Фиг. 39. Схема струнного электрометра
для конденсаторной ионизационной
камеры.
от батареи при помощи зарядного
ключа. Небольшой кусочек
кварцевой нити, укрепленный поперек основной нити на ее конце,
служит отметкой, которую наблюдают в микроскоп с окулярной
шкалой. Заряжаясь, нить отклоняется от подставки и возвра-
щается в нулевое положение по мере того, как газ .в камере
ионизуется. В приборе предусмотрено окошко для освещения
нити. Для отклонения нити на полную шкалу требуется напря-
жение, равное приблизительно 200 в. Скорость разряда нити за
счет фона составляет обычно около 4 делений/час. Чувствитель-
112
Глава 4
ность прибора такова, что если 1 мг радия расположен на рас-
стоянии 1 м от камеры, то скорость разряда составляет 2 деле-
ния!мин. Это соответствует мощности дозы (см. § 52), равной
всего лишь 0,84 мрентген/час. Благодаря своей надежности, про-
стоте, чувствительности и точности электроскоп Лауритсена на-
ходит широкое применение при измерениях ^-излучения.
При измерениях с ионизационными камерами конденсатор-
ного типа часто применяются простые струнные электрометры,
аналогичные изображенному на фиг. 39. Разность потенциалов
между хорошо изолированным латунным стержнем и заземлен-
ной платиновой нитью вызывает отклонение последней от
стержня. Таким образом, прибор позволяет измерять разность
потенциалов, практически не потребляя тока.
ПРИМЕНЕНИЕ ИОНИЗАЦИОННЫХ КАМЕР В ДОЗИМЕТРИИ 1)
§ 51. Введение
В большинстве областей, связанных с использованием ядер-
ных излучений, возникает необходимость в количественных из-
мерениях поглощенного веществом излучения. Такие измерения
особенно важны для оценки возможного влияния излучения на
организм человека. Большое значение аналогичные измерения
имеют и при исследовании влияния излучения на неорганиче-
скую материю. Такие исследования проводятся для изучения
возможных радиационных повреждений материалов, в работах
по радиационной химии и в других близких областях.
Основная величина, которая должна быть измерена во всех
этих случаях, есть dE/dtn, т. е. энергия, поглощенная в единице
массы. Основным прибором, который применяется для таких
измерений, служит ионизационная камера, так как большую
часть своей энергии излучение теряет на ионизацию атомов и
молекул вещества.
Измерения энергии, потерянной ионизующим излучением
в веществе, основаны на принципе Брэгга — Грея (см. работы
[19—21]), в соответствии с которым ионизация, созданная в по-
лости, заполненной газом, может служить мерой энергии, поте-
рянной излучением в веществе, окружающем полость. Такой ме-
тод измерения основан на предположении, что газовая полость
не искажает потока корпускулярного излучения, который суще-
) О дозиметрии ядерного излучения, кроме литературы, на которую
ссылается автор, см. также: К. К- А г л и н ц е в, Дозиметрия ионизирующих
излучений, ГТТИ, 1957; Н. Г. Гусев, Справочник по радиоактивным излу-
чениям и защите, Медгиз, 1956; В. А. Бибергаль, У. Я. Маргулис,
Е. И. Воробьев, Защита от рентгеновских и у-лучей, Медгиз, 1956. —
Прим. ред.
Ионизационные камеры
113
ствовал бы в изучаемом веществе в отсутствие полости. При
этом условии можно записать
= W	(4.28)
где Sm—относительная массовая тормозная способность веще-
ства (по отношению к газу);
w —средняя энергия, затраченная на образование в газе
одной пары ионов;
J — число пар ионов, образованных в единице массы газа.
Уравнение (4.28) справедливо лишь в том случае, когда раз-
меры газовой полости малы по сравнению с пробегом ионизую-
щих частиц, a w и Sm не зависят от энергии излучения. При
измерениях газовой полостью служит ионизационная камера,
в которой число пар ионов / определяется по величине тока
насыщения.
Пример 5. Вычислить энергию, поглощенную в 1 а большого
тканеэквивалентного фантома, если в малой полости, заполнен-
ной воздухом, внутри фантома создан заряд, равный
2,58 • 1СГ7 8 кулон)г. Относительную массовую тормозную способ-
ность ткани принять равной 1,11.
Решение. Пользуясь принципом Брэгга—Грея, находим
dE „	,	(1,11) (32,5) (2,58 • 10-7) (1,60 -10~12) пО ,
-j— = SmwJ— - - ..-'Д—== 93 эрг г.
dm т	1,60- 10’19
Здесь w принято равным 32,5 эв '), или 32,5/(1,60 • 10-19) эв] кулон,
а 1 эв = 1?60 • 10-12 эрг.
Ограничение размеров полости часто оказывается слишком
жестким [21]. Поэтому применение принципа Брэгга—Грея во
многих случаях основано на другом утверждении [22], а именно
на том, что газовая полость в веществе не искажает потока
корпускулярного излучения независимо от размеров полости,
если только газ и вещество имеют одинаковый химический со-
став. Однако последнее утверждение справедливо лишь в том
случае, когда первичный поток излучения (скажем, рентгенов-
ские лучи или нейтроны) имеет одинаковую интенсивность на
протяжении всего вещества. При этом небольшой зависимостью
от плотности, обусловленной изменением электронной тормозной
способности, пренебрегают [23].
) Международная комиссия по радиологическим единицам и измере-
ниям (ICRU) рекомендовала принять w равным 34 эв; см. Natl. Вцг. Stan-
dards (U. S.) Handbook, 62, 1957,
8 В. Прайс
114
Глава 4
§ 52. Единицы дозы
Международной комиссией по радиологическим единицам не-
давно была введена единица поглощенной дозы излучения, из-
вестная под названием рад (rad) [24]. Рад определяется как по-
глощенная доза излучения, равная 100 эрг/г. Эта единица не
зависит ни от типа излучения, ни от вещества, в котором излу-
чение поглощается. Дозу, выраженную в радах, можно измерить
при помощи ионизационной камеры в соответствии с уравнением
(4.28) или при помощи калориметров, как будет показано в гл. 8.
В настоящее время эта единица находит широкое признание и
применение.
Для оценки взаимодействия с веществом рентгеновского и
7-излучения наиболее широко используется единица рентген.
Эта единица Международной комиссией по радиологическим
единицам [24] определяется следующим образом.
Рентген — это такое количество рентгеновских или 7-лучей,
что связанное с ним корпускулярное излучение в 0,001293 г воз-
духа ’) создает ионы, несущие заряд каждого знака, равный
1 CGSE.
Таким образом, определение единицы рентген основано на
взаимодействии рентгеновского и 7-излучения с воздухом. Важно
отметить, что в соответствии с ее определением эта единица не-
посредственно применима только к рентгеновскому и 7-излуче-
нию в воздухе. Любая попытка использовать единицу рентген
для других излучений или для других сред означает обобщение
этого определения. Такие обобщения возможны.
Чтобы избежать зависимости от типа излучения, была вве-
дена единица фэр — физический эквивалент рентгена [roentgen-
equivalent-physical (гер)]. Фэр — это такое количество излучения
любого типа, при прохождении которого через ткань в послед-
ней поглощается энергия, равная 93 эрг/г. Такая величина вы-
брана потому, что она равна энергии, поглощаемой 1 г ткани
при облучении дозой рентгеновского или 7-излучения в 1 рентген.
Энергия, поглощаемая 1 г воздуха, рассчитывается следующим
образом:
1COSE 1 пара ионов 32,5 эв 1,60 • 10“12 эрг Qo о ,
—------т---------------------------------------— = 83,8 эрг г.
1,293-10~3 г 4,80- 10-10CGSE 1 пара ионов 1 эв
Эксперименты показывают, что при поглощении дозы в 1 рентген
рентгеновского или 7-излучения мягкими тканями тела вели-
чина поглощенной энергии несколько больше, чем в воздухе,
и равна приблизительно 93 эрг/г при энергии излучения в 1 Мэв
и что эта величина изменяется це более чем на 10% для энер-
’) 0,001293 г воздуха — масса 1 см3 сухого атмосферного воздуха при
0°С и 760 мм рт. ст.
Ионизационные камеры
115
гий излучения от 2 кэв до 1 Мэв и выше [25]. Следовательно,
при поглощении рентгеновского и 7-излучения мягкими тканями
1 рентген примерно соответствует 1 фэр. Однако следует по-
мнить, что это соответствие носит приближенный характер и за-
висит как от энергии излучения, так и от природы поглощающей
среды. Например, в костях при облучении 1 дозой рентгенов-
ского излучения в 1 рентген поглощается энергия, значительно
большая чем 93 эрг/г. Итак, в этом случае 1 рентген и 1 фэр
не эквивалентны. Однако во многих случаях удобно и допу-
стимо рассматривать эти величины как эквивалентные.
§ 53. Ионизационные камеры
с воздухоэквивалентными стенками
Из определения рентгена следует, что доза излучения может
быть найдена путем измерения ионизации в воздухе. Самое
широкое применение ионизационные камеры находят именно
в этой области.
Анализ определения рентгена показывает, что при дозиметри-
ческих измерениях должна учитываться ионизация, которая
производится всеми вторичными электронами, созданными пер-
вичным излучением в определенной массе воздуха. Но вторичные
электроны ионизуют и в области, внешней по отношению к той,
в которой они образовались. Чтобы получить дозу излучения
в рентгенах в строгом соответствии с определением этой еди-
ницы, необходимо или собирать все ионы независимо от места
их образования, или компенсировать потерю части этих ионов
таким же количеством ионов, созданных в интересующей нас
области, вторичными электронами, пришедшими из других обла-
стей.
Для абсолютных измерений дозы в рентгенах можно исполь-
зовать стандартную открытую воздушную ионизационную ка-
меру [26]. Такая камера показана на фиг. 40. В этой камере
обеспечивается компенсация корпускулярного излучения, кото-
рое покидает чувствительный объем камеры, не успев израсхо-
довать в нем всю свою энергию на ионизацию. Компенсация
происходит благодаря искусственному ограничению чувствитель-
ного объема камеры при помощи охранных колец. Таким обра-
зом, стенками камеры служит слой воздуха. Любая потеря кор-
пускулярного излучения вследствие его выхода из чувствитель-
ного. объема камеры компенсируется поступлением излучения,
созданного в стенках камеры, поскольку вторичные электроны,
выходящие из малого центрального объема камеры, полностью
поглощаются в «воздушных» стенках.
Если напряжение, приложенное к стандартной воздушной
ионизационной камере, достаточно для того, чтобы созданный
8*
Г16
Глава 4
в чувствительном объеме заряд полностью собирался на элек-
тродах, то величина заряда Q связана с дозой излучения D со-
отношением
3 • 1097’ (°К) 760
Q (кулон)___& (Рентген^ (см3) 273р (мм рт. ст.)
где D — доза;
V — чувствительный объем;
Т — абсолютная температура;
р — давление в камере.
Из этой формулы легко найти ток в камере г, соответствую-
щий мощности дозы R
.. ._ R (рентген! час) V (см3)273р (мм рт. ст.) _
I (а) —
(4.29)
(3 • 109) • 3 6007 (°К) 760
= 0,926/?l/^^ 10’13
С ростом энергии фотонов рентгеновского или -(-излучения
размеры стандартной ионизационной камеры также должны уве-
личиваться. Это связано с тем, что воздушные стенки, окружаю-
щие чувствительный объем камеры, должны иметь толщину,
(4.30)
Охранное
кольцо
Собирающий электрод
К электрометру
I [Чувствительный ойъем
Ж ~
Коллимированный пучок [у.'/.'Л.'л
рентгеновских или у-лучей * у///А
Коллима-	|	।
1
тор
Фиг. 40. Схема стандартной ионизационной камеры
с „воздушными” стенками.
превышающую пробег вторичных электронов. Пользуясь прин-
ципом Брэгга—Грея, можно преодолеть эту трудность, приме-
няя камеры со стенками из твердого материала, имеющего
химический состав, близкий к химическому составу воздуха.
Такие стенки называются воздухоэквивалентными. Маленькие
камеры с воздухоэквивалентными стенками носят название
наперстковых камер.
В качестве воздухоэквивалентных стенок применяют такой
матёрдал, средний атомный номер которого близок к той же
величине для воздуха. Подходящими материалами для этой цели
являются бакелит, люсит и другие пластмассы. Поверхность
Ионизационные камеры
117
пластмассы обычно покрывается слоем коллоидального графита,
так как электроды ионизационных камер должны быть токопро-
водящими.
Величина ионизации в воздушном объеме камер со стенками
из других материалов и зависимость ионизации от энергии излу-
чения отличаются от тех же величин для камеры с «воздуш-
ными» стенками. Этот эффект исследовали Маринелли [26] и
Уайт [23].
§ 54.	Приборы для измерения дозы
рентгеновского и 7-излучения *)
Из уравнений (4.27) и (4.29) следует, что по изменению на-
пряжения на конденсаторной камере можно определить дозу
излучения, если внесена поправка на утечку заряда по изоля-
торам. Этой утечкой обычно можно пренебречь, кроме тех слу-
чаев, когда полученная доза мала по сравнению с полной шка-
лой прибора или когда время, затраченное на измерение дозы,
велико. Условия, при которых утечкой можно пренебречь, дол-
жны быть определены для каждого типа камеры.
Промышленностью выпускаются несколько типов конденса-
торных камер для измерений дозы. Некоторые из этих приборов
нуждаются в дополнительном электрометре для измерения ве-
личины заряда, другие содержат измерительное устройство в ка-
честве составной части прибора.
Одним из первых приборов для измерения дозы явился
конденсаторный рентгенометр, разработанный Викторином [27].
Конденсаторная камера вместе с зарядно-измерительным устрой-
ством схематически показаны на фиг. 41. Конденсаторная ка-
мера состоит из наперстковой камеры объемом примерно 1 см3
и соединенного с ней конденсатора. Так как конденсатор имеет
твердый диэлектрик, то заряд собирается только из чувстви-
тельного объема камеры. В качестве измерительного устройства
используется электрометр электростатического типа. Полная
шкала прибора рассчитана на 25 рентген.
Термин «карманный» дозиметр используется для обозначе-
ния ионизационной камеры конденсаторного типа, имеющей
размеры и форму автоматической ручки и отдельное зарядно-
измерительное устройство. На фиг. 42 показана фотография
прибора, состоящего из карманной камеры и зарядно-измери-
тельного устройства.
Чтобы зарядить камеру, ее нужно вставить в гнездо заряд-
ного устройства и нажать кнопку, которая соединяет камеру
’) Характеристики отечественных приборов для измерения дозы рент-
геновского и 7-излучения содержатся в справочнике: «Справочник по дози-
метрическим, радиометрическим и электронно-физическим приборам, счетчи-
кам, сцинтилляторам и фотоумножителям», Атомиздат, 1959, — Прим. ред.
Фиг. 41. Конденсаторный рентгенометр типа Гляссера — Зейтца [27].
Л — трубка, содержащая конденсатор и камеру; В —колпак, закрывающий трубку (со стороны,
противоположной камере); С — ионизационная камера; D — изолятор, закрывающий контакт
/ — разрядный ключ; G — зарядное фрикционное устройство; Н — шкала; / — объектив; /—оку-
ляр; L — лампа; М — батарея; АГ—выключатель.
Фиг. 42. Карманный дозиметр и зарядно-измерительное устройство.
Ионизационные камеры
119
с источником напряжения. Измерительное устройство (струнный
электрометр) служит для измерения заряда, полученного каме-
рой. После зарядки камера удаляется из гнезда зарядного
устройства и подвергается облучению в потоке, который тре-
буется контролировать. По окончании рабочего дня определяется
полученная доза излучения. Для этого, камера снова вста-
вляется в гнездо электрометра, который перед этим был пол-
ностью заряжен. Электрометр измеряет заряд, оставшийся на
камере. Отклонение нити наблюдается при помощи встроенного
микроскопа. Окулярная шкала микроскопа калибрована в рент-
генах. Обычно каждый работник носит две карманные камеры.
Если показания камер различаются, то меньшие показания счи-
таются более правильными, поскольку различие, как правило,
связано с утечками.
Дей [28] изучал различные типы приборов для контроля дозы
излучения с целью определения зависимости их показаний от
энергии рентгеновского и ^-излучения. В числе этих приборов
были некоторые промышленные карманные камеры, имеющие
шкалу на 200 мрентген. Типичным примером может служить ка-
мера типа «Викторин». Стенками камеры служит трубка из те-
нита II (ацетобутират целлюлозы) длиной 8 см. Внешний диа-
метр трубки равен 15,2 мм, а толщина стенок 2,2 мм. Стенки
камеры изнутри выложены картоном толщиной 0,43 мм, покры-
тым слоем графита толщиной 0,12 мм. Собирающим электродом
служит алюминиевая нить диаметром 1,57 мм, покрытая слоем
графита толщиной 0,012 мм. В качестве изолятора использовался
полистирол. Камера была наполнена воздухом при атмосферном
давлении. Оказалось [28], что стенки камеры с достаточной точ-
ностью можно считать воздухоэквивалентными, поскольку ре-
зультаты измерения, как показано на фиг. 43, не зависят от
энергии в диапазоне от 1,2 до 0,3 Мэв. Ниже этой энергии ток
в камере возрастает и при энергии 0,1 Мэв достигает макси-
мума, равного 140% от его нормальной величины. Это возраста-
ние связано со вторичными электронами, которые испускаются
из алюминиевых частей камеры при фотоэлектрическом погло-
щении. В этой области энергий фотоэлектрическое поглощение
играет довольно заметную роль. Так как вероятность этого про-
цесса зависит от Z как Z5 (см. § 13), то алюминий оказывается
более эффективным поглотителем, чем воздух. При уменьшении
энергии ниже 0,1 Мэв ток в камере быстро падает, так как излу-
чение заметно поглощается стенками и не достигает чувстви-
тельного объема. При энергиях ниже 40 кэв показания карман-
ной. камеры оказываются сильно заниженными по сравнению
с реальными полученными дозами.
Очень чувствительным дозиметром, содержащим измеритель-
ное устройство, служит электрометр Лауритсена (см. § 50). При
Постоянный потенциал, приложенный к рентгеновской трубке, кв
Фиг. 43. Зависимость поправочного коэффициента от энергии рентгенов-
ских лучей для различных дозиметров [28].
/ — карманный дозиметр Викторин; 2 — карманный дозиметр Idl; 3 — карманный дозиметр
Келекет; 4 — дозиметр Бэкмана; 5 — кембриджский дозиметр; 6 — дозиметр Келекет.
Вид сбоку.
Показано расположе-] -
Яне закрепленной
и подвижной нитей
Фиг. 44. Карманный дозиметр с измерительным устройством [46].
А — изолирующее кольцо; В —стержень для зарядки (полый, пропускающий свет); С —закреп-
ленная кварцевая нить, покрытая толстым слоем металла; D — подвижная кварцевая нить, по-
крытая тонким слоем металла; Е—металлический цилиндр; F — прозрачная шкала; О —метал-
лическая втулка, к которой крепятся нити.
Ионизационные камеры
121
помощи этого прибора можно измерять мощности дозы в
1 мрентген!час и меньше.
Термин «карманный» дозиметр используется для обозначе-
ния конденсаторной ионизационной камеры со встроенным изме-
рительным устройством. Дозиметр имеет обычно форму и
Бакелит
Подвижная*
крышка
окошка
Изолятор из
люсита
\л о
лквадаговое покрытие
+30в


а
Фиг. 45. Бета-гамма дозиметр,
а — ионизационная камера; б— электрическая схема.
размеры автоматической ручки. Схема карманного дозиметра
на 200 мрентген, в котором отсчет показаний производится при
помощи очень компактного и прочного электроскопа, представ-
лена на фиг. 44.
Широко применяются в дозиметрии интегрирующие иониза-
ционные камеры, снабженные прибором для измерения тока,
122
Глава 4
типа тех, которые были рассмотрены в § 36. Эти приборы гра-
дуируются обычно в единицах мрентген!час или рентген!час.
В портативных дозиметрах для измерения тока часто исполь-
зуются ламповые электрометры. В стационарных установках
для увеличения чувствительности можно использовать другие
электрометры, такие, как электрометр Линдеманна или электро-
Ионизационная
камера
Собирающий
Электрой
Фиг. 46. Принципиальная схема иони-
зационной камеры Нейера—Уайта.
метр с динамическим конденсатором.
На фиг. 45 показана схема прибора для контроля р- и ^-излу-
чения. Эта конструкция является вариантом прибора, известного
под названием «Кути Пай» («Cutie Pie»). Камера сделана из
бакелита, покрытого изнутри слоем графита. Изучалась [29] за-
висимость показаний прибора от энергии излучения. Оказалось,
что показания прибора с точ-
ностью до 10% совпадают
с показаниями идеальной
воздухоэквивалентной каме-
ры вплоть до энергии рент-
геновских лучей, равной
20 кэв. Ниже этой энергии
показания резко падают, до-
стигая при 10 кэв половин-
ного значения. Это падение
обусловлено ослаблением
первичного излучения стен-
ками камеры.
Другой вариант дозиметра с ионизационной, камерой был
разработан недавно и известен под названием ионизационной
камеры Нейера — Уайта. Прибор представляет собой стальную
трубку, в которой помещена электрометрическая лампа. Камера
содержит чистый аргон под давлением 10 атм. Сетка электро-
метрической лампы соединена только с собирающим электро-
дом. Принципиальная схема прибора показана на фиг. 46. На
собирающем электроде собираются положительные ионы. По-
тенциал плавающей сетки определяется соотношением между
током положительных ионов и электронным током с катода
лампы.
Было найдено, что в этих условиях анодный ток является
логарифмической функцией ионизационного тока. При десяти-
кратном изменении потока излучения анодный ток изменяется
на 10—15 мка.
Благодаря высокому давлению газа в камере прибор обла-
дает большей чувствительностью. Стальная оболочка камеры
обеспечивает необходимую прочность. Для того чтобы показа-
ния прибора не зависели от энергии ^-излучения, снаружи ка-
меры помещается свинцовый поглотитель, а изнутри камера по-
крывается алюминием, который служит эмиттером вторичных
Ионизационные камеры
123
электронов. При этом показания прибора остаются практически
постоянными в диапазоне энергий от 75 кэв до 1,3 Мэв.
Расположение электрометрической лампы внутри камеры и
отсутствие высокоомного сопротивления существенно умень-
шило трудности, связанные с изоляцией собирающего электрода
и увеличило стабильность прибора. Высокая чувствительность
в сочетании с хорошей стабильностью позволяют проводить из-
мерения при малых мощностях дозы излучения, таких, как
0,002 мрентген!час над фоном. В то же время логарифмическая
зависимость анодного тсЖа от мощности дозы позволяет при-
менять один и тот же прибор для измерения в широком диапа-
зоне доз.
§ 55.	Калибровка приборов для измерения дозы
рентгеновского и -у-излучения
Во многих случаях невозможно рассчитать дозу или мощ-
ность дозы при помощи соотношений, приведенных в § 53.
Вследствие действия таких факторов, как колебания величины
высокоомных сопротивлений, неопределенность чувствитель-
ного объема и влияние материала стенок, часто целесообразней
иметь набор калибровочных источников.
В качестве стандарта при дозиметрических измерениях
обычно используется радий, находящийся в равновесии со
своими продуктами распада. Стандартный препарат радия по-
мещается обычно в тонкий платиновый фильтр, имеющий тол-
щину от 0,5 до 1 мм. Платина служит для поглощения g-излуче-
ния. Мощность дозы R, выраженная в единицах рентген/час, на
расстоянии d см от радиевого источника активностью А мкюри,
помещенного в платиновый фильтр толщиной t мм, выражается
соотношением
(431)
Для фильтра толщиной 0,5 мм
R (рентген/час) =	.	(4.32)
Формулу (4.31) можно получить, использовав определение
единицы рентген и приняв во внимание характер процесса по-
глощения. Для этой цели удобно выразить мощность дозы
в рентгенах через величину энергии, которая передается вторич-
ным электронам в 1 см3 воздуха при 0° С и 760 мм рт. ст. Так
как на образование одной пары ионов требуется 32,5 эв, то об-
разование заряда в 1 CGSE, или 2,085- 109 пар ионов, соответ-
ствует поглощению величины энергии вторичных электронов,
124
Глава 4
равной (32,5) (2,085 • 109) — 6,77 - 1010 эв/см3. Поэтому 6,77Х
X Ю4 Мэв энергии, поглощенной в 1 см3 воздуха, находящегося
при нормальных условиях, эквивалентно 1 рентгену рентгенов-
ского или ^-излучения.
Поток энергии I на расстоянии d см от точечного источника,
испускающего S ^-квантов с энергией Е Мэв в 1 сек, дается вы-
ражением
ЦМэвЦсм2  cex)] = w .
(4.33)
Предполагается, что источник излучает равномерно во всех на-
правлениях. Доля энергии, поглощенной на 1 см пути в ради-
альном направлении, равна ца см~\ где р.о—истинный коэффи-
циент поглощения в воздухе. Таким образом, величина удель-
ной потери энергии на расстоянии d от точечного источника
Фиг. 47. Зависимость мощности дозы / от
энергии [30].
Мощность дозы измерялась на расстоянии 1 см от точечного
источника, испускающего 3,7 «107 у-квантов в 1 сек.
равна paSEI4^ Мэв/(сек - см3). При этом мы предполагаем,
что поглощением 7-лучей при прохождении расстояния d от ис-
точника можно пренебречь. Если отнести величину поглощенной
энергии к 1 часу и выразить 1 рентген как 6,77 • 104 Мэв/см3 воз-
духа, то выражение для мощности дозы R примет вид:
R (рентген/час) =	=
_ (4,24 • 10-3) р-а (см-1) S (-(-квантовIсек) Е (Мэв)
d2 (cm4)
(4.34)
Ионизационные камеры
Т25
Запишем истинный коэффициент поглощения в виде
^ = =« + ^ + (1	(4.35)
Коэффициент ра практически равен оа до энергий около 2 Мэв,
где становится существенным процесс образования пар.
Мощность дозы можно выразить так:'
R (рентген/час) =	,	(4.36)
где S — ^-активность источника в мкюри, а
/7 [рентген)(час • мкюри) • (см~2)] =
= у.аЕ (3,7 • 10’) (4,24 • 10~3) (4.37)
— мощность дозы на расстоянии 1 см от источника, испускаю-
щего в 1 сек. 3,7 - 107 ^-квантов с энергией Е. Под 7-активностью
источника понимают активность радиоизотопа, умноженную на
долю распадов, приводящих к испусканию 7-квантов данной
энергии. Значения /т в функции энергии, рассчитанные Мари-
нелли и др. [30], представлены на фиг. 47. Спектр 7-излучения
Таблица 12
Спектр x-излучения радия, находящегося в равновесии
с продуктами распада
* Энергия 7-лучей Ej, Мэв	* Выход Pj, число 7-квантов на одну а-частнцу Ra226	** (Л)/	Ру (Л)/, рентгенЦчас мккюри Ъл^-см--)
0,184	0,012	1,00	0,012
0,241	0,115	1,35	0,155
0,294	0,258	1,69	0,436
0,350	0,450	2,05	0,923
0,607	0,658	3,65	2,402
0,766	0,065	4,50	0,293
0,933	0,067	5,40	0,362
1,120	0,206	6,30	1,298
1,238	0,063	6,80	0,428
1,379	0,064	7,40	0,474
1,761	0,258	8,80	2,270
2,198	0,074	10,03	0,742
Полная . . .	1		9,79
* Данные взяты нз работы [47].
** Данные взяты нз работы [30].
126
Глава 4
радия, находящегося в равновесии со своими продуктами рас-
пада, приведен в табл. 12. В табл. 12 приводятся следующие
данные: Pj — среднее число фотонов с энергией Ej, приходя-
щихся на один распад Ra226, значение энергии Ej и соответ-
ствующая величина (/7),. Поэтому мощность дозы от препа-
рата радия активностью А мкюри равна
Жрентген1час) =	(/т); =	.
Мощность дозы, вычисленная по этой формуле, находится в удо-
влетворительном согласии с эмпирическим значением, рассчи-
танным при помощи формулы (4.31) при t — 0.
Если в качестве стандартного источника используется Со60,
то мощность дозы рассчитывается по формуле
R (рентген/час) = 14Л	Со6°'• •	(4.38)
Так как период полураспада Со60 составляет всего лишь 5,3 лет,
то в величину активности стандартного препарата Со60 должна
вноситься поправка на распад.
§ 56.	Измерения дозы р-лучей и экстраполяционная камера
Принцип Брэгга — Грея (см. § 51) можно применить к изме-
рению дозы (3-излучения и других типов излучения. Однако
энергетический спектр (3-излучения занимает широкий диапазон
значений вплоть до нуля, поэтому необходимо принимать спе-
^Высоковольтный Электрой
_________________d-изменлемое
Y//A	У/Л 1 межэлектродное
\Со5ирающий f расстояние
Охранное кольцо
Фиг. 48. Экстраполяционная камера
(в разрезе).
циальные меры для того, что-
бы размеры камеры были ма-
лы по сравнению с пробегами
электронов. Для таких изме-
рений оказалась, в частности,
удобной экстраполяционная
камера [31, 32], разработанная
Фейлой [31].
Экстраполяционная камера
(в разрезе) изображена на
фиг. 48. При измерении поглощения (3-излучения в определенном
материале собирающий и высоковольтный электроды и охран-
ное кольцо камеры должны быть сделаны из этого же материала.
Измеряется величина тока насыщения i-камеры в зависимости
от расстояния между электродами. При соответствую-
щем выборе единиц уравнение (4.28) можно переписать в та-
ком виде:
R (рад/час) = 7,8 -1011	,	(4.39)
Ионизационные камеры
127
где /?—мощность дозы в материале;
i—ток насыщения (а);
V—чувствительный объем камеры (с.и3), определяемый
охранным кольцом и расстоянием между пластинами;
w — средняя энергия (эв), необходимая для образования
одной пары ионов в газе;
Sm — относительная массовая тормозная способность погло-
щающего материала по отношению к газу камеры;
Тир — температура (э К) и давление (мм рт. ст.) газа в поло-
сти соответственно.
Наклон кривой зависимости ионизационного тока от рас-
стояния между пластинами при экстраполяции этого расстояния
к нулю определяет предельное значение отношения i/V. При
таком значении i/V размеры полости в материале становятся
исчезающе малыми и, следовательно, выполняются условия
применимости принципа Брэгга—Грея.
В выражении (4.39) необходимо взять средние значения w
и Sm, соответствующие данному материалу и определенному
спектру (3-излучения. Можно использовать значение w, равное
32,5 эв, поскольку w практически не зависит от энергии. Однако
величина Sm существенно меняется при изменении энергии. Зна-
чения Sm по отношению к воздуху приведены в табл. 13 для
ряда энергий электронов и нескольких материалов. В идеаль-
ном случае Sm должно быть определено экспериментально
в условиях, по возможности близких к реальным условиям, для
Таблица 13
Массовая тормозная способность различных материалов относительно
воздуха для быстрых электронов [33]
Е, Мэв	Be	(СН3)„	с	Полистирол	Люснт	Mg	Al
0,5	1,036	1,051	1,007	1,038	1,031	0,950	0,946
0,75	1,023	1,038	1,000	1,030	1,022	0,952	0,950
1,0	1,012	1,028	0,992	1,020	1,014	0,951	0,949
1,5	0,997	1,009	0,977	1,003	0,997	0,947	0,944
2,0	0,985	0,995	0,963	0,988	0,982	0,942	0,936
3	0,968	0,976	0,944	0,969	0,963	0,932	0,926
5	0,937	0,948	0,919	0,942	0,937	0,911	0,903
10	0,897	0,911	0,884	0,907	0,901	0,879	0,866
20	0,856	0,879	0,848	0,870	0,865	0,850	0,835
50	0,816	0,830	0,804	0,826	0,821	0,811	0,799
100	0,802	0,815	0,791	0,813	0,808	0,799	0,789
128
Глава 4
которых будет использовано уравнение (4.39). Такой способ
определения Sm рассмотрен Фейлой [34]. Значение Sm для ткани
по отношению к воздуху для энергий 0-излучения в диапазоне
от 0,01 до 2 Мэв найдено [35] равным 1,13 с точностью
до 6%.
Пример 6. Экстраполяционная камера с тканеэквивалент-
ными стенками, помещенная в однородный пучок (3-излучения,
имеет экстраполяционное значение тока, равное 10"14 а/см3. Вы-
числить мощность дозы в ткани на глубине, равной толщине
верхнего электрода (окошка) экстраполяционной камеры.
Решение. Из уравнения (4.39) получаем
R (раЦчас) = 7,8  10“ "/"Т =
-	= 0.Ю раЦчае.
76U	г
Предполагается, что измерения выполняются при нормальных
температуре и давлении.
Приборы с ионизационными камерами, предназначенные для
измерения доз рентгеновского и -[-излучения в единицах рент-
ген, дают лишь весьма приближенное значение дозы [3-излуче-
ния в единицах фэр или рад и только тогда, когда камера об-
ладает достаточно тонким окошком, пропускающим 0-лучи. Це-
лый ряд факторов приводит к тому, что показания прибора
с ионизационной камерой, прокалиброванного в единицах
рентген для ^-излучения, совершенно не соответствуют величи-
нам истинной дозы в ткани, вызываемой [3-излучением и выра-
жаемой в единицах фэр. Путем сравнения с экстраполяционной
камерой Фейла показал [36], что если пользоваться промышлен-
ным дозиметрическим прибором типа «Кути Пай» со шкалой,
прокалиброванной в единицах рентген/час, для измерения мощ-
ности дозы [3-излучения в единицах фэр/час, то показания, от-
считываемые по той же шкале, оказываются заниженными в 3 и
более раз. Измерения Фейлы проводились с камерой, имеющей
открытое окошко для впуска 0-лучей. Использовались большие
плоские источники р-излучения различной энергии, которые рас-
полагались в непосредственной близости к окошку камеры..
Одной из основных причин такого большого различия показа-
ний является то, что в толстых боковых стенках камеры по-
глощается и не попадает в чувствительный объем большая
доля 0-частиц, вклад которых в величину дозы должен быть
учтен.
Ионизационные камеры
129
Портативные приборы для точной дозиметрии ^-лучей опи-
саны Рёшем и Дональдсоном [37]. Наряду с другими приборами
ими описан усовершенствованный дозиметр типа «Кути Пай»
с цилиндрической камерой диаметром 2Q см и глубиной 2,5 см.
§ 57.	Тканеэквивалентные ионизационные камеры
Вопрос о поглощении ядерного излучения в тканях имеет
большое практическое и научное значение, поэтому была про-
делана значительная работа [38] по созданию тканеэквивалент-
ных ионизационных камер. Были разработаны камеры, которые
содержат в стенках или в наполняющем газе те же элементы
и в тех же пропорциях, как и ткани. Хорошей апроксимацией
мягких тканей служит вещество, которое описывается форму-
лой (CsH^oOisN)^.
Было установлено [38], что удовлетворительным тканеэкви-
валентным газом может служить смесь, содержащая 38,1%
водорода, 22,2% метана, 37,6% кислорода и 2,1% азота.
Для материала стенок использовался упругий гель, состоя-
щий из 66,2% воды, 20,2% желатина, 5,2% глицерина и 8,4%
сахарозы. Кроме того, найдено, что удовлетворительные свой-
ства имеет камера со стенками из тканеэквивалентной пласт-
массы, которую можно стандартизовать при помощи вышеопи-
санной камеры со стенками из упругого геля.
ДРУГИЕ ПРИМЕНЕНИЯ ИОНИЗАЦИОННЫХ КАМЕР,
ИЗМЕРЯЮЩИХ СРЕДНИЙ УРОВЕНЬ ИЗЛУЧЕНИЯ
§ 58.	Измерение а-излучения
При помощи ионизационных камер, измеряющих средний
уровень излучения, можно измерить потоки a-излучения отно-
сительно малой интенсивности, так как а-частицы обладают
высокой ионизующей способностью. Альфа-частицы с энергией
4 Мэв создают в камере средний ток, равный примерно 3- 10~16 а,
если в камеру попадает одна а-частица в 1 мин. Высокая чув-
ствительность позволяет использовать ионизационные камеры,
измеряющие средний уровень излучения, например для кон-
троля a-загрязнения поверхностей столов.
Типичный прибор такого рода состоит из ионизационной ка-
меры с большим тонким окном (тоньше 1 мг/см2) и чувстви-
тельного лампового электрометра. Толщина окна имеет большое
значение, так как пробеги а-частицы в веществе малы.
Пример 7. Промышленный прибор с ионизационной камерой
имеет самую чувствительную шкалу, равную 500 а-частиц/мин.
Какой ток протекает в камере при отклонении на полную
шкалу?
9 В. Прайс
130
Глава 4
Решение.
i = 500 (а-частищмин) X
(4  106) (эв/а-частиц) (1,6 • 10-19) (кулон/пара ионов)_ । у Ю-13CL
л	35 (эв/пара ионов) 60 (сек/мин)	’ ’	’
если при поступлении в камеру а-частицы имеют энергию
4 Мэв.
§ 59.	Ионизационные камеры,
содержащие радиоактивные газы
Большую чувствительность можно получить в том случае,
когда изучаемое радиоактивное вещество можно ввести в ка-
честве составной части в наполняющий камеру газ. Камера,
изображенная на фиг. 30, была сконструирована для работы
с изотопом С14. В камере такого типа объемом 250 см3, напол-
ненной двуокисью углерода при нормальной температуре и
давлении, протекает ток, равный по порядку величины 10~14 а
на 1 мккюри С14.
Ионизационные камеры, аналогичные изображенной на
фиг. 30, используются для контроля содержания в воздухе
радиоизотопов, испускающих а- или р-частицы. В этом случае
в камере делаются входное и выходное отверстия, и через ка-
меру непрерывно продувается воздух. Если не принять специ-
альных мер предосторожности, то в ток, протекающий в ка-
мере, внесут вклад и те ионы, которые созданы вне камеры.
При этом ток в камере будет зависеть от скорости протекания
воздуха через нее. Чтобы устранить эту зависимость, воздух
пропускают последовательно через две ионизационные камеры.
Первая камера служит для собирания ионов в воздухе перед
поступлением его во вторую камеру. Ток во второй камере вы-
зывается лишь теми ионами, которые создаются в воздухе в то
время, пока он находится в камере. Этот ток прямо пропорцио-
нален концентрации радиоизотопа и не зависит от скорости
протекания воздуха через камеру.
§ 60.	Ячейка Омарта
Ячейка Омарта [39] представляет собой модификацию иони-
зационной камеры, в которой для создания электрического поля
используется контактная разность потенциалов между электро-
дами. Прибор при этом упрощается, так как отпадает необхо-
димость во внешнем источнике питания. Фирмой Омарт Корпо-
рейшн выпускаются так называемые ячейки Омарта различных
размеров и формы. Типичными примерами применения ячеек
Омарта могут служить контроль интенсивности ^-излучения и
контроль протекания радиоактивных жидкостей по трубам,
В последнем случае ячейка охватывает трубу.
Ионизационные камеры
131
На фиг. 49 схематически изображена ячейка Омарта, пред-
назначенная для измерения внутренней дозы рентгеновского
Фиг. 49. Схема ячейки Омарта, соединенной
с гальванометром.
Мощность дозы у-излучения} рентген/час
Фиг. 50. Зависимость тока в Ячейке Омарта от мощности
дозы ^-излучения [40].
излучения в организме человека. Зависимость тока, протекаю-
щего в ячейке, от мощности дозы -[-излучения показана на
фиг. 50. Эти данные получены Доуэллом [40]. Интересно
9*
132
Глава 4
отметить, что зависимость тока от интенсивности излучения при-
близительно линейна, хотя контактная разность потенциалов
между электродами гораздо меньше величины напряжения,
обеспечивающей ток йасыщения.
ИМПУЛЬСНЫЕ ИОНИЗАЦИОННЫЕ КАМЕРЫ
§ 61.	Форма импульса в ионизационной камере
Работа ионизационных камер как импульсных, так и инте-
грирующих основана на собирании ионов, возникающих при про-
хождении через камеру ионизующего излучения. Однако в им-
пульсных камерах детали такого процесса имеют гораздо боль-
шее значение, чем в интегрирующих. Ниже мы рассмотрим этот
вопрос, следуя работе Вилкинсона [41].
Импульсные камеры применяются для изучения отдельных
частиц ядерного излучения. Относительно простые требования
к импульсам предъявляются
в том случае, когда интере-
суются лишь числом иони-
зующих частиц. Амплитуда
импульсов на выходе усили-
теля должна превышать
нижний порог дискримина-
тора, а длительность им-
Ф и г. 51. Схема включения импульсной пульсов на входе усилителя
ионизационной камеры.	должна быть достаточно ма-
лой для того, чтобы раз-
дельно считать последовательно поступающие импульсы. При
изучении временных соотношений важным становится время
формирования импульса. При измерении энергии основное зна-
чение имеет соотношение между числом образованных пар
ионов и амплитудой импульса.
Рассмотрим ионизационную камеру, соединенную со входом
усилителя так, как это показано на фиг. 51. В промежутках
между импульсами потенциал собирающего электрода v относи-
тельно земли равен нулю. Это соответствует равновесному со-
стоянию, при котором на электродах камеры запасен заряд Q.
Если в камере, скажем в точке 1, создается N пар ионов, несу-
щих заряд +Ne и — Ne, то отрицательный заряд будет дви-
гаться к собирающему электроду, а положительный — к высоко-
вольтному. Достигнув электродов, заряды будут собираться на
них. Это приводит к изменению величины заряда на электродах
камеры. В конце концов, спустя время, достаточное для стека-
ния заряда по внешнему сопротивлению R, достигается первона-
чальное состояние равновесия, при котором о =0. Пока происхо-
Ионизационные камеры
133
дит последовательность этих событий, v изменяется со време-
нем. Вид этой функции v(t) мы и хотим найти.
Обозначим через t+ и L времена, которые требуются для
собирания положительных и отрицательных ионов соответ-
ственно. Эти величины зависят главным образом от подвижно-
стей ионов, от напряженности электрического поля и от расстоя-
ний, проходимых ионами. Если носителями отрицательного за-
ряда в камере служат отрицательные ионы, то L по порядку
величины равно С; в случае свободных электронов	Рас-
смотрим функцию v(f), ко-
гда постоянная времени це-
пи RC^§>t+. Здесь С =
—	+ С2, где Ci— емкость
ионизационной камеры, из-
меренная между собираю-
щим и высоковольтным
электродами. При этом ус-
ловии можно пренебречь то-
ком, протекающим через R
в течение времени собира-
ния ионов. Следовательно,
можно записать, что v (/) =
= q(t)/C, где q(t) —полный
заряд, созданный во вход-
ной цепи положительными и
Фиг. 52. Изменение напряжения на
входе схемы, изображенной на фиг. 51,
по мере собирания заряда Ne при усло-
вии RC t+.
отрицательными ионами. Полный
заряд складывается из заряда, индуцированного ионами на
электроде и из принесенного ими. Обозначим через —q+ (t) и
—<7-(0 заряды, индуцированные на собирающем электроде по-
ложительными и отрицательными ионами соответственно. Во
входной цепи возникают равные им заряды противоположных
знаков, и потенциал v(t) определяется формулой

(4.40)
Когда отрицательные заряды достигают собирающего элек-
трода, то <7-(0 становится равным —Ne и v(t) принимает вид
т,(/)=^)-^-.
Здесь предполагается, что t+ > L. Когда собираются положи-
тельные ионы, то <7+(0 = 0 и
Ne
=	(4.41)
Важно отметить, что изменение потенциала на величину
—NelC происходит только после собирания всех созданных
ионов.
134
Глава 4
На фиг. 52 показан вид функции v(t) при условии, что весь
заряд Ne создается в одной точке. Если ионизация происходит
в некоторой области, то на кривой фиг. 52 нельзя отметить
точек, соответствующих t+ и t~, так как эти времена для ионов,
созданных в разных точках, отличаются между собой.
§ 62.	Вычисление величины индуцированного заряда
Из предыдущего параграфа следует, что вид функции у (7)
зависит от величин индуцированных зарядов q+(t) и </-(/). Эти
заряды можно вычислить при помощи электростатической тео-
ремы Грина [42]. Эта теорема утверждает, что если имеется
система проводников 1, 2, 3, ..., п и заряды q\, q2, qs, .... qn
сообщают им потенциалы vt, v2, v3, ..., vn, то заряды q[, q2,
q3, ..q'n сообщают им потенциалы v'v v'2, v3, ..., удовле-
творяющие соотношению
S^Z' = S?,4.	(4.42)
1 — 1	*	*	1—1	*	*
Рассмотрим ионизационную камеру, имеющую два элек-
трода 1 и 2 и заряд q в точке Р между ними. Обозначим через qi
Фиг. 54. К вычислению индуци-
рованных зарядов, возникающих
в цилиндрической камере под дей-
ствием заряда +q, находящегося
в точке Р.
Фиг. 53. К вычислению индуцирован-
ных зарядов, возникающих в плоско-
параллельной ионизационной камере под
действием заряда -\-q, находящегося в
точке Р.
дах. При условии, что все силовые линии заканчиваются на
электродах, можно записать:
— <7 = <71-Ь З'г-	(4.43)
Пусть v2 и v'—потенциалы в отсутствие заряда в точке Р,
т. е. при q' = 0. Когда электроды камеры заземлены, то
Vi = v2 = 0 и соотношение (4.42) принимает вид
'71^ + ^2г'2 + ?Ч==0-	(4-44)
Ионизационные камеры
135
Определяя из формул (4.43) и (4.44) q\ и q^, получаем:
„ .V*~VP „		(4.45)
	/	г V —	
и		
	vl — vp q% — / , q.	(4.46)
		
Для плоско-параллельной камеры с зарядом, расположенным,
как показано на фиг. 53,
— Ь	—а	.~
= и q^^q,	(4.47)
так как v'— &' = (&?— г>^)а/(а + Ь). Для коаксиальной ка-
меры, показанной на фиг. 54,
— 1п(г2/г)	— in (п/г)
Я1~ 1п(г2/П) ? И	ln(n/r2) q'	(4-48)
так как
,	,	(V2 — )П (Г/г1)
V — w = —-------—-------
p 1	In (Г2/Г1)
§ 63. Вычисление формы импульса в плоско-параллельной
камере
Рассмотрим плоско-параллельную камеру, размеры которой
велики по сравнению с расстоянием d между электродами. При
этом условии справедлива формула (4.43). Если в этой камере
образуется W пар ионов на расстоянии х0 от собирающего элек-
трода, то напряжение на собирающем электроде будет в соот-
ветствии с формулами (4.40) и (4.47) равно
(0 =	~	>	(4-49)
где х+ — положения положительных ионов, а х- — положения
отрицательных ионов.
Так как выражения (4.47) были получены при условии, что
Vi = V2 = 0, то применение их для решения этой задачи необхо-
димо обосновать. Потенциал собирающего электрода отличается
от нуля, но так как С достаточно велико, то потенциал v(t) —
малая величина и его можно считать с удовлетворительной точ-
ностью приближенно равным нулю. Высоковольтный электрод
поддерживается под определенным потенциалом, равным —V.
Так как потенциал V является величиной постоянной, то за-
ряды, обусловленные этим потенциалом, можно рассматривать
136
Глава 4
отдельно от наведенных зарядов. Поэтому величины зарядов,
полученные в предположении, что потенциал высоковольтного
электрода равен нулю, просто накладываются на постоянный
заряд, обусловленный потенциалом —V.
Величины х+ и х_ равны
x+ = x0~hw+t и х..=хГ1— -w_t,	(4.50)
где w+ и W- — скорости ионов. Следовательно, длительность им-
пульса напряжения определяется скоростью движения ионов.
Эти скорости можно найти при помощи формулы (4.1). В иони-
зационных камерах, работающих в обычных условиях, положи-
тельные и отрицательные ионы движутся со скоростями порядка
нескольких сот сантиметров в 1 сек. Свободные электроны
имеют скорости, равные 105 см)сек и более.
Камеры, формирование импульса в которых зависит от соби-
рания как положительных, так и отрицательных ионов, известны
под названием ионных импульсных камер. В камерах обычных
размеров при обычных давлениях время собирания положитель-
ных ионов составляет несколько миллисекунд, поэтому для по-
лучения полной величины импульса постоянная времени RC ка-
меры должна быть равной по крайней мере 10 мсек. Это огра-
ничивает максимальную скорость счета величиной, значительно
меньшей 100 имп!сек. Кроме того, для усиления таких медлен-
ных импульсов требуется усилитель с широкой полосой пропу-
скания, простирающейся в область низких частот (см. гл. 10).
Применение таких усилителей часто нежелательно, так как они
чувствительны к сетевым помехам и подвержены микрофонному
эффекту. Достоинством ионных импульсных камер является то,
что величина импульса на выходе пропорциональна величине
ионизации и не зависит от места возникновения ионов в камере.
Вследствие причин, которые были рассмотрены выше, для
импульсных ионизационных камер выбираются обычно газы,
имеющие малые коэффициенты прилипания электронов. Носи-
телями отрицательных зарядов в таких газах служат свобод-
ные электроны. Постоянная времени цепи в этом случае выби-
рается намного меньшей, чем t+, но несколько большей, чем I-
Типичное значение постоянной времени лежит в пределах от
10 до 20 мксек. При этом формирование импульса опреде-
ляется только движением электронов. Такие камеры известны
под названием электронных импульсных камер. Дальнейшее
обсуждение будет относиться именно к этому типу камер.
Подставляя формулы (4.50) в выражение (4.49), пренебре-
гая движением положительных ионов и полагая по-прежнему,
что RC много больше Д, получаем
=	=	(4 51)
Ионизационные камеры
137
Это соотношение справедливо до момента времени = x^/w-
Далее v(t) очень медленно возрастает, достигая, значения
—Ne/C в момент времени t+, причем t+ по порядку величины
равно 1000 t-
Если медленным возрастанием, происходящим спустя
время t_, . пренебречь, то величина импульса равна
—Nex0ICd, т. е. амплитуда импульса зависит от места образова-
ния первичной ионизации. Сплошные кривые на фиг. 55 соот-
ветствуют импульсам напряжения для трех колонок ионов. Все
Собирающий
электрод \
\ZZZS^^KM^Ka32ZZZZ1
d , Колонка 2
|^™sa^CT2zzz^azzzza
электрод
Фиг. 55. Зависимость амплитуды импульса от места образования первич-
ной ионизации.
Сплошные кривые соответствуют постоянной времени, много большей времени собирания
электронов пунктирные кривые — постоянной времени, равной 0,2 максимального времени
собирания электронов.
колонки содержат равное число N пар ионов, но создаются
в различных участках камеры.
Из рассмотрения этих кривых видно, что амплитуда элек-
тронного импульса не может служить мерой числа пар ионов,
образованных в плоско-параллельной ионизационной камере.
Следует отметить, однако, что начальные участки всех кривых
v(t) имеют одинаковый наклон (dvldt)Ol т. е. имеет место соот-
ношение
dv\ __ — New_
dt /о Cd
Величина (dv/dt)0 пропорциональна числу пар ионов N. Это оз-
начает, что начальный ток, который вызывается индуцирован-
ным зарядом, равен —New-ld. Следовательно, если можно по-
лучить импульс напряжения на выходе, величина которого про-
порциональна току, текущему через камеру, то его амплитуда
может служить мерой N. Это условие выполняется для постоян-
ной времени RC t-, так как дифференциальное уравнение
=	(4.53)
которым описывается система, переходит в уравнение
<4-54)
138
Глава 4
для RC (dv/dt)<CCv. Пунктирные кривые на фиг. 55 соответ-
ствуют амплитудам импульсов для трех колонок ионов при
RC = 0,2 djw-, где d/w-— максимальное время собирания элек-
тронов. Следует отметить, что такое уравнивание импульсов со-
провождается существенным уменьшением их амплитуды.
Пример 8. Вычислить величину импульса, возникающего при
попадании а-частицы с энергией 5 Мэв в плоско-параллельную
ионизационную камеру, если емкость системы равна 20 пф, по-
стоянная времени R.C= dfw_, где dfw~—максимальное
время собирания электронов.
Решение. Из уравнений (4.52) и (4.54) находим
м	= 230 . 10- в,
d	(35) (20 • 10-12)
где энергия, необходимая для образования одной пары ионов,
принята равной 35 эв.
§ 64.	Ионизационные камеры с сеткой
Из сказанного выше следует, что желательно было бы иметь
электронно-импульсную ионизационную камеру, в которой им-
пульсы на выходе не зависят от расположения или ориентации
Выходной
сигнал
Собирающий	।	*
электрод А . 1-------
Сетка----------------- о
Образец
Фиг. 56. Ионизационная камера
с сеткой.
Фриша
следа частицы в камере.
Это достигается в плоско-
параллельной камере с
сеткой, иногда называе-
мой камерой Фриша [43].
Камера Фриша с сет-
кой схематически пред-
ставлена на фиг. 56. Сет-
ка располагается между
электродами и поддержи-
вается под соответствую-
щим промежуточным по-
тенциалом; собирающий
сительно других электродов.
электрод имеет положи-
тельный потенциал отно-
Образец, испускающий а-частицы
или другие частицы с коротким пробегом, укрепляется на за-
земленном электроде. Таким образом, ионизация происходит
в объеме между заземленным электродом и сеткой.
Сетка экранирует собирающий электрод от заряженных
частиц в то время, когда они находятся в пространстве между
сеткой и заземленным электродом. Так как положительные
ионы остаются в этом пространстве, то они не индуцируют за-
ряда на собирающем электроде. В оптимальном варианте кон-
Ионизационные камеры
139
струкции, подбирая соответствующим образом величину ячеек
в проволочной сетке, расстояния и потенциалы между электро-
дами, можно, по крайней мере теоретически [43], добиться
таких условий, при которых ни один электрон не будет задер-
жан положительной сеткой. Таким образом, заряд, возникаю-
щий на коллекторе при собирании электронов, равен полной
ионизации, созданной частицей.
§ 65.	Форма импульса в цилиндрической камере
Другой удобной геометрической формой ионизационной
камеры служат коаксиальные цилиндры. Рассмотрим такую ка-
Фиг. 57. Зависимость максимальной величины импульса
от места образования первичной ионизации в цилиндри-
ческой ионизационной камере [41].
На кривых указаны значения га/Гр
меру, имеющую центральный собирающий электрод с радиу-
сом Г] и внешний отрицательный электрод с внутренним радиу-
сом г2. Импульс напряжения, возникающий на центральном
электроде при образовании пар ионов на расстоянии г0 от
центра, вычисленный при помощи формул (4.40) и (4.48), имеет
вид
7, /А — Ne Г — 1П (Г2/Г~) I 1П (Г2/г+)
с L ln(r2/r!)	1П(Г2/Г!)
(4.55)
140
Глава 4
где г+ — расстояние положительных ионов от центра камеры,
г- — расстояние отрицательных ионов от центра камеры. Пред-
полагая снова, что ток полностью обусловлен свободными элек-
тронами, и пренебрегая движением положительных ионов, пере-
пишем выражение (4.55) в виде
v	С In (rj/rJ
где г+ заменено на г0. Если ионизация создается вблизи внеш-
него электрода (г0 = г2). то величина импульса достигает мак-
симального значения, равного —NefC, когда собираются все
электроны, т. е. когда = Гь Кривые зависимости максималь-
ной величины импульсов от отношения Го/Л> для нескольких зна-
чений Г2/Г1 представлены на фиг. 57. Из этих кривых видно, что
для больших значений га/п величина импульса практически не
зависит от места образования ионов в камере.
§ 66.	Применение импульсных ионизационных камер
[1, 3, 41, 44]
Импульсные ионизационные камеры используются главным
образом при работе с а-частицами или с другим излучением,
создающим большую удельную ионизацию. Источник излучения
обычно помещается внутри камеры. При помощи таких камер
проводятся измерения энергетического распределения, абсолют-
ной активности, пробега и удельной ионизации.
Для энергетических измерений успешно используются иони-
зационные камеры с сеткой. На фиг. 58 представлена камера
такого типа, сконструированная Куном и Баршаллом. Камера,
содержащая парафиновый радиатор, используется для реги-
страции быстрых нейтронов (см. § 172). Энергетический спектр
а-частиц, полученный при помощи этой камеры, показан на
фиг. 59. В этом случае парафиновый радиатор был заменен тон-
ким слоем естественного урана. Пики кривой амплитудного рас-
пределения импульсов имеют ширину на половине высоты, рав-
ную 150 кэв, что соответствует разрешению в 3%. Сетка камеры
состоит из медных проволочек толщиной 0,076 мм, разделенных
интервалами 1,5 мм. Камера наполнена аргоном под давле-
нием 7,5 атм. Потенциалы высоковольтного электрода и сетки
на 2500 и 1250 в ниже потенциала собирающего электрода.
Эксперименты по измерению пробега и удельной ионизации
можно провести при помощи импульсной ионизационной камеры
небольшой глубины. Установка, удобная для этих измерений,
схематически изображена на фиг. 60. Камера имеет глу-
бину 1 мм. Определение пробегов выполняется путем измерения
скорости счета в зависимости или от расстояния между источни-
о
Вид сверху, дез крышки
Фиг. 58. Плоско-параллельная иоиизациоиная камера с сеткой для
измерения энергии частиц [48].
142
Глава 4
ком и детектором, или от давления. При измерениях удельной
ионизации определяют величины импульсов при различных рас-
стояниях между источником и детектором излучения.
элентроВ
Фиг. 59. Энергетический спектр а-частиц естественного
урана, полученный при помощи ионизационной камеры
с сеткой [48].
Охранный
электрод
Изолятор (полистирол)
высоковольтного электрода
Изолятор
(полистирол) |||
Кольцо для
крепления сетки сП;
J  ^-Сетчатый высоко
волыпный электрод
из проволок Виамет-!!! I
ром 0,1мм, натяну- I т
тых нарасстоянии 1 n J
38мм Круг от друга	i
Подставка Зля образца
Салазки
—LTBZL
Фиг. 60. Установка для измерения удельной ионизации и пробега [3].
Масштаб
О 10 Z0 30мм


При измерениях числа частиц или при счете совпадений соот-
ношение между величиной импульса и энергией не играет роли.
В этом случае основным требованием является возможность
Ионизационные камеры
143
быстрого счета. Кроме того, при счете совпадений момент по-
явления импульса должен быть жестко связан с моментом про-
лета частицы. Для этих применений оказывается удобной
плоско-параллельная камера без сетки. В соответствии с урав-
нением (4.51) скорость нарастания импульса пропорциональна
w-/d, где W- — скорость электронов, ad — расстояние между
пластинами. Амплитуда импульса, необходимая для того, чтобы
он был пропущен дискриминатором, зависит от чувствитель-
ности усилителя. Нижний предел определяется шумом усили-
теля (см. гл. 10). Максимальное время собирания электронов
dfw- по порядку величины равно 10*6 сек. Чувствительность при-
меняемых усилителей обычно такова, что при работе с а-части-
цами и другими сильно ионизующими частицами оказывается
достаточно только 1/10 доли этого времени или еще меньше.
Применение импульсных и интегрирующих ионизационных
камер для регистрации нейтронов будет рассмотрено в гл. 9.
Задачи
1.	Цилиндрическая ионизациоииая камера наполнена аргоном при давле-
нии 1 атм и температуре 20° С. К камере приложено напряжение 750 в. Вы-
числить время, которое требуется положительным ионам аргона, чтобы
пройти путь от внешней стенки цилиндра до внутреннего собирающего элек-
трода, если внешний цилиндр имеет радиус 5 см, а внутренний электрод —
1 см.
2.	Цилиндрическая ионизационная камера содержит трубку для испра-
вления поля вблизи охранного кольца. Радиусы собирающего электрода,
трубки и высоковольтного электрода равны 0,005, 1 и 5 см соответственно.
Рассчитать нужный потенциал трубки, если потенциалы собирающего и вы-
соковольтного электродов равны +1000 в и 0 соответственно.
3.	Электрометр с динамическим конденсатором, имеющий входную ем-
кость 10 пф, используется для измерения тока методом определения ско-
рости зарядки. Какую величину имеет ток, который вызывает линейное
изменение входного напряжения, равное 0,1 в! мин?
4.	Промышленный карманный дозиметр имеет ионизационную камеру
с воздухоэквивалентными стенками следующих размеров: длина 8 см, внеш-
ний диаметр внутреннего электрода 0,15 см, внутренний диаметр внешнего
электрода 1,06 см. Камера наполнена воздухом. К камере приложено на-
пряжение 200 в. Чему равно напряжение между электродами после экспо-
зиции дозиметра в поле f-нзлучення в 50 мрентген.
5.	Требуется сконструировать прибор, использующий ламповый электро-
метр, с ионизационной камерой в качестве детектора для контроля "мощ-
ности дозы рентгеновских лучей. Необходимо измерять малые мощности
дозы вплоть до 1 мрентген/час. Камера должна иметь объем 500 см3. Если
для надежной работы прибора требуется, чтобы сеточные токи электро-
метрической лампы были бы меньше 1/10 доли ионизационного тока, то
чему равен верхний предел сеточных токов электрометрической лампы?
144
Глава 4
6.	Коллимированный пучок у-лучей интенсивностью 1 Мэв'(см2 • сек)
проходит через воздух, находящийся при 20° С и давлении 760 мм рт. ст.
Чему равны удельные потери энергии в воздухе?
7.	Источник Со60 активностью 1 мкюри. помещен в центре сферы ра-
диусом 1 м. Вычислить ионизацию в единицах CGSE, производимую всеми
вторичными электронами, созданными в сфере, если сфера наполнена воз-
духом при нормальной температуре и давлении.
8.	Показать, что мощность дозы, выраженная в единицах рентген!час,
на расстоянии 305 мм от точечного источника у-излучения с энергией от 0,2
до 2 Мэв выражается соотношением 6 СЕ, где С — активность -[-источника
(в кюри), Е—энергия 7-лучей (в Мэв).
9.	Вывести уравнение (4.38), пользуясь кривой на фиг. 47.
10.	Оценить величину тока, который будет протекать в экстраполяцион-
ной камере, имеющей параллельные люситовые электроды площадью 10 см2
на расстоянии 1 мм, если мощность дозы в люсите равна 1 рад (час. Камера
наполнена воздухом при 20° С и 760 мм рт. ст.
11.	Что ограничивает использование газа с высоким коэффициентом
образования отрицательных ионов в импульсных ионизационных камерах
для измерения энергии а-частиц?
12.	Альфа-частица с энергией 4 Мэв создает колонку ионов, параллель-
ную оси цилиндрической ионизационной камеры, на расстоянии 2 см от оси.
Радиусы собирающего и высоковольтного электродов равны 0,5 и 2 см соот-
ветственно. Полная емкость цепи собирающего электрода равна 20 пф.
Вычислить величину наведенного заряда на собирающем электроде в тот
момент, когда собраны все электроны, созданные а-частицей. Вычислить
также возрастание величины напряжения на собирающем электроде в тече-
ние промежутка времени между прохождением а-частицы через камеру и
собиранием электронов.
ЛИТЕРА ТУРА
1.	Staub Н. Н., в книге Experimental Nuclear Physics, ed. E. Segre Vol. 1,
New York, 1953. (Имеется перевод в книге ,,Экспериментальная
ядерная физика", под ред. Э. Се г ре, т. I, ИЛ, 1955.)
2.	Massey Н. S. W., Negative Ions, London, 1950, Ch. 5.
3.	Rossi В. В., Staub H. H., Ionization Chambers and Counters, Ch. 2,
National Nuclear Energy Series, Vol. 2, New York, 1949. (Имеется
перевод: Б. Росси, Г. Ш т а у б, Ионизационные камеры и счет-
чики, ИЛ, 1951.)
4.	Borkowski С. J., U. S. Atomic Energy Comm. Document MDDC-1099,
1947.
5.	S i s m a n О., В о p p C. D., U. S. Atomic Energy Comm. Document
ORNL-928, 1951.
6.	A r m s t e a d F. C., Pennock J. C., Mead L. W., Phys. Rev., 76, 860
(1949).
7.	Fowler J. F., Farmer F. T., Nature, 173, 317 (1954).
8.	Mayburg S., Lawrence W. L., Journ. Appl. Phys., 23, 1006 (1952),
Ионизационные камеры
145
9.	С о 1 е m а п J. Н., Bohm D., Journ. Appl. Phys., 24, 497 (1953).
10.	Cockroft A. L., Curran S. C, Rev. Sci. Instr., 22, 37 (1951).
11.	Bearden J. A., Rev. Sci. Instr., 4, 271 (1933).
12.	Burma s ter К. E., U. S. Atomic Energy Comm. Document AECU-618,
1949.
13.	Lindemann A. F, Keel у T. C, Phil. Mag., 47, 577 (1924).
14.	Victoreen J. A., Proc. IRE, 37, 432 (1949).
15.	Elmore W. C., Sands M, Electronics, Ch.' 3, National Nuclear Energy
Series, Vol. 1, New York, 1949. (Имеется перевод: В. Элмор,
М. С е н д с, Электроника в ядерной физике, ИЛ, 1953.)
16.	LeCain Н., Waghoren J. Н., Canad. Journ. Res., 19, 21 (1941).
17.	Ра levsky Н., Swank R. К., Grenchik R., Rev. Sci. Instr., 18, 298
(1947).
18.	Lauritsen С. C„ Rev. Sci. Instr., 8, 438 (1937).
19.	Gray L. H„ Proc. Roy. Soc., A122, 674 (1929).
20.	Gray L. H., Proc. Cambr. Phil. Soc., 40, 72 (1944).
21.	Wang T. J., Nucleonics, 7, 55 (August, 1950).
22.	Fan о U, Rad. Res, 1, 237 (1954).
23.	Whyte G. N, Nucleonics, 12, 18 (February, 1954).
24.	Recommendations of the International Commission on Radiological Pro-
tection and of the International Commission on Radiological Units,
Natl. Bur, Standards (U. S.), Handbook, 47, 1950.
25.	Marinelli L. D„ Rad. Res, 1, 25 (1954).
26.	M a r i n e 11 i L. D, Nucleonics, 8, 20 (June, 1951).
27.	Victoreen J. А, в книге Medical Physics, ed. O. Glasser, Chicago, 1944.
28.	Day F. H„ Natl. Bur. Standards (U. S.), Circ, 507, 1951.
29.	Brinkerhoff J. M, Tracerlog, No. 54, 10 (1953).
30.	M a r i n e 11 i L. D, Quimby E. H, Hine G. J, Am. Journ. Roent-
genol. Rad. Therapy, 59, 260 (1948).
31.	Fail la G„ Radiology, 20, 202 (1937).
32.	Bortner T. E, Nucleonics, 9, 40 (September, 1951).
33.	M a r i n e 11 i L. D, Ann. Rev. Nucl. Sci, 3, 249 (1953).
34.	F a i 11 a G, Proceedings of the International Conference on the Peaceful
Uses of Atomic Energy, Vol. 14, New York, 1956, p. 239. (Имеется
перевод в Мат. межд. конф, по мирному использованию атомной
энергии, Женева, 1955, т. 14, М, 1958, стр. 287.)
35.	М о г g а и К. Z, частное сообщение.
36.	F a i 11 a G, Paper at First Annual Meeting, American Nuclear Society,
1955.
37.	Roesch W. C, Donaldson E. E, Proceedings of the International
Conference on the Peaceful Uses of Atomic Energy, Vol. 14, New
York, 1956, p. 172. (Имеется перевод в Мат. межд. конф, по мир-
ному использованию атомной энергии, Женева, 1955, т. 14, М, 1958,
стр. 208.)
38.	Rossi Н. Н, Fa ill a G, Nucleonics, 14, 32 (February, 1956).
39.	Oh mart P. E, Journ. Appl. Phys, 22, 1504 (1951).
Ю В. Прайс
146
Глава 4
40.	Dowell D. C., Testing and Evaluation of the Ohmart Cell, Thesis, Air
Force Institute of Technology, Ohio, 1956.
41.	Wilkinson D. H., Ionization Chambers and Counters, London, 1950,
Ch. 4.
42.	Smythe W. R„ Static and Dynamic Electricity, 2d ed., New York, 1950,
p. 34. (Имеется перевод: С м а й т В., Электростатика и электро-
динамика, М., ИЛ, 1954.)
43.	Frisch О. R., British Atomic Energy Rep. BR-49, 1944.
44.	Jordan W. H., Ann. Rev. Nucl. Sci., 1, 207 (1952).
45.	Garner C. S., Journ. Chem. Educ., 26, 542 (1949).
46.	Lapp R. E„ Andrews H. L., Nucl. Rad. Phys., p. 199 (1948). (Имеется
перевод: Лэпп P., Эндрюс Г., Физика ядерного излучения,
М., 1956.)
47.	Evans R. D., Nucleonics, 1, 40 (October, 1947).
48.	Coon J. H., Barschall H. H., Phys. Rev., 70, 592 (1946).
49.	International Critical Tables, Vol. VI, New York, 1929.
ГЛАВА
5
СЧЕТЧИКИ ГЕЙГЕРА—МЮЛЛЕРА
В последние годы счетчики Гейгера—Мюллера стали наи-
более распространенными детекторами ядерного излучения.
В дальнейшем они, несомненно, будут играть важную роль, не-
смотря на то, что во многих применениях их вытесняют сцин-
тилляционные счетчики.
Широкому применению счетчиков Гейгера — Мюллера спо-
собствовал ряд их характеристик. Наиболее важными из них
являются высокая чувствительность, возможность регистрации
различных типов излучения, разнообразие форм и окошек счет-
чиков, большая величина выходного сигнала и умеренная стои-
мость счетчика.
Высокая чувствительность счетчиков связана с тем, что
излучение служит лишь агентом, вызывающим вспышку газо-
вого разряда. Любая ионизующая частица, проходя через
счетчик, вызывает вспышку разряда, если она создает в счет-
чике хотя бы одну пару ионов. Таким образом, при помощи
счетчиков Гейгера — Мюллера можно регистрировать любые
частицы, которые создают заряд внутри счетчика. Сюда отно-
сится ^-излучение, которое вызывает ионизацию посредством
вторичных электронов, а также все типы заряженных частиц.
Принцип действия счетчиков Гейгера — Мюллера позволяет
выполнять их в разнообразных вариантах. Так, созданы и
успешно работают счетчики диаметром от 2 мм до нескольких
сантиметров и длиной от 1 см до десятков сантиметров. Более
того, по-видимому, принципиально нет пределов для увеличения
и уменьшения всех размеров счетчиков. На фиг. 61 показаны
некоторые типы счетчиков Гейгера — Мюллера *).
Амплитуда импульса на входе электронной схемы для счета
импульсов от счетчика Гейгера — Мюллера обычно по порядку
величины равна 1 в. Следовательно, для запуска дискримина-
тора и схемы формирования импульсов в электронных счетных
устройствах требуется самое большее один каскад усиления.
') Характеристики счетчиков, выпускаемых отечественной промышлен-
ностью, см. в справочнике, указанном в примечании на стр. 117, и в работе;
А. Б. Дмитриев, ПТЭ, К» 2, 3 (1957). — Прим, ред,
10*
148
Глава 5
Счетчик Гейгера — Мюллера настолько простой прибор, что
его стоимость составляет только малую часть от полной стои-
мости, необходимой для него аппаратуры. Стоимость счетчиков
Гейгера—Мюллера колеблется от нескольких долларов для не-
больших цилиндрических счетчиков до сотни долларов для не-
которых специальных образцов, таких, как быстродействующие
или высоко эффективные счетчики.

Стеклянные
стальная трубка
диаметром 3-4 мм
Фиг. 61. Различные типы счетчиков Гейгера—Мюллера,
о— торцовый; б —цилиндрический; в — игольчатый; г— счетчик с рубашкой; д —плоско-парал-
лельный.
В § 20 счетчик Гейгера — Мюллера был охарактеризован
тем, что амплитуда импульса на его выходе не зависит от вели-
чины первоначальной ионизации, вызвавшей этот импульс.
Такое свойство счетчика, как было указано выше, определяет
его высокую чувствительность. Однако это же самое свойство
ограничивает возможности применения счетчиков Гейгера —
Мюллера. Подобные ограничения не свойственны сцинтилля-
ционным счетчикам, пропорциональным счетчикам и другим
детекторам, в которых сигнал на выходе зависит от вида и энер-
гии излучения, вызвавшего его.
Счетчики Гейгера — Мюллера
149
ПРИНЦИП ДЕЙСТВИЯ
§ 67. Введение
Счетчик Гейгера — Мюллера состоит из наполненной газом
оболочки, в которую введены два электрода. Некоторые типич-
ные конструкции счетчиков изображенье на фиг. 61. Техника
изготовления счетчиков Гейгера — Мюллера рассмотрена в об-
зоре Мандевилля [1].
Внутренний, или собирающий, электрод представляет собой
тонкую прямую проволоку диаметром около 0,07—0,09 мм, оба
конца которой укреплены на изоляторах. Этот электрод часто
изготовляют из вольфрама, так как из этого материала можно
получить прочную и однородную проволоку малого диаметра.
Иногда собирающий электрод укрепляется только одним кон-
цом, а на свободный конец одевается стеклянная бусинка. Счет-
чик Гейгера — Мюллера представляет собой цилиндр, на оси
которого расположен собирающий электрод. Однако исполь-
зуются и другие типы счетчиков, например с собирающим
электродом в виде небольшой проволочной петли.
Другой электрод, часто называемый катодом, составляет
обычно часть внешней оболочки счетной трубки. Если оболочка
трубки металлическая, то она может служить и катодом. Если
оболочка трубки стеклянная, то ее внутренняя поверхность по-
крывается проводящим слоем, который служит катодом. В ка-
честве удобного материала для катода можно использовать
нержавеющую сталь, никель или другое вещество с большой ра-
ботой выхода.
В качестве наполняющих газов в большинстве случаев ис-
пользуют благородные газы, в частности аргон и неон. Для га-
шения разряда к благородному газу добавляют небольшое
количество другого газа. Этот вопрос будет рассмотрен в § 70.
В счетчиках Гейгера — Мюллера успешно используются и дру-
гие газы, такие, как водород и азот. Имеется одно принципи-
альное требование, выполнение которого необходимо для удо-
влетворительной работы счетчиков. Оно состоит в том, чтобы
газы, используемые для наполнения счетчиков, обладали доста-
точно малым коэффициентом прилипания электронов, т. е. чтобы
перенос отрицательных зарядов в счетчике осуществлялся сво-
бодными электронами. Счетчики Гейгера — Мюллера работают
и при наполнении такими газами, в которых образуются отри-
цательные ионы (например, при наполнении воздухом). Однако
время развития разряда в таких счетчиках имеет большой раз-
брос.
Давление газа в счетчиках можно изменять в широких пре-
делах. У большинства счетчиков давление лежит в интервале
от 7 до 20 см рт. ст., хотя они иногда работают и при больших
150
Глава 5
давлениях, вплоть до 1 атм. Давление газа оказывает влияние
главным образом на величину рабочего напряжения счетчика.
Обычная схема включения счетчика Гейгера — Мюллера по-
казана на фиг. 62. В качестве регистратора импульсов, указан-
ного на схеме, можно использовать любой регистратор типа,
рассмотренного в § 26 и указанного на блок-схеме фиг. 24.
Катод
Счетчик
Гейгера -
Мюллера
1мг ом
С обирающий
электрод
С3 (0,0005мкр)
R,'-
1мгом-
'Источник'
V Т высокого
г=- напояже-
Регистри-
рующий
прибор

Фиг. 62. Схема включения счетчика Гейгера — Мюллера.
Этот регистратор должен давать отсчет каждый раз, когда им-
пульс напряжения на его входе превышает некоторое минималь-
ное значение, установленное дискриминатором. Конденсатор С2
представляет собой входную емкость регистратора.
Напряжение между собирающим электродом и катодом счет-
чика подается от высоковольтного источника питания. Показан-
Регистри-
рующий
прибор
Фиг. 63. Эквивалентная схема вход-
ной цепи, изображенной на фиг. 62.
тенциал относительно земли.
ная на фиг. 62 схема вклю-
чения имеет то преимуще-
ство, что катод счетчика под-
держивается под потенциалом
земли. Это особенно удобно,
когда катодом служит метал-
лическая оболочка счетчика.
Собирающий электрод имеет
высокий положительный по-
Конденсатор С3 разделяет
высоковольтную цепь питания счетчика и входную цепь
электронной схемы. Сопротивление R2, включенное последова-
тельно с источником питания, отделяет собирающий электрод от
источника питания. Благодаря этому сопротивлению потенциал
нити во время разряда снижается. Сопротивления R2 и Ri слу-
жат также для того, чтобы по окончании разряда в схеме уста-
новились равновесные значения напряжений.
Эквивалентная схема входной цепи без источников постоян-
ного напряжения представлена на фиг. 63. Разделительный кон-
денсатор С3 в эквивалентной схеме заменен коротким замыка-
нием, так как емкость С3 велика по сравнению с С2. ЕмкоСть С
представляет собой сумму емкости С2, емкости счетчика Гей-
Счетчики Гейгера — Мюллера
151
гера — Мюллера и распределенной емкости конденсатора С3
относительно земли. Сопротивления R\ и R2 можно заменить
одним сопротивлением R = R}R2/(R\ + R2)-
Ионы, созданные в счетчике Гейгера — Мюллера ионизую-
щей частицей, производят многократную вторичную ионизацию.
Это приводит к образованию чехла ионов, окружающего соби-
рающий электрод. Свободные электроны очень быстро соби-
раются на центральном электроде. Это происходит потому, что,
во-первых, электроны обладают высокой подвижностью и, во-
вторых, они находятся вблизи от положительного собирающего
электрода. Таким образом, вокруг нити остается чехол положи-
тельных ионов, снижающий напряженность электрического поля
вблизи нити и ограничивающий развитие разряда.
В начальный момент собирание электронов из ионного чехла
приводит к образованию очень малого полного заряда на соби-
рающем электроде. Вилкинсон [2] оценивает полный заряд на
собирающем электроде на этой стадии процесса развития им-
пульса равным приблизительно 3% от суммарного заряда элек-
тронов. Белл, Джордан и Келли [3] дают для этой величины
цифру, значительно превышающую 3%. По мере удаления
чехла положительных ионов от собирающего электрода полный
заряд последнего возрастает, как было показано в § 61.
Если предположить, что пространственный заряд в счетчике
Гейгера—Мюллера не искажает поля и что небольшим на-
чальным эффектом за счет собирания электронов можно пре-
небречь, то зависимость напряжения на выходе счетчика Гей-
гера — Мюллера от времени можно рассчитать методом, рас-
смотренным в гл. 4. Для случая, когда постоянная времени
входной цепи много больше времени собирания положительных
ионов, напряжение на выходе счетчика v (г) дается
(4.55). Пользуясь формулой (4.1), запишем скорость
положительных ионов dr+ldt в виде
dr+ р.Е [1У
ДГ — ДГ — рг+1п(г2/Г!) ’
где ц — подвижность положительных ионов;
V — напряжение между электродами.
После интегрирования уравнения (5.1) получаем
Г 2Vp.t , 2”1‘/а
Г+~[/Нп(г2/г1) +Г1] •
Это выражение получено в предположении, что все положи-
тельные ионы в момент t = 0 находятся на расстоянии и. Ком-
бинируя соотношения (5.2) и (4.55), получаем выражение
NeUl +
2Cln(ra/ri)	•
формулой
движения
(5-1)
(5.2)
152
Глава 5
Выражение (5.3) для случая r^ri = 100 графически изобра-
жено сплошной кривой на фиг. 64.
Полагая, что г+ = г2, из формулы (5.2) получаем выражение
для времени /+ собирания положительных ионов
(^-^)р1п(г2/Г])
2V>
(5.4)
Пример 1. Вычислить время, которое затрачивают положи-
тельные ионы на перемещение от места образования вблизи со-
бирающего электрода к катоду счетчика Гейгера — Мюллера.
Фиг. 64. Форма импульса счетчика Гейгера — Мюллера
при различных постоянных времени входной цепи т для
случая г2/М = 100.
Счетчик имеет собирающий электрод в форме нити радиу-
сом 5 • 1(Г3 см и катод радиусом 1 см. Счетчик наполнен арго-
ном под давлением 10 см рт. ст. Приложенное напряжение
равно 1000 в.
Решение. Из уравнения (5.4) находим
(rf-r^p 1гъ\	[12—(5 -10-3)21  100	6
1П (к) = 2 (103) (1,04 МОЗ) - 1П 200 = 265  10 сек-
Значение ц взято из табл. 11.
Постоянные времени входных цепей t обычно выбираются
меньшими времени собирания положительных ионов G. Форма
импульсов напряжения для трех различных значений отноше-
ния тД+ показана на фиг. 64.
Счетчики Гейгера — Мюллера
153
Фиг. 65. Зависимость амплитуды импульса
от напряжения на торцовом счетчике Гей-
гера— Мюллера (Tracerlab TQC 1) для а-
и ₽-частиц.
Пунктирной линией отмечен порог дискриминации.
Во всех
нанесении
выбирались
§ 68. Зависимость скорости счета
от напряжения
Зависимость амплитуды импульса от напряжения, приложен-
ного к газонаполненному детектору, была рассмотрена в общем
виде в § 20. Результаты измерения этой зависимости для тор-
цового счетчика Гейгера—Мюллера с, тонким окошком пред-
ставлены на фиг. 65. Счет-
чик содержал смесь ге-
лия и спирта при полном
давления 72 см рт. ст. Ка-
тод и собирающий элек-
трод имели радиусы
15,9 мм и 0,127 мм соот-
ветственно. В качестве
входного устройства была
использована схема, изо-
браженная на фиг. 62.
Источником а-частиц слу-
жил Ро2’0, источником 13-
частиц — Р32.
случаях при
на график
максимальные из наблю-
даемых амплитуд им-
пульсов.
Кривая зависимости
скорости счета от прило-
женного к счетчику Гей-
гера—Мюллера напряже-
ния, снятая при фиксиро-
ванном положении радио-
активного источника, а
также при определенном
пороге дискриминации
(т. е. чувствительности
регистрирующей схемы), называется счетной характеристикой.
При правильно выбранных рабочих условиях эта кривая имеет
плато (см. § 26) длиной в несколько сот вольт с небольшим на-
клоном. На фиг. 66 изображены счетные характеристики для
того же счетчика Гейгера —Мюллера, для которого на фиг. 65
была показана зависимость амплитуды импульса от приложен-
ного напряжения. Данные для кривых на фиг. 66 получены при
помощи дискриминатора, который пропускает все импульсы
с амплитудами, превышающими значение, отмеченное пунктир-
ной линией на фиг. 65.
154
Глава 5
Вид счетной характеристики можно легко объяснить, обра-
тившись к кривым на фиг. 65. Напряжение начала счета Vs
соответствует тому напряжению, при котором кривая на фиг. 65
пересекает линию, указывающую минимальную амплитуду про-
пускаемых дискриминатором импульсов. Видно, что напряже-
ние начала счета зависит от типа регистрируемых частиц. Так,
оно имеет меньшее значение для а-частиц, чем для 3-частиц,
обладающих меньшей ионизующей способностью, если только
чувствительность дискриминатора достаточно велика, как
Фиг. 66. Счетная характеристика того же торцового счетчика
Гейгера—Мюллера, для которого представлены кривые на фиг. 65.
Порог дискриминации равен 125 мв.
в случае, изображенном на фиг. 65. Изгиб счетной характери-
стики соответствует условию, при котором все частицы незави-
симо от того, насколько мала производимая ими начальная
ионизация, приводят к образованию импульсов напряжения,
превышающих по величине порог дискриминатора. Изгиб кри-
вой приблизительно соответствует тому напряжению (см.
фиг. 65), при котором попадание в счетчик а и р-частиц приво-
дит к образованию импульсов равной величины. Напряжение,
при котором выполняется это условие, иногда называют поро-
гом области Гейгера — Мюллера.
Сравнительно плавный изгиб счетной характеристики для
а-частиц типичен для них в счетчиках с тонким окошком. При
больших потоках а-частиц наблюдается еще более плавный из-
гиб. Это объясняется тем, что значительная часть частиц ока-
зывается способной проникнуть через окошко и создать иони-
зацию только непосредственно вблизи его внутренней поверх-
ности. Образующийся в результате пространственный заряд из
положительных ионов препятствует некоторым а-частицам
Счетчики Гейгера — Мюллера
155
вызвать разряд в счетчике. По мере увеличения напряжения
этот эффект уменьшается и счетчик выходит на плато.
Наклон счетной характеристики частично обусловлен увели-
чением чувствительного объема счетчика при возрастании на-
пряжения. Кроме того, при более высоких потенциалах чаще
возникают ложные импульсы, т. е. импульсы, не связанные
с прохождением через счетчик ионизующей частицы. Одной из
причин ложных импульсов является многоступенчатый разряд,
который происходит из-за нарушения механизма гашения
(см. § 70). Желательно, чтобы наклон плато счетной характе-
ристики не превышал 5% на 100 в. Однако во многих случаях
можно работать со счетчиками, наклон плато которых доходит
до 10% на 100 в.
Если увеличивать напряжение на счетчике, то, в конце кон-
цов, можно достигнуть такого значения, при котором скорость
счета резко возрастает. Возрастание обусловлено появлением
многократных импульсов, механизм возникновения которых бу-
дет рассмотрен в § 70. Эта область напряжений не показана на
фиг. 66.
§ 69. Образование разряда
Процесс образования разряда в счетчике Гейгера — Мюл-
лера был детально исследован Вилкинсоном [2]1) и другими
авторами. Этот механизм разряда заключается в следующем.
Электроны, образованные в счетчике ионизующей частицей,
движутся по направлению к собирающему электроду, испыты-
вая на своем пути множество столкновений. Эти электроны при-
обретают энергию, двигаясь к собирающему электроду, и те-
ряют ее при рассеивании в обратном направлении. Энергию,
достаточную для ионизации, электроны приобретают лишь
тогда, когда они подходят к собирающему электроду на рас-
стояние, равное нескольким свободным пробегам.
Пример 2. Счетчик Гейгера — Мюллера имеет катод и соби-
рающий электрод радиусами 18,9 и 0,127 мм соответственно. Он
наполнен аргоном при давлении 10 см рт. ст. Найти расстояние
от собирающего электрода, при котором электроны приобретают
на длине свободного пробега энергию, достаточную для иониза-
ции аргона, если к счетчику приложено напряжение 1000 в.
Решение. Интересующее нас расстояние — это то расстояние,
при котором напряженность электрического поля Е такова, что
энергия, приобретаемая электроном на одной длине свободного
пробега, равна минимальной энергии, необходимой для иониза-
ции аргона, т. е. 15,7 эв. Средняя длина свободного пробега L
>) См. также книгу: В. Векслер, Л. Грошев, Б. Исаев, Иониза-
ционные методы исследования излучений, М.—Л., 1949. — Прим. ред.
156
Глава 5
в аргоне при комнатной температуре и давлении 76 см рт. ст.
равна приблизительно 2- 10~4 см (см. § 39). Отсюда требуемое
значение Е равно
Е =	-----= 1 . Ю4 в!см.
L(cm) (2 • IO-4) (76/10)
Зависимость напряженности электрического поля от расстоя-
ния г до центра выражается формулой
г In (Г3/Г1) •
Искомое расстояние г равно
_	1000	__9 1Л-2
Г ~~ (1 • 10*) In (18,9/0,127) — 2 ' 1и см-
Как только ионизация начинается, она в дальнейшем быстро
нарастает, поскольку вторичные электроны в свою очередь иони-
зуют газ. Это резкое возрастание ионизации носит название ла-
вины Таунсенда. Первичная лавина Таунсенда заканчивается
тогда, когда все связанные с ней электроны достигают нити
счетчика. Однако первичная лавина сопровождается последова-
тельностью лавин, каждая из которых вызывается предыдущей.
Возбуждение одной лавиной последующей связано, по-види-
мому, с испусканием фотонов. Возбужденные атомы, молекулы
или ионы испускают фотоны, выбивающие фотоэлектроны, кото-
рые и зажигают следующие лавины разряда [2]. В счетчиках,
наполненных чистыми газами и требующих внешнего гашения
разряда (см. § 70), фотоэлектроны испускаются в основном
стенками трубки. В самогасящихся счетчиках, наполненных
смесями газов, фотоэлектроны испускаются главным образом
газовой смесью.
Чтобы первоначальный разряд привел к образованию после-
дующих лавин, должно выполняться условие Л^е > 1, где е —
вероятность того, что одна пара ионов приведет к возникнове-
нию следующей лавины, а Wi—число пар ионов в первой ла-
вине. Типичное значение для в равно 10-5 (см книгу [2]). Прекра-
щение разряда наступает после n-й лавины, когда чехол поло-
жительных ионов вокруг центральной нити настолько снижает
напряженность электрического поля, а следовательно и газовое
усиление, что начинает выполняться условие
Процесс развития разряда завершается полностью в течение
долей микросекунды. В этот же короткий промежуток времени
происходит собирание электронов. Чехол положительных ионов
в течение этого времени практически не смещается вследствие
Счетчики Тейгера — Мюмера
157
малой подвижности ионов Следующая стадия разряда заклю-
чается в движении положительных ионов к катоду. Этот про-
цесс рассматривался в § 67.
§ 70.	Гашение разряда
В счетчиках, наполненных чистыми газами, положительные
ионы проходят весь путь до катода и нейтрализуются вблизи
него, вырывая электроны из металла. Существуют два меха-
низма, посредством которых в результате нейтрализации ионов
может быть испущен дополнительный электрон. В первом слу-
чае энергия, равная разнице в энергиях между потенциалом
ионизации ионов и работой выхода электрона из катода, может
быть испущена в виде фотона, который в свою очередь осво-
бождает фотоэлектрон. Во втором случае та же разница в энер-
гиях непосредственно затрачивается, минуя испускание фотона,
на освобождение электрона из катода. Этот дополнительный
электрон может привести к возникновению следующего разряда,
если не принять специальных мер для его предупреждения или
гашения.
Возникновение многократного разряда можно предотвратить
при помощи специальной внешней схемы. Схема, изображенная
на фиг. 62, приводит к гашению разряда, если сопротивление
/?2 имеет величину порядка 108 ом или больше. При наличии та-
кого сопротивления разряд в счетчике прекращается, когда на-
пряжение между катодом и анодом счетчика снижается из-за
собирания электронов на аноде до величин, меньших тех, кото-
рые необходимы для поддержания разряда. Это происходит бла-
годаря тому, что постоянная времени входной цепи много
больше времени собирания положительных ионов. Существен-
ным недостатком этой схемы является низкая разрешающая
способность, порядка 10~3 сек или более. Разработаны различ-
ные типы быстродействующих гасящих схем. Примером такой
схемы может служить схема Нейера и Пикеринга [4].
В настоящее время выпускаются хорошие самогасящиеся
счетчики, поэтому несамогасящиеся счетчики используются редко.
В самогасящихся счетчиках [5] к основному газу, наполняющему
счетчик, добавляется небольшое количество гасящего газа. Ис-
пользуются два типа самогасящихся счетчиков, а именно счет-
чики с органическими гасящими примесями и с галогенами в ка-
честве гасящих примесей.
Счетчики с органическими гасящими примесями наполняются
обычно аргоном при давлении 90 мм рт. ст. и парами этилового
спирта при давлении 10 мм рт. ст. В настоящее время предпо-
читают пары спирта заменять этиловым эфиром муравьиной
158
Глава 5
кислоты, так как этот газ имеет меньший температурный коэф-
фициент.
В процессе движения положительных ионов к катоду ионы
аргона, имеющие ионизационный потенциал, равный 15,7 в, стал-
киваются с молекулами спирта, ионизационный потенциал кото-
рых составляет 11,3 в. Благодаря разнице в ионизационных по-
тенциалах заряд передается молекулам спирта. Поэтому только
ионы спирта достигают катода и нейтрализуются в нем. Энер-
гия, освобождаемая в этом процессе, расходуется не на даль-
нейшую ионизацию, а на диссоциацию молекул спирта. Таким
образом предотвращается развитие многоступенчатого раз-
ряда.
Было обнаружено [6], что срок службы счетчиков с органи-
ческими гасящими примесями, которые работают вблизи порога
области Гейгера-Мюллера, равен приблизительно 1010 импуль-
сов. Это значит, что в каждом разряде диссоциирует около 109
молекул спирта. Когда диссоциирует значительная часть моле-
кул органического газа, в счетчике часто развивается многосту-
пенчатый разряд. Это приводит к уменьшению величины плато
и к увеличению наклона счетной характеристики.
В галогенных счетчиках Гейгера-Мюллера, т. е. в счетчиках
с галогенами в качестве гасящих примесей [7], очень малое ко-
личество галогена, например брома или хлора, добавляется
к благородному газу, например к аргону или неону. Типичным
является добавление в неон приблизительно 0,1% хлора. Ме-
ханизм гашения в галогенном счетчике аналогичен этому же
процессу в счетчике с органической гасящей смесью. Однако
имеется одно существенное различие, которое оказывает влия-
ние на срок службы счетчиков. В галогенном счетчике в про-
цессе гашения разряда гасящий газ, по-видимому, не расхо-
дуется. При гашении разряда двухатомные молекулы галогена
диссоциируют, но благодаря процессу рекомбинации запас га-
логенного газа все время возобновляется. Это не только значи-
тельно увеличивает срок службы счетчика при обычном исполь-
зовании, но и позволяет работать с галогенными счетчиками
при повышенном напряжении без уменьшения срока их службы.
При этом на выходе счетчика можно получить импульсы с ам-
плитудой 10 в и более.
Пример 3. В галогенном счетчике произошло 1013 разрядов
без какого бы то ни было нарушения механизма гашения. По-
казать, что должен иметь место процесс рекомбинации галоген-
ных молекул.
Решение. Предполагая, что трубка объемом 100 см2 напол-
нена до давления 10 см рт. ст. неоном с 0,1% хлора, находим,
Счетчики Гейгер(1 — Мюллера
159
что число молекул хлора равно
(6,02 • 1083) (100) (10) (10~3) __ „ . Ш17
(2,24 • 10*) (76)	~~ ’ ‘	•
Если 10’° пар ионов образуются в одном разряде, то могло бы
произойти всего лишь 3,5- 107 разрядов>и весь гасящий газ был
бы использован, если бы не происходила рекомбинация его мо-
лекул.
При производстве галогенных счетчиков принимаются спе-
циальные меры против того, чтобы имеющиеся в счетчике не-
большие количества гасящего газа не поглощались стенками
трубки или не расходовались каким-либо другим способом.
Из-за химической активности галогенов их нельзя использовать
с некоторыми катодами, Но катоды из нержавеющей стали ока-
зались вполне удовлетворительными.
Галогенные счетчики характеризуются небольшой величиной
плато и довольно большим наклоном счетной характеристики.
Типичные значения величины плато и наклона характеристики
равны 150 в и 10% на 100 в соответственно1)- Наклон плато
в счетчиках этого типа обусловлен в основном увеличением чув-
ствительного объема счетчика при возрастании напряжения на
нем. Чувствительный объем счетчика определяется как объем,
попадание в который ионизующей частицы приводит к образо-
ванию разряда. Изменения величины чувствительного объема
связаны с зависимостью числа образующихся отрицательных
ионов от промежутка времени, в течение которого электроны
находятся в газе, т. е. затрачивают его на путь к электроду
счетчика. Образование отрицательных ионов происходит
в основном вблизи катода, где напряженность электрического
поля имеет наименьшую величину.
До последнего времени рабочее напряжение счетчиков Гей-
гера— Мюллера было равно примерно 1000 в. Во многих случаях
желательно снижение рабочего напряжения, в частности, из-за
упрощения источников питания. Было найдено [7], что добавле-
ние к неону 0,1% смеси аргона и галогенного газа приводит
к тому, что счетчики успешно работают при напряжении 250 в.
’) Длина и наклон плато счетной характеристики галогенных счетчиков
зависят от разрешающей способности и чувствительности регистрирующей
схемы. По мере увеличения напряжения на счетчике растет доля много-
ступенчатых импульсов. Если регистрирующая схема обладает высокой чув-
ствительностью и высокой разрешающей способностью, то она зарегистри-
рует такой импульс в виде ряда отдельных импульсов. Если же чувстви-
тельность и разрешающая способность схемы невелики, то многоступенчатый
импульс будет зарегистрирован как одиночный. Длина плато в этом случае
будет больше, а его наклон меньше. Поэтому при работе с галогенными
счетчиками, как правило, не применяют аппаратуру с чрезмерно высокими
чувствительностью и разрешающей способностью. — При.ц. р?с},
Г60
Глава 5
СЧЕТ ЧАСТИЦ ПРИ ПОМОЩИ СЧЕТЧИКОВ ГЕЙГЕРА — МЮЛЛЕРА
§ 71.	Требования к регистрирующей аппаратуре
Общее описание электронной аппаратуры для счета частиц
было дано в § 26. Типичная входная схема для работы со счет-
чиком Гейгера — Мюллера описана в § 67. Подробное описание
электронных схем, используемых для работы со счетчиками Гей-
гера— Мюллера, будет дано в гл. 10.
Амплитуда импульса напряжения, который возникает на
входе электронной схемы, пропорциональна величине NejC, где
N— число пар ионов, образующихся при разряде в счетчике,
С — полная входная емкость. Коэффициент пропорционально-
сти, который зависит от постоянной времени цепи, как было рас-
смотрено в § 67, близок к 1/2. Величина N зависит от напряже-
ния, приложенного к счетчику, от типа и конструкции счетчика.
Типичные значения N лежат в пределах от 108 до 10’°. Более
низкие значения N относятся к счетчикам с органическими га-
сящими добавками, более высокие — к галогенным счетчикам.
Следовательно, типичные значения амплитуд импульсов лежат
в пределах от 8/С до 800/С, где С выражено в пикофарадах.
Если счетчик Гейгера — Мюллера соединяется непосредственно
со входом усилителя, то С равно примерно 20 пф, поэтому ам-
плитуды импульсов лежат в диапазоне от 0,4 до 40 в.
Источник высокого напряжения для счетчиков Гейгера —
Мюллера должен давать регулируемое напряжение на выходе
и обладать хорошей стабильностью. Для большинства счетчи-
ков необходимое напряжение заключено в пределах от 400 до
1600 в. Очевидно, что для работы с одним определенным счет-
чиком необходимые пределы изменения напряжения питания
гораздо уже. Необходимая степень стабильности напряжения
источника питания определяется наклоном плато счетной ха-
рактеристики.
К электронной аппаратуре для счета импульсов счетчика
Гейгера — Мюллера не предъявляются жесткие требования.
Чувствительность аппаратуры, как ясно из предыдущего изло-
жения, может быть достаточно низкой. К разрешающему вре-
мени также не предъявляются высокие требования, так как сам
счетчик Гейгера — Мюллера ограничивает разрешающее время
всей счетной установки величиной в несколько сотен микросе-
кунд (см. § 72) *). Конструкция аппаратуры должна обеспечи-
вать нечувствительность к помехам, и, кроме того, необходим
достаточно большой коэффициент пересчета для того, чтобы
механический регистратор работал удовлетворительно.
') См. примечание на стр. 159. — Прим. ред.
Счетчики Гейгера — Мюллера
16]
§ 72.	Разрешающее время счетчиков Гейгера — Мюллера
В течение некоторого промежутка времени, непосредственно
следующего за разрядом, электрическое поле в счетчике из-за
наличия чехла положительных ионов имеет величину, меньшую
нормальной. Импульсы, которые создаются частицами, попадаю-
щими за это время в счетчик, имеют соответственно меньшую
величину. Это иллюстрируется на фиг. 67, заимствованной из
Фиг. 67. Мертвое время и время восстановления типич-
ного счетчика Гейгера — Мюллера [8].
работы Стевера [8]. Частицы, попадающие в счетчик в то время,
когда развиваются начальные стадии первого импульса, вообще
не приводят к образованию разряда. Этот интервал времени но-
сит название мертвого времени счетчика td. Промежуток вре-
мени, необходимый для полного восстановления величины им-
пульса после окончания мертвого времени, носит название вре-
мени восстановления счетчика tr.
Мертвое время определяет минимальный промежуток вре-
мени, которым должны быть разделены пролеты ядерных частиц
через счетчик для того, чтобы они были зарегистрированы от-
дельно. Если аппаратура содержит чувствительный усилитель
напряжения, разрешающее время всей счетной установки т при-
ближается к td — мертвому времени счетчика Гейгера — Мюл-
лера. В аппаратуре с менее чувствительным усилителем вели-
чина т лежит в пределах от td до td~\~tr.
Мертвое время, а следовательно, и разрешающее время ме-
няются в одном и том же счетчике даже от импульса к импульсу.
Типичные значения мертвого времени лежат в пределах от
1  10-4 до 2- 10-4 сек. Можно исключить эту неопределенность,
вводя при помощи электронной схемы некоторый фиксированный
11 В. Прайс
162
Глава 5
период нечувствительности счетной аппаратуры, по величине
несколько превышающий мертвое время счетчика.
Поправка, которую необходимо ввести в скорость счета из-за
наличия конечного разрешающего времени, дается уравнением
(2.3). Эта поправка особенно важна при работе со счетчиками
Гейгера — Мюллера, так как их разрешающее время’ велико.
Разрешающее время счетной системы можно определить экс-
периментально методом нескольких источников [9]. Упрощенный
вариант этого метода, метод двух источников, заключается
в следующем. Проводится сравнение скорости счета, зарегистри-
рованной установкой от двух источников одновременно, с сум-
мой скоростей счета, зарегистрированных от каждого источника
отдельно. Предположим, что пъ п2, Пц и пь означают истинную
скорость счета, обусловленную источником 1 плюс фон, источни-
ком 2 плюс фон, источниками 1 и 2 плюс фон и только фоном
соответственно. Пусть тх, т2, mi2 и ть означают измеренную
скорость счета для тех же случаев. Тогда имеем соотношение
П1 +^2 — П12 пь-	(5.5)
Применив уравнение (2.4), получим
mi । т2  mu	mb	g,
1 — /И]-	1 — m2z 1 — mi2z 1 — m/,z
Пользуясь приближенными равенствами
—« т m-z и ——хть,	(5.7)
1 — mz	1 — mi,z
из уравнения (5.6) находим
__	— w12 —ть
Для точного определения величины т необходимо измерять
mi, т2 и /И12 с большой точностью, так как. т.\ 4- пг2 обычно
близко К ГИ12 ’)•
Пример 4. Скорость счета, равная 15 100 имп]мин, зарегистри-
рована счетчиком Гейгера — Мюллера, мертвое время которого
составляет 250 .мксек. Чему была бы равна скорость счета, если
бы мертвое время отсутствовало?
) О методах определения мертвого времени и точности этих измере-
ний см. работу, указанную в примечании на стр. 72. — Прим, ред-
Счетчики Гейгера — Мюллера
163
Решение. В соответствии с уравнением (2.4) истинная ско-
рость счета п с поправкой на мертвое время равна
h =....... =-------------15100----	— 16100 и мп! мин.
1—mx 1 — (15100) (250 -10~е)/60
СЧЕТЧИКИ ГЕЙГЕРА-МЮЛЛЕРА ДЛЯ g-ЧАСТИЦ
§ 73.	Толщина окошка
Отличительной особенностью счетчиков Гейгера — Мюллера,
применяемые для регистрации 0-частиц, являются тонкие
стенки или тонкое окно в одной из стенок. Необходимость тон-
кого окошка для пропускания частиц обусловлена относительно
небольшими пробегами 0-частиц, испускаемых большинством
радиоизотопов.
Обычное значение толщины стенок, цилиндрических тонко-
стенных стеклянных счетчиков, предназначенных для регистра-
ции 0-частиц, равно 30 мг/см2. Эти счетчики можно использо-
вать для счета 3-частиц высокой энергии. Для мягких 0-частиц
необходимы специальные тонкие окошки. Счетчики такого типа,
изображенные на фиг. 61, а, выпускаются с тонкими окнами из
слюды, майлара или из нержавеющей стали толщиной до
1,4 мг/см2. Когда и эти окна оказываются недостаточно тон-
кими, необходимо использовать счетчики без окошек, т. е. такие,
в которых источники 0-частиц помещаются внутри счетчика.
Когда толщина окошка известна, можно оценить величину
поглощения в нем. Эта оценка основана на экспоненциальном
соотношении (1.15). В табл. 14 приведены, выраженные в про-
центах значения пропускания окошек, вычисленные при помощи
соотношения (1.15) для нескольких толщин стенок и энергий
0-частиц.
Таблица 14
Прохождение g-частиц сквозь стенки и окна счетчиков
Гейгера — Мюллера
Источник 3-излучения	Максимальная энергия 3-нзлучения, Мэв	Прохождение (в %) при толщине		
		30 мг!см*	4 .иг/с.и’	1,4 мг/см1
С14	0,154	0,03	1.5	20
Са«	0,250	1,5	38	82
Sr»	0,65	31	86	95
раз	1.7	72	95,5	98,5
11*
164
Глава 5
§ 74.	Полная эффективность
Полная эффективность регистрации частиц счетчиками Гей-
гера — Мюллера определяется отношением mJS, где т — ско-
рость счета, S— активность образца1). Эта эффективность за-
висит от ряда факторов, большая часть которых не сохраняет
Стирающий
электрод
2г
Ф и г. 68. Торцовый счетчик (в разрезе) [10].
постоянного значения при переходе от одного эксперимента
к другому. Поэтому полезно выделить эти изменяющиеся фак-
торы для того, чтобы можно было внести поправки в резуль-
таты измерения. Величина этих поправок и способ их опреде-
ления различны для разных типов счетчика. Исчерпывающее
Ч Эффективностью счетчика принято называть отношение числа реги-
стрируемых счетчиком частиц, или квантов, к числу падающих на него. Ве-
личину, которую автор называет полной эффективностью счетчика (the over-
all efficiency of a G-M tube), по-видимому, правильней было бы назвать
эффективностью регистрации всей счетной установки, однако для краткости
в переводе сохранена терминология автора. — Прим, ред.
Счетчики Гейгера — Мюллера
165
исследование эффективности регистрации при помощи торцо-
вого счетчика проведено Цумвальтом [10]. Ниже приводятся ре-
зультаты этого исследования. Схема эксперимента показана на
фиг. 68.
Полную эффективность регистрации ₽-частиц торцовым счет-
чиком можно выразить следующим образом:
у =	(5.9)
где G — геометрический фактор счетной установки;
ер — эффективность регистрации р-частиц счетчиком Гей-
гера — Мюллера;
fm—фактор, учитывающий ложные импульсы;
/т — поправка на мертвое время;
fw — поправка на поглощение на пути между источником и
счетчиком;
fb—поправка на обратное рассеяние;
fs — поправка на самопоглощение в источнике.
В точных измерениях следует учесть и другие процессы [10],
например рассеяние в воздухе, на внутренней поверхности за-
щитного домика и на любых других предметах вблизи источ-
ника или счетчика. Рассеяние в воздухе может привести к уве-
личению числа частиц, попадающих в счетчик до 5% [10], в том
случае, когда расстояние от источника до счетчика равно не-
скольким сантиметрам и энергия р-частиц мала. Рассеяние на
внутренней поверхности защитного домика и на других предме-
тах можно свести к минимуму. Для этого следует все детали по-
крыть материалом с малым Z и удалить их (насколько воз-
можно) от пути р-частиц. Таким образом, вклад этих процессов
рассеяния можно сделать пренебрежимо малым, за исключе-
нием тех случаев, когда источник помещается вблизи дна за-
щитного домика.
§ 75.	Геометрия
Геометрический фактор G учитывает то, что только часть ча-
стиц движется по направлению к счетчику. Все направления вы-
лета частиц из источника равновероятны. Величина G дает ту
часть частиц, испускаемых источником, которая вылетает по на-
правлению к чувствительному объему счетчика.
Чувствительный объем счетчика начинается на некотором
расстоянии за окном вследствие того, что на внутренней поверх-
ности окна могут накапливаться заряды и частицы должны
пройти конечный путь по ту сторону окна для того, чтобы вы-
звать разряд в счетчике [10]. На фиг. 68 чувствительный объем
лежит выше пунктирной линии, которая отстоит от края окошка
на расстоянии Ь.
166
Глава 5
Для вычисления геометрического фактора G в установке, изо-
браженной на фиг. 68, можно воспользоваться схемой нафиг.69
при условии, что точечный источник излучения располагается
на оси счетчика. В этой схеме границей чувствительного объема
служит поверхность пересечения плоскости со сферой радиуса R.
Величина G равна отношению площади отсекаемого сегмента
Фиг. 69. К вычислению геоме-
трического фактора для торцо-
вого счетчика.
сферы к полной площади сферы,
т. е.
d
О = j-Д™ f sin 6 =
о
1	/1	4
= 2 (1 — COS a) =
=	--------—й-1- (5-Ю)
2	L (d2 + r2)/!J
Аналогичные расчеты были
выполнены для распределенных
источников [11 —13].
В обоих случаях, как для то-
чечных, так и для распределен-
ных источников, результат расчета зависит от величины Ь, точ-
ное значение которой неизвестно. Однако Цумвальт [10] нашел,
что хорошие результаты для торцового счетчика Викторина по-
лучаются, если принять величину b равной 4 мм. Этот счетчик
имеет собирающий электрод в виде нити диаметром 0,18 мм, ко-
торая оканчивается стеклянной бусинкой. Внутренний диаметр
стеклянной трубки, которая служила также и катодом, равен
29—30 мм. Счетчик был наполнен смесью аргона и спирта, пар-
циальные давления которых равнялись 9 и 1 см рт. ст. соответ-
ственно.
§ 76. Рассеяние и поглощение
Факторы fs и fw вводятся для учета того, что число ча-
стиц, попадающих в чувствительный объем счетчика, отли-
чается от числа частиц, вылетающих из источника в направле-
нии чувствительного объема. Произведениепредставляет
собой долю частиц, которая фактически достигает чувствитель-
ного объема.
Явление обратного рассеяния приводит к тому, что частицы,
которые вначале удаляются от счетчика, рассеиваются обратно
по направлению к счетчику. Это происходит в результате много-
кратного резерфордовского рассеяния. Фактор fb учитывает об-
ратное рассеяние от материала подложки источника. Он опреде-
ляется как отношение скорости счета при наличии подложки
к скорости счета без нее. Значения fb лежат в пределах от 1 до
Счетчики Гейгера — Мюллера
167
2 в зависимости от толщины и атомного номера материала под-
ложки.
На фиг. 70 показана зависимость величины обратного рас-
сеяния от толщины алюминиевой подложки для двух различных
p-источников. Экспериментально найдено, что толщина насыще-
ния материала подложки соответствует приблизительно 2/ю мак-
симального пробега частиц в этом материале.
Величина обратного рассеяния резко зависит от толщины
подложки, поэтому источники наносятся' или на очень тонкую
Фиг. 70. Зависимость величины обратного рассеяния излучения J181
(максимальная энергия 0,6 Мэв) и Bi’10 (максимальная энергия
1,17 Мэв) от толщины алюминиевой подложки [10].
подложку, так чтобы fb равнялось 1, или на достаточно толстую
подложку, так чтобы можно было воспользоваться величинами
коэффициента fb для случая насыщения. На фиг. 71 показана
зависимость коэффициентов обратного рассеяния при насыще-
нии от атомного номера рассеивателя для нескольких р-источ-
ников.
Зависимость обратного рассеяния от энергии первичного из-
лучения обусловлена поглощением излучения в воздухе и
в окошке счетчика [10]. Если ввести поправки на эти процессы
так, как будет указано в этом параграфе, и сравнить экстрапо-
лированные значения скоростей счета, то получится кривая, изо-
браженная на фиг. 72. Как видно из фиг. 72, истинный коэффи-
циент обратного рассеяния не зависит от энергии р-лучей.
Значения коэффициента обратного рассеяния зависят в не-
которой степени от геометрических условий опыта. Данные, при-
веденные выше, получены при расстоянии источника от счет-
чика, равном 2,5 см. Кроме того, рассеивающие материалы
находились в непосредственной близости к источникам,
168
Глава 5
Фиг. 71. Зависимость коэффициентов обратного рассеяния при насы-
щении для различных излучений от атомного номера подложки [10].
счетчика. При этом имеют место два конкурирующих процесса.
Один состоит в возрастании числа частиц, достигающих счет-
Ф и г. 72. Зависимость коэффициента обратного рассеяния (опреде-
ленного экстраполяционным методом от атомного номера
подложки [10].
чика, из-за рассеяния в направлении к счетчику, другой — в по-
глощении излучения материалом источника.
Счетчики Гейгера — Мюллера
169
В тех случаях, когда это возможно, источники следует го-
товить достаточно тонкими, чтобы влиянием самопоглощения
можно было пренебречь. Чтобы удовлетворить этому требова-
нию, необходимо иметь радиоизотопы, практически свободные
от носителя.
Для грубой оценки fs можно воспользоваться формулой
(1.15), если пренебречь рассеянием излучения. Рассмотрим ис-
точник, который испускает с0 р-частиц в единицу времени в на-
правлении счетчика, если пренебречь самопоглощением. Если
источник имеет одинаковую толщину s, то вклад тонкого слоя
dx равен dcn — (cals)dx. Однако число частиц, вылетающих из
слоя, расположенного на расстоянии х от поверхности источ-
ника, равно
dc==^^.
Поэтому полное число частиц, вылетающих из источника по на-
правлению к счетчику,
S’
о
откуда коэффициент самопоглощения равен
с0
Это соотношение достаточно хорошо выполняется для неболь-
ших расстояний источника от счетчика. Для больших расстоя-
ний рассеяние имеет существенное значение. Рассеяние может
привести в действительности к начальному возрастанию коэф-
фициента fs при увеличении толщины источника.
Если требуется выполнить точные измерения величины само-
поглощения, то следует проводить измерения самопоглощения
в зависимости от толщины источника для конкретных условий
эксперимента. Измерения заключаются в определении зависи-
мости скорости счета от толщины источника s, причем актив-
ность источника сохраняется неизменной, а величина s изме-
няется путем добавления к источнику неактивного материала.
Результаты измерения, нормированные к 1 для нулевой тол-
щины, дают величину fs в зависимости от s.
Коэффициент поглощения fw представляет собой отношение
фактической скорости счета к той скорости счета, которая была
бы при отсутствии поглощения между источником и внутренним
объемом счетчика. Поглощение происходит в окне счетчика,
в воздухе и в любых других поглотителях, которые находятся
между источником и счетчиком. Приближенно величину
170
Глава 5
можно вычислить при помощи уравнения (1.15). Однако для
получения более точного значения fw следует найти fw непо-
средственно для данных условий опыта, помещая на пути излу-
чения ряд алюминиевых поглотителей, так как алюминий, воз-
дух и слюда имеют одинаковые массовые коэффициенты погло-
щения.
При проведении этих измерений алюминиевые поглотители
следует располагать как можно ближе к счетчику для того,
Толщина алюминиевого поглотителя, мг/см2
Фиг. 73. Зависимость скорости счета от
толщины алюминиевого поглотителя [10].
Поглощается излучение Bi'10.
чтобы свести к минимуму
влияние рассеяния. Зна-
чения истинной скорости
счета п, т. е. наблюдае-
мой скорости счета с уче-
том потерь, связанных с
мертвым временем, нано-
сятся на график в полу-
логарифмическом мас-
штабе в зависимости от
толщины добавленного
алюминиевого поглотите-
ля. Результирующая кри-
вая экстраполируется за
точку, соответствующую
нулевой толщине введен-
ного на пути излучения
алюминиевого поглотите-
ля, на величину dt, рав-
ную полной толщине по-
глощающего материала
между источником и ра-
бочим объемом счетчика
в отсутствие алюминие-
вого поглотителя. Вели-
чина dt складывается из
толщины окошка счетчика, указываемой обычно изготови-
телем счетчика, толщины слоя воздуха и любых других
поглотителей, например покрытия источника. Толщина слоя воз-
духа da, взятого при 760 мм рт. ст. и 25° С, равна
da (мг[см2) — 1,18s (см),
где s — расстояние от источника до окошка счетчика.
Типичная кривая, которая получается при изучении поглоще-
ния, показана на фиг. 73. Величина fw представляет собой отно-
шение скорости счета при нулевой толщине алюминиевого по-
глотителя к экстраполированной скорости счета при толщине
— dt. Методы экстраполяции подобных кривых были исследо-
Счетчики Гейгера — Мюллера
171
ваны Цумвальтом [10]. Он предложил пользоваться следующим
выражением:
fw = K=e^kd‘+k'^,	(5.12)
где k — величина наклона кривой поглощения при нулевой тол-
щине введенного поглотителя, a k' дается в табл. 15.
Таблица 15
Поправочные коэффициенты дли кривых
поглощения в алюминии [10]
Изотоп	Максимальная энергия 3-излучения, Мэв	kr -г-, см*/мг к
С ом	0,31	0,05
J131	0,60	0,024
Врю	1,17	0,021
рзз	1,7	0,01
Пример 5. Пользуясь данными фиг. 73 и табл. 15, вычис-
лить fw для эксперимента, в котором источник Bi210 расположен
на расстоянии 2,5 см от торцового счетчика, имеющего окно тол-
щиной 2,0 Мг1см'1.
Решение. Величина d равна
dt = 2,0 4- (2,5) (1,18) = 4,96 мЦсм*.
По кривой фиг. 73 находим, что наклон при нулевой толщине
поглотителя равен 0,026 см21мг. Из табл. 15 получаем вели-
чину k'
k' = (0,026) (0,021) = 5,4 • 10-4 (см2/мг)2.
Пользуясь уравнением (5.12), окончательно получаем
fw = exp [- (0,026) (4,96) — (5,4 • 10"4) (4,96)2] =
= exp [— (0,129 4- 0,0132)] = 0,87.
§ 77. Эффективность счетчика и многократные импульсы
Чтобы определить, как связана наблюдаемая скорость счета
с активностью источника, необходимо знать соотношение между
скоростью счета и числом частиц, попадающих в счетчик. Это
соотношение дается произведением коэффициентов /х, fm и е?.
172
Глава 5
Поправка на мертвое время /х равна отношению т/п; ее
можно вычислить при помощи уравнения (2.4), если известна
величина т. Коэффициент /т зависит от скорости счета. Его не-
обходимо учитывать только при больших скоростях счета.
Коэффициент fm представляет собой отношение числа отсче-
тов, в которое внесена поправка на мертвое время, к числу пер-
вичных разрядов в чувствительном объеме счетчика. Из-за на-
личия многократных импульсов это отношение может быть
несколько больше единицы; оно слегка увеличивается при повы-
шении напряжения на счетчике. Многократные импульсы яв-
ляются принципиальной причиной наклона плато в счетчиках
с органическими гасящими примесями. Число многократных
импульсов возрастает по мере работы счетчика; это возрастание
происходит вследствие диссоциации молекул гасящего газа
в счетчике.
Эффективность регистрации р-частиц е? определяется как
доля частиц, попадающих в чувствительный объем счетчика, ко-
торая приводит к возникновению разряда. Для счетчиков Гей-
гера — Мюллера эта величина близка к единице, так как для
зажигания разряда в счетчике достаточно возникновения хотя
бы одной пары ионов в его чувствительном объеме. При помощи
закона биномиального распределения [см. формулу (3.2)] можно
показать, что вероятность образования в счетчике по крайней
мере одной пары ионов имеет достаточно большую величину.
Предположим, что путь р-частицы в счетчике можно разбить на
М участков, причем М настолько велико, что нет ни одного уча-
стка, содержащего больше одной пары ионов. Вероятность р
того, что частица создает пару ионов на любом одном отрезке
пути, равна b/N, где b — полное число первичных пар ионов,
образованные р-частицей на всем пути. Пользуясь формулой
(3.2), находим вероятность Р(0) того, что ионизация не будет
произведена ни на одном участке пути, т. е.
р (°)=ТШР° о - =0 -	~ е~ь
для больших значений N. Таким образом, вероятность того, что
частица вызовет разряд, пройдя расстояние, на котором она
в среднем создает b первичных пар ионов, дается выражением
Вероятность разряда=1—е~ь.	(5.13)
Пример 6. Чему равна вероятность того, что р-частица с энер-
гией 1 Мэв вызовет разряд, пройдя расстояние 1 см в счетчике
Гейгера — Мюллера, наполненном аргоном при давлении
10 см рт. ст. ?
Решение. Пользуясь фиг. 8, находим, что величина удельной
ионизации в нашем случае равна 20 пар ионов на 1 см пути
Счетчики Гейгера — Мюллера
173
в воздухе при нормальных температуре и давлении. Так как
удельная ионизация прямо пропорциональна атомному номеру
газа и обратно пропорциональна давлению, то
й = (20)	= 6,6 пар ионов.
Отсюда вероятность разряда равна
1 _g-6,6 = 0>999.
Однако, несмотря на то, что вероятность образования пары
ионов на единице пути велика, для того чтобы вероятность раз-
ряда была близка к единице, частица должна пройти в счетчике
хотя бы несколько миллиметров. Таким образом, частицы, кото-
рые проходят через окно счетчика вблизи от его края, могут
пересечь счетчик, не вызвав разряда. Если же чувствительный
объем счетчика определить так, что эта область вблизи окошка
исключается, как сделано в § 75, то эффективность регистра-
ции ер можно принять равной 1.
В галогенных счетчиках чувствительным объем уменьшается
еще больше за счет образования отрицательных ионов, как было
показано в § 70. Доля полного объема счетчика, которую соста-
вляет чувствительный объем, зависит от напряжения на счет-
чике. Типичное значение этой величины равно примерно 0,8.
§ 78. Абсолютные и относительные измерения
активности ^-источников
В принципе абсолютную активность источника S можно
найти по измеренной экспериментально скорости счета пг, ис-
пользуя выражение для полной эффективности регистрации.
Фактически это можно выполнить [10], если достаточно тща-
тельно определены все коэффициенты, входящие в соотношение
(5.9). Однако если есть возможность использовать другие ме-
тоды определения активности, то предпочитают пользоваться
ими.
Наиболее точный и простой способ определения абсолютной
активности заключается в сравнении скорости счета от иссле-
дуемого образца со скоростью счета стандартного источника
известной активности. Стандартные источники |3-излучения поста-
вляются Национальным Бюро Стандартов1)- Кроме того,
') О стандартных источниках Рхизлучения, выпускаемых в Советском
Союзе, см. в каталоге: «Изотопы, источники излучения и радиоактивные
материалы», Атомиздат, 1959. — Прим. ред.
174
Глава 5
стандарты можно приготовить в хорошо оборудованной радиоизо-
топической лаборатории и прокалибровать при помощи пропор-
циональных счетчиков, как будет рассмотрено в гл. 6 '), или при
помощи методов, основанных на использовании схем совпаде-
ния. Методы калибровки ^-стандартов обсуждаются в работе
Селигера и Швебеля [15].
В большинстве случаев применения p-излучений сравнивают
активности источников. Абсолютное измерение активности пу-
тем сравнения со стандартом представляет собой лишь один из
многих возможных примеров. Если Si и S2 — активности источ-
ников, которые требуется сравнить, a mt и т2— соответствую-
щие скорости счета, то простое соотношение SJSa = т\1т2 вы-
полняется только в исключительных случаях. Как правило, при-
ходится рассматривать полное выражение
Si т\ Ga^/maAaAa/wa/sa	, ..
— =  ------.	(5.14)
S2 т2
Прежде чем сокращать отдельные коэффициенты, необходимо
убедиться в их идентичности.
В тех измерениях, в которых требуется сравнить активности
источников между собой, следует попытаться приготовить эти
источники, насколько это возможно, идентичным способом.
Источники должны иметь одинаковую подложку, толщину, оди-
наково располагаться относительно счетчика. Кроме того,
источники должны обладать одинаковым энергетическим спек-
тром, так как коэффициенты fw, fs и fb зависят от энергии. Не
всегда имеется возможность получить такие идеальные условия
с одинаковыми поправочными коэффициентами. В этих случаях
поправочные коэффициенты^ приходится рассчитывать, пользуясь
методами, описанными в предыдущих параграфах.
При точных измерениях, которые проводятся в течение дли-
тельного времени, целесообразно периодически контролировать
полную эффективность счетной установки. Относительные зна-
чения можно получить путем измерения контрольного источника,
активность которого или остается постоянной, или изменяется
по известному закону. Эти измерения позволяют внести по-
правки в величину полной эффективности, если она изменяется.
Вероятно, наиболее часто встречающиеся причины этих изме-
нений связаны со старением или с заменой счетчиков Гей-
гера — Мюллера.
’) О приготовлении и измерении стандартных источников см. работу:
К- Ф. Вейсс, Радиоактивные стандартные препараты, ГИФМЛ, 1958.—
Прим. ред.
Счетчики Гейгера — Мюллера
175
СЧЕТЧИКИ ГЕЙГЕРА-МЮЛЛЕРА ДЛЯ РЕГИСТРАЦИИ
РЕНТГЕНОВСКОГО И ^ИЗЛУЧЕНИЯ
§ 79.	Стенки счетчиков для рентгеновских и у-лучей
Рентгеновские и -[-лучи регистрируются счетчиками Гейгера—
Мюллера только в том случае, если они создают вторичные
электроны. Эти вторичные электроны могут быть созданы при
взаимодействии излучения с любой частью счетчика, важно
только, чтобы они могли достигнуть чувствительного объема и
вызвать в нем образование разряда. Для излучения малой энер-
гии, например порядка 20 кэв, коэффициент поглощения на-
столько велик, что большая доля фотонов может быть погло-
щена непосредственно в газе, наполняющем счетчик. С другой
стороны, для фотонов высокой энергии поглощение в газе пре-
небрежимо мало. Чтобы процесс регистрации этого излучения
происходил с заметной эффективностью, необходимо взаимодей-
ствие излучения со стенками детектора.
Эффективность регистрации "[-излучения s.f при помощи
счетчиков Гейгера — Мюллера можно определить как число
вторичных электронов, попадающих в чувствительный объем
счетчика, приходящихся на один фотон, падающий на счетчик.
Из этого определения следует, что ослабление "[-лучей стенками
счетчика влияет на величину эффективности регистрации счет-
чика. Эффективность регистрации зависит не только от того,
какая доля "[-квантов поглощается в стенках, но и от того, до-
стигают ли вторичные электроны, возникающие при поглощении
у-квантов, чувствительного объема счетчика. Попасть в чувстви-
тельный объем и вызвать разряд могут лишь те вторичные
электроны, которые образуются в стенках счетчика на расстоя-
ниях от внутренней поверхности, не превышающих длину про-
бега этих электронов в материале стенки.
Точное вычисление величины £-f представляет трудную за-
дачу. При таком вычислении должны быть учтены различные
направления вылетов и энергетическое распределение вторич-
ных электронов, а также то, что пути электронов в стенках
представляют собой ломаную линию. Однако можно получить
приближенное выражение для ег которое имеет вид
eT^T/?T + o/?0 + 2z/?x,	(5.15)
где т, с и х — коэффициенты поглощения "f-лучей в материале
стенок путем фотоэлектрического поглощения, комптоновского
рассеяния и процесса образования пар, а	и — про-
беги соответствующих вторичных электронов в материале
стенок.
Для вывода уравнения (5.15) воспользуемся схемой, пред-
ставленной на фиг. 74. Предполагаем, что ^-лучи проходят
176
Глава 5
через центр трубки и что половина всех вторичных электронов,
возникающих в заштрихованной части, толщина которой 7?
равна пробегу вторичных электронов, достигает чувствительного
объема счетчика. Далее, полагаем также, что толщина стенок
счетчика не меньше пробега электронов с наибольшей энер-
гией, но в то же время не настолько велика, чтобы заметно
ослаблять пучок "[-лучей до поступления его в заштрихованную
область. При этих условиях вклад процесса фотоэлектрического
поглощения в одной стенке в величину эффективности регистра-
ции равен '/2(1 — или ЧгЯтУ, так как 7?тт<^ 1. Учтя
аналогичные вклады каж-
Рентгеновские
или у-лучи
Фиг. 74. К оценке эффективности реги-
страции -[-излучения счетчиком Гейге-
ра — Мюллера.
дого процесса на обеих стен-
ках счетчика, получим вы-
ражение (5.15), если вспо-
мним, что каждый акт про-
цесса образования пар при-
водит к возникновению двух
заряженных частиц.
Пробеги вторичных элек-
тронов можно найти по кри-
вой на фиг. 10, если из-
вестны энергии электронов.
Энергии фотоэлектронов и
электронов пар равны 1гч и
'/г ("v—1,02) Мэв соответ-
ственно, где hv — энергия
фотона. Комптоновские элек-
троны обладают сплошным
спектром энергий. Однако для этого расчета можно принять
среднее значение энергии равным	+ <’$)> где aa и as —
доли полного коэффициента поглощения, определяемого по фор-
муле Клейна и Нишины, обусловленные истинным поглощением
и рассеянием соответственно (см. §' 14).
В промежуточной области энергий "[-лучей, где основную
роль в создании вторичных электронов играет комптон-эффект,
материал стенок мало влияет на величину эффективности ре-
гистрации счетчика. Это объясняется тем, что пробег электро-
нов в веществе приблизительно обратно пропорционален Z, в то
время как коэффициент поглощения "f-лучей за счет комптон-
эффекта прямо пропорционален Z. В области малых энергий,
где преобладающим является. фотоэлектрический эффект, счет-
чики со стенками из материалов с большим Z обладают большей
эффективностью, поскольку т пропорционально Z5. В области
достаточно высоких энергий, где преобладает процесс образо-
вания пар, материалы с большими Z также дают большую эф-
фективность, поскольку х возрастает как Z2.
Счетчики Гейгера — Мюллера
177
Кривые на фиг. 75 представляют собой зависимость эффек-
тивности регистрации от энергии ^-излучения [16] для счетчиков
со стенками из алюминия, латуни и висмута. Кроме того, на гра-
фик нанесены некоторые значения для алюминия, вычисленные
при помощи формулы (5.15). Опубликованы [17, 18] и другие
результаты по измерению эффективности, которые, согласуясь
Фиг. 75. Зависимость эффективности регистрации от
энергии у-излучения для трех материалов катода [16].
Пунктирная кривая рассчитана для алюминиевого катода при помощи
уравнения (5.15).
в основном с данными на фиг. 75, отличаются от них в некото-
рых деталях. Почти линейное возрастание эффективности
с энергией фотонов в той области, где преобладает эффект Ком-
птона, связано с аналогичным возрастанием с энергией пробега
вторичных электронов в то время, как коэффициент поглощения
остается практически постоянным.
Данные на фиг. 75 следует рассматривать только как при-
ближенные, поскольку точные значения эффективности зависят
как от толщины стенок, так и от конфигурации катода. Увели-
чение эффективности регистрации при помощи катодов специ-
альной конструкции обсуждается в § 82.
12 В. Прайс
178
Глава 5
§ 80.	Использование счетчиков Гейгера — Мюллера
в дозиметрических приборах
Зависимость эффективности регистрации ^-излучения от энер-
гии имеет особенно важное значение при использовании счет-
чиков Гейгера — Мюллера в дозиметрах. В таких приборах
Постоянный потенциал, приложенный к рентгенов-
ской трубке, кв
Фиг. 76. Поправочный коэффициент для' дозиметра Вик-
торин 509 (модель 263А) со счетчиком Гейгера — Мюл-
лера [20].
/ — 15 мрентген^час без экрана, поглощающего (3-излучение;
2 — 5 мрентген^час без экрана, поглощающего [3-нзлучение; «? —1,7
мрентген[час без экрана, поглощающего (3-нзлучение; 4 — 15 мрент-
ген/час с экраном, поглощающим [3-излучение; 5 — 5 мрентген1час
с экраном, поглощающим (3-излучение; 6 — 1,7 мрентген1час с экраном,
поглощающим р-излучеиие.
скорость счета, измеренная счетчиком Гейгера — Мюллера, свя-
зана с мощностью дозы. Соотношение между скоростью счета
и мощностью дозы зависит в общем случае от энергии излуче-
ния, поэтому по шкале таких приборов можно получить лишь
Счетчики Гейгера — Мюллера
179
качественную характеристику реальной мощности дозы. Энерге-
тическую зависимость приборов такого типа исследовали Синк-
лер [19] и Дей [20]. Значения поправочного коэффициента, учи-
тывающего зависимость показаний прибора от энергии, для ти-
пичного прибора приведены на фиг. 76. Поправочный коэффи-
циент — это число, на которое следует умножить показания на
шкале прибора для получения правильного результата.
Как видно из выражения (4.37), мощность дозы в рентгенах
пропорциональна произведению коэффициента поглощения в воз-
духе на энергию фотона. Из формулы (5.15) следует, что ско-
рость счета пропорциональна произведению коэффициента по-
глощения в материале стенок счетчика на пробег вторичных
электронов. Поэтому в интервале энергий, в котором коэффи-
циент поглощения практически не зависит от атомного номера
поглотителя, поправочный коэффициент пропорционален отно-
шению энергии фотона к пробегу вторичного электрона. Умень-
шение этого отношения соответствует уменьшению поправоч-
ного коэффициента на фиг. 76 по мере увеличения энергии
в области энергий, больших 0,3 Мэв.
С другой стороны, при уменьшении энергии от величины
0,3 Мэв преобладающим процессом в поглощении 7-лучей ста-
новится фотоэлектрический эффект. Фотоэлектрическое погло-
щение быстро возрастает с увеличением атомного номера
поглотителя. С ростом поглощения в материале стенок по мере
уменьшения энергии фотонов поправочный коэффициент резко
уменьшается.
При очень малых энергиях поправочный коэффициент опять
возрастает, что связано с чрезмерным поглощением фотонов
при прохождении через счетчик. Это возрастание увеличивается
в том случае, если счетчик окружен экраном для поглощения
р-лучей. На фиг. 76 представлены кривые для счетчиков с экра-
ном и без него.
§ 81.	Полная эффективность регистрации 7-излучения
При регистрации 7-излучения счетчиком Гейгера — Мюллера
скорость счета связана с активностью 7-источника S соотноше-
нием (5.9), в котором ер должно быть заменено на ег Все
остальные члены формулы имеют то же самое значение, что и
раньше.
Важно отметить, что эффективность регистрации 7-излуче-
ния ет счетчиком Гейгера — Мюллера равна примерно 0,01 вме-
сто 1 для р-лучей. Кроме того, следует учесть зависимость эф-
фективности от энергии 7-лучей, от материала и толщины сте-
нок трубки. Приближенные значения можно найти по кривым
на фиг. 75 или вычислить по формуле (5.15). Однако для
12*
180
Глава 5
точных измерений желательно определить величину экспери-
ментально для конкретного применяемого счетчика.
Геометрический фактор можно найти способом, который был
использован в § 75. Уравнение (5.10) справедливо для случая,
когда источник, расположен на оси торцового счетчика. Однако
при работе с ^-источниками цилиндрическая счетная трубка
обычно облучается сбоку точечным источником. Для случая,
когда линия, проведенная от источника к центру трубки, пер-
пендикулярна к оси трубки, геометрический фактор дается фор-
мулой [21]:
„	1	.	RLft	.
G = — arctg----------'-------гг -4-
Л & [(d2 — £2) (Ь* — Я2)]‘Л
, ZJ?2 Г R R Л	ЗЯ«\ . dR (.	Я2?''']
+ LarCC0S d d V d1 ) V	d2 ) J ’
(5.16)
где R — радиус счетчика;
L — длина;
d — расстояние от центра трубки до источника;
Во многих случаях расстояние d от источника до счетчика до-
статочно велико, так что геометрический фактор можно апрок-
симировать формулой
(5.17)
где А — площадь поперечного сечения счетчика.
При работе с -[-излучением поглощением в источнике и
в промежутке между источником и счетчиком можно прене-
бречь. Кроме того, благодаря большой проникающей способности
7-лучей относительно легко приготовить достаточно тонкую под-
ложку для источника, чтобы можно было пренебречь обратным
рассеянием. Однако если все эти факторы существенны, то по-
правочные коэффициенты можно вычислить или измерить мето-
дами, которые были рассмотрены в § 76.
СЧЕТЧИКИ ГЕЙГЕРА-МЮЛЛЕРА ДЛЯ СПЕЦИАЛЬНЫХ ЦЕЛЕЙ
§ 82. Счетчики с высокой эффективностью регистрации у-лучей
Счетчики Гейгера — Мюллера, как отмечалось уже в § 79,
обладают малой эффективностью регистрации 7-лучей. Из кри-
вых на фиг. 75 очевидно, что некоторого увеличения эффектив-
ности можно добиться, используя вещества с высокими Z в ка-
честве материала стенок счетчика. Кроме того, эффективность
Счетчики Гейгера — Мюллера
161
регистрации увеличивается, если применять счетчики с катодом
в виде мелкой сетки [22] или если использовать счетчик, пред-
ставляющий собой комбинацию пластин и ребристой поверхно-
сти, прикрепленной к катоду [23]. Счетчик из нержавеющей
стали, сконструированный по последнему из указанных способу,
оказался [23] почти в 5 раз более эффективным для регистра-
ции 7-лучей с энергией 0,37 Мэв (J131), чем торцовый стеклян-
ный счетчик обычной конструкции. Увеличение эффективности
Латунная проволока,
диаметром 0,1см
К насосу
Вольфрамовая
А проволока —-
диаметром 0.01см
Трубка со
стенками ~-
из висмута
Алюминиевая (роль га
толщиной 8мк ~~~
Плексиглас
Латунная
втулка
Латунные
труВки
0	1 г 3 А 5 см
а	5 Разрез по А А
Фиг. 77. Многосекционный счетчик Гейгера—Мюллера для регистрации
7-излучения [24].
регистрации связано с возрастанием площади катода, с которой
испускаются вторичные электроны, попадающие в чувствитель-
ный объем счетчика.
Многосекционные счетчики Гейгера — Мюллера для реги-
страции ^-излучения изучал Граф [24]. Он описал прибор, со-
стоящий из 24 счетчиков, включенных параллельно. Все счет-
чики были заключены в общую оболочку и имели катоды в виде
латунных сеток, покрытых висмутом. На фиг. 77 показана схема
этого устройства. Было установлено, что эффективность этого
счетчика в несколько раз превышает эффективность обычного
счетчика. Кроме того, достоинством этого счетчика является
малая величина мертвого времени, порядка 3 или 4 мксек.
Малое мертвое время счетчика связано с тем фактором, что
182
Глава 5
развитие разряда ограничивается той секцией, в которой этот раз-
ряд возникает. Таким образом, если в данный момент времени
одна из секций находится в состоянии нечувствительности, то
импульс напряжения на выходе счетчика может возникнуть за
счет разряда в одной из остальных 23 секций.
Другой вариант многосекционного счетчика схематически
изображен на фиг. 78. Счетчик предназначен для регистрации
рентгеновского излучения с энергией 8 кэв [25]. Он состоит из
Фиг. 78. Счетчик Гейгера — Мюллера для регистра-
ции рентгеновского излучения с энергией 8 кэв.
10 ячеек, каждая из которых имеет длину 2,5 см и площадь ка-
тода, приблизительно равную 1 см2. Все ячейки располагаются
перпендикулярно к пучку лучей. В каждой ячейке имеется от-
верстие, через которое проходит излучение, не касаясь стенок
счетчика. Вторичные электроны, которые приводят к возникно-
вению разряда, создаются при поглощении излучения в газе,
наполняющем счетчик. Последний снабжен очень тонким берил-
лиевым окном для того, чтобы свести к минимуму поглощение
мягких рентгеновских лучей в окне. Счетчик имеет малое мерт-
вое время, поэтому он способен работать при больших скоро-
стях счета, вплоть до 10 000 имп/сек.
§ 83.	Интегрирующий счетчик
В последнее время разработан еще один вариант счетчика
Гейгера — Мюллера, называемый интегрирующим счетчиком
[26]. Обнаружено, что счетчики специальной конструкции могут
работать в поле излучения высокой интенсивности, причем ме-
рой величины потока излучения служат не отдельные импульсы,
а средний ток, протекающий через счетчик.
Средний ток интегрирующего счетчика может доходить до
50 мка. В качестве-интегрирующих счетчиков обычно исполь-
зуются галогенные счетчики, так как их срок службы практи-
Счетчики Гейгера — Мюллера
183
чески неограничен. Чтобы электроды счетчика могли выдержать
большие токи, они подвергаются специальной обработке. Сред-
ний ток на выходе счетчика сильно зависит от величины прило-
женного к счетчику напряжения. Поэтому при работе с инте-
грирующими счетчиками требуется источник питания с высокой
стабильностью напряжения.
§ 84.	Счетчики с внутренними источниками излучения
В конструкции некоторых счетчиков Гейгера — Мюллера
предусматривается возможность введения исследуемого веще-
ства внутрь счетчика. В этих случаях геометрический фактор
равен по меньшей мере 0,5. Кроме того, поскольку в таких счет-
чиках излучение не должно проникать сквозь окошко, можно
работать с изотопами, испускающими очень мягкое (3-излуче-
ние, как, например, С14.
Один из вариантов счетчиков без окошка известен под на-
званием счетчика с сеткой [27]. Катодом счетчика служит мед-
ная сетка, с размером ячеек 10 меш. Образец помещается вну-
три цилиндра, который окружает сетчатый катод. После сборки
счетчик вместе с источником откачивается и наполняется смесью
аргона и этилена при давлении 9,5 и 0,5 см рт. ст. соответст-
венно.
Другие варианты счетчиков Гейгера — Мюллера, предназна-
ченные для введения источников излучения в чувствительный
объем, были описаны Тетом и Хэггом [28], а также Брауном и
Миллером [29]. Кроме того, для этих целей используют также
проточные счетчики, некоторые из них рассматриваются в § 90.
§ 85.	Фоточувствительные счетчики Гейгера — Мюллера
Так как счетчики Гейгера — Мюллера чувствительны к ка-
ждому отдельному электрону, то их можно использовать для
регистрации фотонов ультрафиолетового и видимого света при
условии, что свет вызывает фотоэлектрическую эмиссию внутри
счетчика. Если счетчик Гейгера — Мюллера предназначен для
регистрации ядерного излучения, то его фоточувствительность
можно исключить, применяя непрозрачную для света оболочку,
или специально обработать внутренние поверхности.
Обзор работ по конструированию и применению счетчиков,
в которых используется их фоточувствительность, сделан Ман-
девиллем и Шербом [30]. Некоторым исследователям удалось
получить счетчики Гейгера — Мюллера с хорошей чувствитель-
ностью в ультрафиолетовой области. Типичные значения кван-
товых эффективностей составляют 10~2—10-> электронов на
1 квант.
184
Глава 5
Фоточувствительные счетчики Гейгера — Мюллера обладают
гораздо более высокой чувствительностью к световым потокам
малой интенсивности, чем обычные фотоэлементы. Это объяс-
няется большим усилением тока при разряде в счетчике. Чув-
ствительность счетчика близка к чувствительности фотоэлек-
тронного умножителя (см. гл. 7), однако недостатком фотоумно-
жителей по сравнению с фоточувствительным счетчиком
является большая сложность как самого фотоумножителя, так
и связанной с ним электронной аппаратуры. С другой стороны,
счетчики Гейгера — Мюллера имеют гораздо большее мертвое
время, чем фотоумножители. Для большинства применений фо-
тоумножители оказались более подходящими, чем фоточувстви-
тельные счетчики Гейгера — Мюллера.
§ 86.	Счетчики с полыми собирающими электродами
и плоско-параллельные счетчики Гейгера — Мюллера
Вплоть до последнего времени в конструкциях счетчиков
Гейгера — Мюллера собирающим электродом служила тонкая
нить, как уже отмечалось в этой главе. Собирающий электрод
малого диаметра необходим для достижения гашения в боль-
шинстве применяющихся для наполнения газах. Кроме того,
увеличение диаметра со-
бирающего электрода при-
водит к более высоким ра-
бочим напряжениям, к
увеличению наклона пла-
то, к уменьшению вели-
чины плато.
Хермсен с сотр. [31] по-
казали, что использова-
ние низковольтных гало-
генных примесей (см.
§ 70) позволяет осуще-
ствить конструкцию удобного счетчика Гейгера — Мюллера с со-
бирающим электродом большой площади. Были исследованы
цилиндрические счетчики с большими полыми собирающими
электродами и плоско-параллельные счетчики. Счетчики обеих
конструкций обладают достаточно хорошими счетными харак-
теристиками.
Такие отклонения от обычной конструкции счетчиков Гей-
гера — Мюллера привели в результате к счетчикам с более
удобной для некоторых применений геометрией. Кроме того,
мертвое время счетчиков с собирающими электродами большой
площади может быть сделано гораздо меньшим, чем в счетчи-
ках с тонкими нитями.
Слюдяное окошко
Фиг. 79. Плоско-параллельный счетчик
Гейгера — Мюллера [31J.
Счетчики Гейгера — Мюллера
185
Плоско-параллельный счетчик схематически изображен на
фиг. 79. Слюдяное окошко может изнутри покрываться проводя-
щим слоем или поддерживаться металлической сеткой. Счетные
характеристики этого счетчика приведены на фиг. 80 и 81. За-
висимость скорости счета от напряжения (фиг. 80) и зависи-
Приложенное напряжение, в
Приложенное напряжение, в
Фиг. 81. Зависимость мертвого вре-
мени от напряжения для плоско-па-
раллельного счетчика Гейгера-Мюл-
лера [31].
Фиг. 80. Зависимость скорости счета
от напряжения для плоско-параллель-
ного счетчика Гейгера — Мюллера
[31].
мость мертвого времени от напряжения (фиг. 81) сильно изме-
няются при изменении сопротивления R, включенного последо-
вательно со счетчиком. При высоких значениях R счетчики
имеют большое плато. С другой стороны, малое мертвое время
можно получить только при малых R.
§ 87.	Игольчатый счетчик
Весьма полезным для медицинских целей оказался счетчик
Гейгера — Мюллера, носящий название игольчатого счетчика
[32]. Счетчик такого типа схематически изображен на фиг. 67, в.
Оболочка чувствительного объема такого счетчика представляет
собой тонкую стальную трубку диаметром около 2—3 мм со
стенками толщиной порядка 0,1 мм. Длина чувствительного
объема составляет примерно 1 см. Благодаря своей форме и
малым размерам игольчатый счетчик можно использовать в ка-
честве зонда в мягких тканях и в других аналогичных случаях.
Задачи
1.	Счетчик Гейгера—Мюллера, содержащий аргон прн давлении
90 мм рт. ст. и пары спирта при давлении 10 мм рт. ст., имеет срок службы,
равный 1010 разрядов. Определить число молекул спирта, диссоциирующих
186
Глава 5
в одном разряде, если счетчик считается вышедшим из строя тогда, когда
все молекулы спирта диссоциировали.
2.	Счетчик Гейгера — Мюллера, разрешающее время которого равно
200 мксек, используется для счета в течение 2 мин при скорости счета
20 000 имп/мик. Следует ли учитывать потери за счет мертвого времени по
сравнению с другими имеющимися ошибками?
3.	Наклон плато характеристики счетчика Гейгера — Мюллера равен 10%
на 100 в. Какая требуется степень стабилизации источника питания, если
не допускается изменений в эффективности, больших чем 0,5%?
4.	Имеется 3-излучатель с максимальной энергией Р-лучей 1 Мэв. Найти
выраженную в процентах долю частиц, проходящих сквозь стенки счетчика
толщиной 25 мг/см2.
5.	Вычислить активность 3-источника на основании следующих данных,
полученных с торцовым счетчиком Гейгера—Мюллера:
Толщина поглотителя. мг/сл^	Скорость счета, имп1мин	Коэффициент пересчета
0	460	64
7,5	434	64
14,0	407	64
20,5	394	64
29.0	370	64
Фон	0,5	64
Счетная установка имела следующие характеристики: расстояние от окна
счетчика до источника 4 см; толщина окна 2 мг/см2, тонкий источник (само-
поглощением пренебрегаем) нанесен на алюминиевую пластинку толщиной
3,17 мм; разрешающее время равно 150 мксек; геометрический фактор 0,05.
6.	Бета-источник имеет толщину 30 мг/см2. Оценить величину само-
поглощенин, если максимальная энергия испускаемых ₽-частиц 0,25 Мэв.
7.	Явления поглощения и обратного рассеяния лежат в основе прибора
для измерения толщины. Оценить пределы толщин, для измерения которых
можно применить прибор, основанный на измерении прошедшего потока
излучения и обратно рассеянного потока излучения.
8.	Оценить точность формулы (5.15).
9.	Объяснить, почему эффективность регистрации Т-излучения счетчиком
Гейгера — Мюллера представляет собой почти линейную функцию от энергии
излучения в диапазоне от 0,2 до 2 Мэв.
10.	Предлагается такой способ поисков потерянных мячей для игры
в гольф: в мяч вводится радиоизотоп, поиски производятся при помощи
счетчика Гейгера — Мюллера. Вычислить необходимую активность источника,
вводимого в мяч, при которой счетчик Гейгера—Мюллера на расстоянии
10 м от мяча давал бы удвоенную по сравнению с фоном скорость счета.
Полагаем, что эффективная площадь поперечного сечения счетчика 10 см2;
Счетчики Гейгера — Мюллера
187
эффективность е? = 0,01; скорость счета фона 30 ими) мин. Кроме того,
найти число мячей, которые создают мощность дозы в 7,5 мрентген/час
на расстоянии 50 см, если применяется радиоизотоп Со60.
11.	Доказать, что выражение (5.16) при больших значениях d можно
апроксимировать формулой (5.17).
12.	Вычислить геометрический фактор для точки, расположенной на
расстоянии 10 см по перпендикуляру от оси цилиндрического счетчика,
длина и радиус которого равны 10 и 1 см соответственно. Сравнить прибли-
женное значение, полученное по формуле (5.17), с более точным значением.
ЛИТЕРАТУРА
1.	Mandeville С. Е., Nucleonics, 8, 8 (June, 1951).
2.	Wilkinson D. H., Ionization Chambers and Counters, London, 1950,
Ch. 7.
3.	J p г d a n W. H., частное сообщение.
4.	Neher H. V., Pickering W. H„ Phys. Rev., 53, 316 (1938).
5.	Trost A., Zs. f. Phys., 105, 399 (1937).
6.	S p a tz W. D. B., Phys. Rev. 64, 236 (1943).
7.	L i eb s о n S. H., Fr i e d m a n H., Rev. Sci. Instr., 19, 303 (1948).
8.	S fever H. G., Phys. Rev., 61, 38 (1942).
9.	Kohman T. D., в книге The Transuranium Elements eds. G. T. Seaborg
et al., National Nuclear Energy Series, div. IV, Vol. 14B, New York,
1950, Pt. II.
10.	Zumwalt L. R., U. S. Atomic Energy Comm. Document AECU-567, 1950.
11.	Burt В. P., Nucleonics, 5, 28 (August, 1949).
12.	Calvin M. et al., Isotopic Carbon, New York, 1949, Ch. 3.
13.	G1 e a s о n G. I., Taylor J. D., Tabern D. L., Nucleonics, 8, 27
(May, 1951).
14.	Schweitzer G. K-, Stein B. R., Nucleonics, 7, 65 (September, 1950).
15.	Seliger H. H., Schwebel A., Nucleonics, 12, 54 (July, 1954).
16.	Bradt H. et al., Helv. Phys. Acta, 19, 77 (1946).
17.	Jurney E. T., Maien schein F., Rev. Sci. Instr., 20, 932 (1949).
18.	Hart R. J., Russel K., Steffen R. Phys. Rev., 81, 460 (1951).
19.	S i n с 1 a i r W. K-, Nucleonics, 7, 21 (December, 1950).
20.	Day F. H., Natl. Bur. Standards (U. S.), Circ., 507 (1951).
21.	Nor ling F., Arkiv Mat. Astron. Fysik, A27, 27 (1941).
22.	E v a n s R. D., Mugele R. A., Rev. Sci. Instr., 7, 441 (1936).
23.	Tr a c er 1 a b, Inc., частное сообщение.
24.	Graf T., Rev. Sci. Instr., 21, 285 (1950).
25.	Victoreen Instrument Company, частное сообщение.
26.	Anton N., Proceedings of the International Conference on the Peaceful
Uses of Atomic Energy, Vol. 14, New York, 1956, p. 279. (Имеется
перевод в Материалах межд. конф, по мирному использованию
атомной энергии, Женева, 1955, т. 14, М., 1958, стр. 337.)
188
Глава 5
27.	Anderson Е. С., Arnold J. R., Libby W. F., Rev. Sci. Instr., 22, 225
(1951).
28.	T a i t J. F., Hagges G. H., Journ. Sci. Instr., 26, 269 (1949).
29.	Brown S. C., Miller W. W., Rev. Sci. Instr.,- 19, 360 (1948).
30.	Mandeville С. E., Scherb M. V., Nucleonics, 7, 34 (November, 1950).
31.	Hermsen J., Jaspers A. M. J., Kroay eveld P., van Duuren K-,
Proceedings of the International Conference on the Peaceful Uses of
Atomic Energy, Vol. 14, New York, 1956, p. 275. (Имеется перевод
в Материалах межд. конф, по мирному использованию атомной
энергии, Женева, 1955, т. 14, М., 1958, стр. 332.)
32.	Robinson С. V., Rev. Sci. Instr., 21, 82 (1950).
ГЛАВА
6
ПРОПОРЦИОНАЛЬНЫЕ СЧЕТЧИКИ
Счетчики, работающие в области напряжения, при котором
имеет место газовое усиление, но еще сохраняется пропорцио-
нальность между сигналом на выходе и энергией частицы, пред-
ставляют собой очень удобный детектор ядерного излучения.
Эта область напряжения лежит между областями работы иони-
зационной камеры и счетчика Гейгера — Мюллера и назы-
вается, как указывалось в § 20, пропорциональной областью.
Счетчики, работающие в этой области напряжения, как и иони-
зационные камеры, можно использовать в импульсном режиме
и в режиме среднего тока. Наибольшее распространение полу-
чили счетчики в импульсном режиме, им и посвящена настоя-
щая глава. Счетчики такого типа обычно называются пропор-
циональными счетчиками.
Применение пропорциональных счетчиков в режиме среднего
тока для измерения малых уровней радиации изучалось в ра-
боте [1]. Прибор с пропорциональным счетчиком в качестве
детектора может быть гораздо дешевле прибора с ионизацион-
ной камерой. Удешевление аппаратуры связано с тем, что для
пропорционального счетчика требуется менее чувствительный
электрометр для измерения постоянного тока, чем для иониза-
ционной камеры.
В предыдущих главах было рассмотрено применение им-
пульсных ионизационных камер и счетчиков Гейгера —Мюллера
для изучения отдельных частиц. В первом из этих детекторов
сохраняется прямая пропорциональность между величиной на-
чальной ионизации и импульсом на выходе, однако амплитуда
импульса крайне мала. Во втором детекторе благодаря боль-
шому коэффициенту газового усиления импульс на выходе имеет
большую амплитуду, но она не зависит от начальной ионизации.
Достоинством пропорциональных счетчиков по сравнению с рас-
смотренными детекторами является достаточно большая ампли-
туда импульса наряду с сохранением ее пропорциональности
величине начальной ионизации.
Пропорциональные счетчики особенно удобны для измерения
(3-излучения, поскольку обычные ионизационные камеры для.
190
Глава 6
этого случая недостаточно чувствительны. Пропорциональные
счетчики можно использовать для измерения гораздо больших
скоростей счета, чем счетчики Гейгера — Мюллера, так как
можно получить пропорциональные счетчики с высокой разре-
шающей способностью. При спектроскопии |3-излучения малой
энергии пропорциональные счетчики могут дать лучшее разре-
шение, чем сцинтилляционные счетчики.
ПРИНЦИПЫ ДЕЙСТВИЯ ПРОПОРЦИОНАЛЬНЫХ СЧЕТЧИКОВ
§ 88.	Введение
Процесс газового усиления происходит в пропорциональном
счетчике таким же образом, как в счетчике Гейгера — Мюллера
(см. § 67). Однако разряды в этих двух типах детекторов суще-
ственно различаются механизмом прекращения разряда и ве-
личиной коэффициента газового усиления.
В счетчике Гейгера — Мюллера разряд прекращается тогда,
когда чехол положительных ионов полностью окружает соби-
рающий электрод, в пропорциональном счетчике — когда все
электроны из газового объема собираются на электроде.
В счетчиках Гейгера — Мюллера разряд продолжается до
тех пор, пока не создается определенное количество пар ионов,
причем это количество не зависит от начального числа пар
ионов, вызвавшего вспышку разряда. В каждом разряде со-
здается от 108 до 1010 пар ионов. Точное значение этой вели-
чины зависит от типа счетчика и условий его работы.
В пропорциональных счетчиках число пар ионов в разряде
является функцией начальной ионизации, а также зависит от
характеристик и условий работы счетчиков. Коэффициент газо-
вого усиления изменяется от 1 до 104. При малых значениях на-
чальной ионизации, вплоть до одной пары ионов [2], коэффи-
циент газового усиления может принимать значения до 105. Об-_
ласть значений выше 106 является переходной областью к ре-
жиму работы счетчиков Гейгера — Мюллера.
Первичные электроны при столкновениях с нейтральными
молекулами газа создают вторичные электроны. Образование
вторичных электронов сопровождается эмиссией фотонов света.
Если £ — вероятность того, что вторичный электрон путем фото-
эмиссии образует третичный электрон, то коэффициент газового
усиления М можно записать в виде
Л4=/+8/2 + £2/з+ ...	(6.1)
Здесь через f обозначен коэффициент газового усиления в на-
чальной лавйне, т. е. то значение коэффициента газового усиле-
П ропорциональные счетчики
191
ния, которое он имел бы при отсутствии фотоионизации. Выра-
жение (6.1) получено в предположении, что член е/ меньше еди-
ницы.
Для сохранения прямой пропорциональности выходного сиг-
нала величине начальной ионизации коэффициент газового уси-
ления М должен быть независимым от начальной ионизации.
Фиг. 82. Зависимость коэффициента газового усиления М
от напряжения на счетчике [3].
Счетчик заполнялся аргоном чистоты 99,6% при давлениях 10 и
40 см рт. ст. Диаметр нити 0,25 мм, диаметр катода 22 мм.
Это условие выполняется, если пространственный заряд,
положительных ионов не очень велик, а первичные электроны
проходят одинаковые пути в части счетчика, где имеет место га-
зовое усиление. Если при первичной ионизации образуется одна
пара ионов, то коэффициент газового усиления может достигать
10б, прежде чем пространственный заряд начнет нарушать про-
порциональность. Для больших величин начальной ионизации
192
Г лава 6
коэффициент газового усиления должен быть пропорционально
меньше. Зависимость вторичной ионизации от места возникнове-
ния первичной ионизации исключается соответствующим устрой-
ством пропорционального счетчика. Собирающим электродом
в пропорциональных счетчиках всегда служит тонкая нить диа-
.метром порядка 0,025 мм. Следовательно, электрическое поле
достаточно велико только в непосредственной близости к этому
электроду. Поэтому практически вся вторичная ионизация про-
исходит вблизи нити. Объем этой области пренебрежимо мал
по сравнению с полным объемом, в котором происходит первич-
ная ионизация, поэтому вероятность того, что произойдет сни-
жение коэффициента газового усиления, связанное с местом
возникновения первичной ионизации, мала.
Действительное значение коэффициента газового усиления
находится экспериментально [3]. Зависимость коэффициента
газового усиления от напряжения между собирающим элек-
тродом и катодом цилиндрического счетчика представлена на
фиг. 82. Параметром кривых служит давление аргона.
Добавление многоатомных газов к чистым газам, таким, как
аргон и гелий, приводит к уменьшению зависимости величины!
М от приложенного напряжения: Например, смесь 10% метана
и 90% аргона, известная под названием «газ Р-10», предста-
вляет собой хорошее наполнение для пропорциональных счет-
чиков; удовлетворительной является смесь 4% изобутана и
96% гелия. Стабилизирующее действие многоатомных газов ос-
новано на снижении ими фотоэмиссии путем поглощения фото-
нов. Большие значения коэффициента газового усиления удается
получить только в газах, обладающих этйм свойством.
§ 89.	Форма импульса и разрешающее время
Анализ формы импульсов, который проводился в § 67
для счетчиков Гейгера — Мюллера, можно перенести и на
пропорциональные счетчики. Этот анализ даже лучше соот-
ветствует пропорциональному счетчику, поскольку пренебреже-
ние пространственным зарядом является для него значительно
лучшим приближением, чем для счетчика Гейгера — Мюллера.
Большая часть наведенного заряда, как уже отмечалось
в § 67, связана с начальным движением положительных ионов.
Далее было показано, что применение цепей с постоянными
времени, малыми по сравнению со временем собирания положи-
тельных ионов, приводит к образованию коротких импульсов,
амплитуда которых пропорциональна величине начальной иони-
зации и не зависит от места возникновения этой ионизации
в чувствительном объеме.
Пропорциональные счетчики
193
Разрешающее время пропорционального счетчика зависит от
способа его применения. Если счетчик предназначен только для
определения числа импульсов, то время, которым должны быть
разделены импульсы, гораздо меньше, чем в том случае, когда
требуется проводить еще и измеренйе энергии.
В пропорциональных счетчиках чехол положительных ионов
не распространяется вдоль нити. Следовательно, счетчик спосо-
бен регистрировать следующую частицу и усиливать импульс до
тех пор, пока чехол ионов не образуется на собирающем элек-
троде в другом месте. При увеличении коэффициента газового
усиления чехол положительных ионов распространяется и раз-
решающая способность понижается.
Для простого счета частиц разрешающее время пропорцио-
нального счетчика можно сделать малым, порядка 0,2—0,5 мксек.
Разрешающее время счетчика определяется длительностью
фронта импульса. Это время принципиально ограничивается
различием в промежутках времени, которые затрачиваются
электронами на прохождение путей от концов первичной ко-
лонки ионов до собирающего электрода. В применениях пропор-
циональных счетчиков часто не детектор, а предусилитель и пе-
ресчетная схема лимитируют разрешающее время всей счетной
установки.
Если требуется точно измерить аплитуду импульсов, то сле-
дует исключить возможные ошибки в амплитуде за счет нали-
чия в счетчике ионизации от предыдущих импульсов. Поэтому
для измерений высокой точности интервал между импуль-
сами должен быть во всяком случае не меньше времени
собирания положительных ионов, т. е. порядка 100 мксек.
Однако для большинства экспериментов промежуток времени
между импульсами может быть меньше этой величины, по-
скольку влияние положительных ионов быстро уменьшается по
мере их удаления от области, непосредственно прилегающей
к нити.
Величину импульса на входе усилителя, следующего за про-
порциональным счетчиком, можно оценить на основании ана-
лиза, проведенного в § 67. Эта величина получается равной при-
мерно Q,5MNpe/C, где М — коэффициент газового усиления,
N — число первичных ионов, С — емкость входной цепи и счет-
чика (см. § 67).
Пример 1. Вычислить величину коэффициента газового уси-
ления М, необходимого для регистрации электронов с энергией
10 кэв, которые всю энергию расходуют в газе счетчика. Сум-
марная емкость входа усилителя и счетчика равна 20 пф; вход-
ная чувствительность усилителя составляет 1 мв.
13 В. Прайс
194
Глава 6
Решение. Принимая значение энергии, необходимое для об-
разования одной пары ионов, равным 32,5 эв, получаем
^ = & = 308-
Поэтому необходимая величина М находится из соотношения
М =	= (Ю~3) (20-Ю-12)	= 8 j 0.
0,5 Ау-	(0,5) (308) (1,6 • 10 -19)
ТИПЫ ПРОПОРЦИОНАЛЬНЫХ СЧЕТЧИКОВ И ИХ ПРИМЕНЕНИЕ
§ 90.	Проточные счетчики
Широкое применение получил детектор, называемый обычно
проточным счетчиком. Несмотря на то, что в принципе работа
проточного счетчика не ограничивается пропорциональной об-
ластью, большинство подобных детекторов работают как про-
порциональные счетчики.
Ф и г. 83. Проточный счетчик без окошка.
Даны фотография н схематическое изображение счетчика, установленного в свинцовой защите.
Тонкое окошко (15G мкг/см*) может отсутствовать.
Фотографии двух типов промышленных проточных счетчи-
ков приведены на фиг. 83 и 84. Отличительными особенностями
этих счетчиков является то, что газ непрерывно продувается
сквозь них и что образец можно поместить внутрь специальной,
предназначенной для него камеры. Именно такой счетчик и на-
зывают проточным счетчиком без окошка.
После того как камера открывается (например, для замены
образца), счетчик прочищается быстрым продуванием газа.
Пропорциональные счетчики
195
В процессе счета скорость продувания газа можно уменьшить
примерно до одного пузырька в 1 сек, так что расход газа не-
велик. Удобными для продувания счетчиков оказались смеси:
10% метана и 90% аргона или 4% изобутана и 96% гелия. Од-
нако простые газы>, такие, как аргон, метан, гелий или любой
другой газ с малым коэффициентом прилипания электронов,
можно использовать только в тех случаях, когда требуется ма-
лая величина коэффициента газового усиления, как, например,
при регистрации а-частиц.
Фиг. 84. Проточный счетчик без окошка.
Даны фотография собранного счетчика и отдельных его деталей, а также схема счетчика.
/ — место крепления нити; 2, 3 —отверстия для газа; 4 —кольцевое уплотнение.
Выпускаются проточные счетчики с различной геометрией,
обычно не цилиндрические. Так, на фиг. 83 и 84 изображены
полусферические счетчики. Собирающим электродом в счетчи-
ках служит очень тонкая нить толщиной от 0,025 до 0,05 мм.
Собирающий электрод или свертывается в петлю и привари-
вается к проводнику, укрепленному в единственном изоляторе,
или в виде прямого отрезка нити подвешивается между двумя
изоляторами.
Плато проточного счетчика находится из зависимости ско-
рости счета от величины приложенного напряжения точно так
же, как для счетчика Гейгера — Мюллера. Существенное отли-
чие от счетчика Гейгера — Мюллера состоит в том, что для про-
точных счетчиков плато различной величины получается для ча-
стиц с разными значениями величины начальной ионизации.
Например, для счетчика, показанного на фиг. 84, с усилителем,
13*
196
Глава 6
имеющим коэффициент усиления 200, и дискриминатором с по-
рогом 0,2 в была получена счетная характеристика, изображен-
ная на фиг. 85. Эта кривая получена с Ra-D-E-F-источ-
ником, испускающим и а-, и ₽-частицы. Газ, наполняющий счет-
чик, представлял собой смесь 10% метана и 90% аргона. Со-
бирающим электродом служила петля из платиновой проволоки
диаметром 0,025 мм.
Напряжение начала счета для а-плато соответствует усло-
вию, при котором коэффициент газового усиления оказывается
800	1000	7200	1400	1600	1800
Напряжение, в
Фиг. 85. Счетная характеристика проточного пропорционального счетчика.
Кривая получена с Ra-D-E-F-источииком, выпускаемым Национальным Бюро Стандартов.
достаточным, чтобы импульсы от а-частиц с наибольшей энер-
гией, полностью потерявших энергию в счетчике, превышали
порог дискриминатора. По мере увеличения напряжения дости-
гается область, в которой все а-частицы создают импульсы, про-
пускаемые дискриминатором. Эта область соответствует плато.
Рабочее напряжение для счета а-частиц выбирается в середине
плато.
Дальнейшее увеличение напряжения приводит к новому воз-
растанию скорости счета. Это происходит, когда коэффициент
газового усиления становится достаточно большим для того,
чтобы регистрировались импульсы от |3-частиц. После некоторой
переходной области достигается |3-плато. Поскольку ^-частицы
имеют широкий энергетический спектр, |3-плато обладает боль-
шим наклоном, чем а-плато.
Скорость счета фона на а-плато может быть малой величи-
ной, порядка 0,1 имп!мин. Эти импульсы вызываются а-части-
цами, которые испускаются a-активными веществами, имеющи-
мися в счетчике в виде загрязнений поверхности или в виде
составной части материала стенок.
П ропорциональные счетчики
197
Скорость счета фона на |3-плато в основном обусловлена
внешними источниками — космическим излучением или 7-излу-
чением. Типичное значение скорости счета фона для счетчиков
такого типа, который показан на фиг. 84, равно 50 имп[мин.
§ 91.	Регистрация «-частиц при помощи
пропорциональных счетчиков
Проточные счетчики без окошка широко используются для
регистрации а-частиц. Применение подобных детекторов осо-
бенно привлекательно потому, что. исключается необходимость
в тонкой окне. Кроме того, если детектор работает в пропор-
циональной области, то можно регистрировать а-частиць! в при-
сутствии интенсивных потоков 7- и |3-излучения. Импульсы от
|Э-частиц и вторичных электронов из-за малой удельной иониза-
ции электронов можно отсечь дискриминатором. Ограничение
наступает в том случае, когда фон от р- и 7-лучей становится
настолько большим, что наложение фоновых импульсов приво-
дит к частому возникновению импульсов достаточно большой
величины, сравнимых с импульсами от а-частиц.
Благодаря малому значению собственного фона проточных
счетчиков их можно использовать для измерения очень малых
a-активностей. Это свойство делает проточные счетчики особенно
полезными для обнаружения радиоактивных загрязнений.
Полная эффективность проточных счетчиков без окошка за-
висит от меньшего числа факторов, чем эффективность торцо-
вого счетчика Гейгера — Мюллера. Так как эти факторы можно
вычислить с хорошей точностью, то детекторы рассматривае-
мого типа оказываются удобными для абсолютного измерения
активностей а- и p-источников.
Если образец помещен внутрь счетчика, то единственными
коэффициентами в формуле (5.9), которые следует вычислить,
являются коэффициенты, учитывающие геометрические условия,
обратное рассеяние и самопоглощение в источнике. Коэффици-
енты, учитывающие собственную эффективность счетчика, крат-
ные импульсы и поглощение на пути от источника до счетчика,
можно принять равными 1. Кроме того, вследствие малой вели-
чины разрешающего времени поправкой на мертвое время
в пропорциональных счетчиках можно пренебречь до скоростей
счета, равных 100 000 имп!мин и более.
Пример 2. Оценить величины скоростей счета, при которых
потери за счет мертвого времени равны 1 % для пропорциональ-
ного счетчика и для счетчика Гейгера — Мюллера.
Решение. Из выражения (2.3) следует, что потери за счет
мертвого времени равны 100 /ж, где m — истинная скорость
198
Глава 6
счета, at — разрешающее время. Полагаем, что мертвое время
в пропорциональном счетчике и в счетчике Гейгера — Мюллера
равно 0,5 и 250 мксек соответственно. Тогда искомые величины
скоростей счета равны соответственно:
для пропорциональных счетчиков
т — —— = .  . 1 ----тг- — 2 • 104 имп^сек
100т	(102)(0,5- IO”6)
и для счетчиков Гейгера—Мюллера
т = /	/ -----г, = 40 имп 'сек.
(102) (259 • 10-6)
Кэртис и др. [4] исследовали применение проточных счетчи-
ков типа, изображенного на фиг. 84, для абсолютных измере-
ний a-активностей. Соотношение между скоростью счета п и
активностью источника 5 имеет вид
n = SGfsfb,	(6.2)
где fs—коэффициент, учитывающий самопоглощение, a fb~
коэффициент, учитывающий обратное рассеяние; G — геометри-
ческий фактор.
Фиг. 86. Проточный 2л-счетчик без окошка.
Для установки, изображенной на фиг. 86, геометрический
фактор можно с хорошим приближением считать равным 0,5.
Счетчик такого типа называется 2тг-счетчиком, так как он реги-
стрирует частицы, вылетающие из источника, в телесном угле 2it.
Коэффициентом обратного рассеяния для а-частиц нельзя пре-
небречь, несмотря на то, что его значение не так велико, как для
р-частиц. Кэртис и др. [4] вычислили fh при помощи кривых по-
глощения в алюминии. Эти кривые снимались путем наложения
алюминиевых поглотителей непосредственно на источник. Три та-
кие кривые представлены на фиг. 87. За исключением области
Пропорциональные счетчики
199
очень малых толщин поглотителя, экспериментальные точки ло-
жатся на прямую линию. Отклонение от прямой линии происхо-
дит за счет частиц, испытавших обратное рассеяние. Поэтому
линейная экстраполяция к нулевой толщине поглотителя позво-
ляет найти поправку на обратное рассеяние. Отношение действи-
тельной скорости счета при нулевой толщине поглотителя
к экстраполированной дает коэффициент обратного рассеяния.
Значения коэффициентов обратного рассеяния, приведенные на
Фиг. 87. Зависимость скорости счета от толщины алюминиевого поглоти-
теля для 2л-а-счетчика без окошка [4].
фиг. 87, являются типичными. Эти значения зависят не только
от рассеивающего материала с атомным номером Z, но и от сте-
пени обработки его поверхности.
Коэффициент, учитывающий самопоглощение в источнике,
особенно важен в 2тс-счетчиках, так как частицы, которые выле-
тают из источника почти параллельно его поверхности, должны
пройти большой путь в источнике прежде, чем они достигнут
чувствительного объема счетчика. Кэртис и др. [4] показали,
что пробег а-частиц из толстого источника, найденный по зави-
симости скорости счета от толщины поглотителя, меньше про-
бега а-частиц из тонкого источника на величину s/2, где s —
толщина источника. Таким образом, линейная экстраполяция на
величину s/2 за нулевую толщину дает скорость счета, испра-
вленную на самопоглощение.
200
Глава 6
Аналитическое выражение для коэффициента самопоглоще-
ния а-частиц в 2тс-счетчике имеет вид [5]:
и
£
fs = 1 — 2^- для $<pR
t	г>
fs = ~Y~ для s>pR,
(6.3а)
(6.36)
где s — толщина источника;
R — максимальный пробег а-частиц в материале источника;
р — максимальная доля пробега R, которую частицы могут
пройти в источнике и еще быть зарегистрированными.
Пример 3. Вычислить коэффициент самопоглощения для
а-частиц Ро210, испускаемых источником РоО2 толщиной
0,5 мг/см2, если чувствительность счетной системы достаточно
велика и р можно приближенно принять равным 1.
Решение. Пробег а-частиц Ро210 с энергией 5,3 Мэв в РоО2,
найденный из формулы (1.3), равен 14 мг/см2. Вкладом кисло-
рода в поглощение здесь пренебрегаем. Далее, при помощи фор-
мулы (6.3а), получаем
~1 ~= 1 — (2) (1) (14)	0,98‘
При помощи проточного счетчика с малым геометрическим
фактором, изображенного на фиг. 88, можно исключить неопре-
деленность в коэффициентах обратного рассеяния и самопогло-
щения. Излучение, рассеянное в обратном направлении, не
обладает достаточной энергией, чтобы проникнуть сквозь тонкое
окошко, помещенное между держателем источника и чувстви-
тельным объемом счетчика. Поэтому влиянием обратного рас-
сеяния можно пренебречь. В этом случае можно гораздо проще,
чем для 2тс-счетчика, получить источник, в котором самопогло-
щение играет пренебрежимо малую роль. Это связано с тем,
•что частицы, которые регистрируются счетчиком с малым гео-
метрическим фактором, выходят из источника почти перпендику-
лярно к его поверхности.
Точность измерения при помощи счетчика с малым геометри-
ческим фактором определяется точностью вычисления телесного
угла из источника на входную диафрагму счетчика. Кэртис и
др. [4] использовали такую установку для измерений активно-
стей в диапазоне от 2- 105 до 5- 109 распадов в 1 мин и достигли
точности измерения, равной 0,1%.
Для контроля a-загрязнений рук и поверхностей рабочих
столов используются детекторы с тонкими окнами, так как
П ропорциональные счетчики
201
источники а-частиц находятся вне детекторов. Особенно удоб-
ными для этих целей оказываются пропорциональные счетчики,
которые обладают малым собственным фоном. Например,
Симпсон [6] описал пропорциональный счетчик с окошком боль-
шой площади, собирающий электрод которого выполнен в виде
Крепежная
пластина
Диафрагма
Нижняя
втулка
Скользящий
фиксатор
^Пружинная
скользящая
опора.
Фиг. 88. Схема проточного счетчика с малым
геометрическим фактором, предиазиачеииого для
измерения высоких а-активностей [4].
Цилиндр из
нержавеющей
стали
Салазки
для образца
10 параллельных нитей. Несмотря на то, что чувствительный
объем был ограничен окном, для поддержания соответствую-
щего давления и состава газа через счетчик продувался аргон.
§ 92.	Абсолютные измерения ^-активностей при помощи
проточных счетчиков
Для регистрации ^-излучения можно использовать проточ-
ный счетчик как в пропорциональной области, так и в области
Гейгера—Мюллера. Однако первый режим работы оказывается
предпочтительным. Малое собственное разрешающее время про-
порционального счетчика позволяет проводить более точные
измерения при больших скоростях счета.
202
Г лава 6
Важность учета обратного рассеяния при работе с (3-излуче-
нием была детально обсуждена в § 76 в связи с рассмотрением
Атомный номер
Фиг. 89. Обратное рассеяние и самопоглощеиие в проточном
2г.-счетчике [5].
торцовых счетчиков Гейгера—Мюллера. Недер и др. [5] изучали
обратное рассеяние в проточных 2тг-счетчиках, подобных тому,
который изображен на
фиг. 84. Результаты ис-
следования обратного рас-
сеяния и самопоглощения
в таком счетчике пред-
ставлены на фиг. 89.
Неопределенности в
поправке на обратное рас-
сеяние были исключены
применением 4тг-счетчика,
описанного Селиджером и
Кэвелло [7]. Высокая гео-
метрическая эффектив-
ность установки обеспечи-
вается благодаря тому,
что источник укрепляется
на тонкой фольге в центре
двойной камеры. Эта ус-
тановка изображена на
Фиг. 90. 4л-счстчик для абсолютных изме-
рений p-а хтивности [8].
фиг. 90. Счетчик разде-
ляется на две части тон-
кой алюминиевой диаф-
рагмой с отверстием в центре. Источник укрепляется на тонкой
проводящей фольге, подвешенной в этом отверстии.
При помощи 4тг-счетчиков достигнута [8] большая точность
измерений, порядка 0,5%. Этот детектор обеспечивает наиболь-
шую доступную в настоящее время точность абсолютных изме-
рений активности ^-источников.
Пропорциональные счетчики
203
§ 93.	Пропорциональные счетчики для регистрации нейтронов
Важную область применения пропорциональных счетчиков
представляет собой регистрация нейтронов. Подробно детекторы
для регистрации нейтронов будут описаны в гл. 9.
Чтобы регистрировать нейтроны, необходимо ввести в чув-
ствительный объем счетчика вещество, которое в результате
ядерных реакций, протекающих под действием нейтронов, испу-
скает заряженные частицы. Некоторые возможные типы ядер-
ных реакций были рассмотрены в § 16. Например, реакцию
В10(щ a) Li7 можно использовать для регистрации медленных
нейтронов. Ионизацию в счетчике производят заряженные ча-
стицы: а-частйцы большой энергии и ионы литйя. Бор вводится
в счетчик или в твердом состоянии, тогда им покрываются
стенки счетчика, или в виде газообразного B10F3.
Способность пропорциональных счетчиков различать частицы
по величине выходного сигнала оказывается особенно полезной
при регистрации нейтронов. Нейтронный поток часто сопрово-
ждается большим фоном ^-излучения. Однако импульсы от
7-лучей можно отделить, поскольку образуемые 7-лучами вто-
ричные электроны производят меньшую ионизацию, чем заря-
женные частицы, которые испускаются в ядерных реакциях,
возникающих под действием нейтронов.
§ 94.	Измерения энергетического распределения
и регистрация мягкого [3-излучения
Проточные счетчики без окна особенно удобны для работы
с мягкими ^-излучателями. Примерами таких излучателей мо-
гут служить изотопы С14 и Н3, которые испускают р-частицы
с максимальными энергиями 0,15 и 0,0185 Мэв соответственно.
Эти энергии отвечают пробегам 19 и 0,7 мг/см2. Преимущество
счетчиков без окна очевидно, поскольку наиболее тонкие окна
закрытых счетчиков имеют толщину от 1 до 2 мг/см2.
Обзор работ по применению пропорциональных счетчиков
для измерения энергетического распределения мягких р-излуча-
телей сделан Джорданом [9]. Такие измерения, как было пока-
зано в § 27, можно выполнить при помощи амплитудного ана-
лизатора, включенного на выходе детектора, в котором ампли-
туда выходных импульсов пропорциональна энергии частицы.
Пропорциональный счетчик можно применить в такой установке
для измерений мягкого ^-излучения.
Верхний предел энергии электронов, которую можно опре-
делить таким методом, ограничивается тем, что электрон всю
свою энергию должен потерять в газе счетчика. Практический
предел, определяемый размерами и давлением газа в счетчике,
заключен в диапазоне от 100 до 200 кэв. Этот предел можно
204
Глава 6
увеличить до 2 Мэв применением аксиальных магнитных полей,
в которых электроны движутся по спирали.
Нижний предел энергии электронов, которую можно изме-
рить, определяется рядом факторов. В число этих факторов
входят чувствительность и уровень шума применяемого усили-
теля, стабильность источника питания счетчика, характеристики
газового наполнения счетчика и статистические флуктуации
числа пар ионов, создаваемых частицами малых энергий.
Успешно проведены измерения до энергии 1 кэв. Например,
Каррен и др. [10] выполнили точные измерения p-спектра трития.
Задачи
1.	Объяснить, почему в импульсной ионизациоииой камере цилиндриче-
ской формы основную роль в формировании начальной стадии импульса
играет движение электронов, тогда как в пропорциональном счетчике — дви-
жение положительных ионов.
2.	Рассчитать, какую чувствительность должен иметь импульсный уси-
литель, применяемый с проточным пропорциональным счетчиком ₽-частиц,
если установка обладает следующими характеристиками: расстояние, про-
ходимое Р-частицами в счетчике, равно 2 см; коэффициент газового усиле-
ния равен 5000; входная емкость 10 пф. Считать, что постоянная времени
усилителя такова, что амплитуда импульса равна половине той, которая
имелась бы в случае очень большой постоянной времени.
3.	Цилиндрический пропорциональный счетчик с собирающим электро-
дом в виде нити диаметром 0,05 мм и внешним электродом диаметром 19 мм
наполнен аргоном при давлении 0,1 атм. Вычислить время, необходимое
для собирания положительных ионов, когда приложенное напряжение
равно 1000 в. Сравнить это время с типичным разрешающим временем про-
порционального счетчика и обсудить результат.
4.	Какую максимальную толщину может иметь источник Ро210, если
самопоглощение в источнике не должно приводить к ошибке, превышаю-
щей 0,5%.
5.	Объяснить, почему минимальная активность -излучателя, которую
можно измерить при помощи пропорционального счетчика, гораздо меньше
той же величины для р-излучателя.
6.	В сферическом пропорциональном счетчике для измерения энергии
р-частиц источник помещается в центре счетчика. Радиус счетчика ра-
вен 10 см. Вычислить давление аргона, необходимое для работы с элек-
тронами, максимальная энергия которых равна 30 кэв. Повторить вычисле-
ние для криптона.
ЛИТЕРА ТУРА
1.	Kennedy J. W., U. S. Atomic Energy Comm. Document BNL-31, 1949.
2.	Curran S. С., С о с kr о f t A. L., Angus J., Phil. Mag., 40, 929 (1949).
3.	R о s s i В. B., Staub H. H., Ionization Chambers and Counters, Ch. 4,
National Nuclear Energy Series, div. V, Vol. 2, New York, 1949.
Пропорциональные счетчики
205
(Имеется перевод: Б. Росси, Г. Ш т а у б, Ионизационные камеры
и счетчики, ИЛ, 1955).
4.	Curtis М. L., Н е у d J .W., О 11 R. G., Eichelberger J. F., Nucleo-
nics, 13, 38 (May, 1955).
5.	Nader J. S.. Ha gee G. R., Sei ter L. R., Nucleonics, 12, 29 (June
1954).
6.	Simpson J. A., Jr., Rev. Sci. Instr., 19, 733 (1948).
7.	Seliger H. H., Cavallo L„ Journ. Res. Natl. Bur. Standards, 47, 41
(1951).
8.	Seliger H. H., Schwebel A., Nucleonics, 12, 54 (July, 1954).
9.	Jordan W. H., Ann. Rev. Nucl. Sci., 1, 207 (1952).
10.	Curran S. C., Angus J., Cockroft A. L., Phil. Mag., 40, 53 (1949).
ГЛАВА
7
СЦИНТИЛЛЯЦИОННЫЕ СЧЕТЧИКИ
Один из старейших методов регистрации ядерного излучения
состоит в использовании сцинтилляций, возникающих в фосфо-
рах. Хорошо известно, что именно эту методику использовали
Резерфорд и его сотрудники в своих знаменитых опытах по
рассеянию а-частиц. Несмотря на то, что основные принципы
метода остались с тех пор неизменными, применяемая в настоя-
щее время техника существенно изменилась. Вероятно, наи-
большее изменение состоит в том, что вместо визуального счета
частиц при помощи микроскопа используется фотоэлектронный,
умножитель. Кроме того, область применения современных
сцинтилляционных счетчиков неизмеримо шире области приме-
нения первых сцинтилляционных детекторов.
ВВЕДЕНИЕ
§ 95.	Современные сцинтилляционные счетчики
Разработка современных сцинтилляционных счетчиков была
начата Колтменом и Маршаллом [1] в 1947 г., когда они сооб-
щили об успешном применении фотоэлектронного умножителя *)
для счета сцинтилляций, вызванных а-, ₽- и ^-излучением. За
время, прошедшее с тех пор, сцинтилляционный счетчик стал
самым универсальным детектором, применяемым для регистра-
ции ядерного излучения. Первоначально его использование
было связано со стремлением получить счетчик, который обла-
дает меньшим разрешающим временем и способен регистриро-
вать большие скорости счета, чем существовавшие в то время
детекторы.
Необходимость регистрации больших скоростей счета воз-
никает, например, при работе ускорителей, использующих синхро-
тронный принцип ускорения. При работе таких ускорителей
частицы поступают в детектор короткими импульсами. Чтобы
средняя скорость счета была достаточно велика, скорость счета
) Фотоэлектронный умножитель изобретен советским ученым Л. А. Ку-
бецким в 1930 г.— Прим. ред.
Сцинтилляционные счетчики
207
в течение импульса должна быть весьма высокой. Кроме того,
высокие скорости счета желательно иметь в отдельных каналах
схем совпадений для того, чтобы была достаточно большой ско-
рость счета истинных совпадений.
При регистрации совпадений разрешающая способность де-
тектора важна еще и потому, что чем меньше разрешающее
время, тем меньше отношение числа случайных совпадений
к числу истинных.
Интересно сравнить сцинтилляционные счетчики со счетчи-
ками Гейгера—Мюллера. Кроме указанных преимуществ сцин-
тилляционных счетчиков — малого разрешающего времени и
способности работать при больших скоростях счета, — можно
отметить следующие: высокую эффективность регистрации
7-излучения, способность отличать излучения разных типов, воз-
можность регистрации различных излучений, возможность из-
мерения энергии частиц, разнообразие размеров и форм выпу-
скаемых счетчиков.
Счетчик Гейгера—Мюллера гораздо дешевле, чем аппара-
тура со сцинтилляционным счетчиком. Кроме того, для счет-
чика Гейгера—Мюллера требования, предъявляемые к стабиль-
ности источника питания, меньше, чем для сцинтилляционного
счетчика, так как зависимость скорости счета от приложенного
напряжения у первого из этих счетчиков меньше, чем у второго.
Сцинтилляционные счетчики оказываются особенно удоб-
ными для измерения энергии |3- и 7-излучения. Для измерения
энергии частиц с малыми пробегами, таких, как а-частицы,
успешно применяются импульсные ионизационные камеры (см.
гл. 4) и пропорциональные счетчики (см. гл. 6). Однако эти
детекторы нельзя использовать для измерения энергии частиц,
имеющих пробеги, превышающие размеры камеры. Твердые и
жидкие фосфоры, применяемые в сцинтилляционных счетчиках,
способны поглотить р-частицы с большой энергией или вторич-
ные электроны, которые создаются 7-лучами, следовательно,
энергию этих частиц можно измерить.
§ 96.	Принцип работы сцинтилляционного счетчика
Блок-схема установки со сцинтилляционным счетчиком изо-
бражена на фиг. 91. Под действием ядерной частицы в сцинтил-
ляторе возникает вспышка света. При помощи светопровода и
отражателя большая доля света собирается на фотокатод фото-
электронного умножителя. Испускаемые фотокатодом фотоэлек-
троны испытывают многократное умножение на динодах фото-
умножителя. Результирующий импульс тока создает импульс
напряжения на входе предусилителя. Этот импульс, пройдя че-
рез дискриминатор и формирующую ячейку, считается элек-
208
Глава 7
тронным регистратором. В сцинтилляционном спектрометре или
в другой специальной аппаратуре электронный регистратор
можно заменить амплитудным анализатором импульсов.
Рассмотрим процесс регистрации излучения при помощи
такой установки, разделив его для этой цели на шесть после-
довательных стадий:
1.	Поглощение ядерного излучения в сцинтилляторе, приво-
дящее к возбуждению и ионизации вещества сцинтиллятора.
Фиг. 91. Блок-схема установки со сцинтилляционным счетчиком.
2.	Преобразование энергии, потерянной излучением в сцин-
тилляторе, в световую путем люминесценции.
3.	Собирание фотонов света на фотокатод фотоэлектронного
умножителя.
4.	Поглощение фотонов света фотокатодом и испускание
фотоэлектронов.
5.	Процесс электронного умножения в фотоумножителе.
6.	Анализ импульсов тока на выходе фотоумножителя при
помощи специальной электронной аппаратуры.
Рассмотрение первых пяти из перечисленных стадий позво-
лит нам найти соотношение между зарядом q, возникающим на
выходе фотоумножителя, и энергией первичной частицы Еп. Если
пе— число фотоэлектронов, попадающих на первый динод фото-
умножителя, а М — коэффициент усиления умножителя, то
q = Mene.	(7.1)
Далее, пе можно выразить следующим образом:
пе = EnFnCnpTpFpSmfFc,	(7.2)
где Fn — доля полной энергии ядерной частицы, поглощенная
в сцинтилляторе;
Спр—эффективность преобразования энергии излучения, по-
терянной в сцинтилляторе, в световую, или конвер-
сионная эффективность;
Тр — прозрачность сцинтиллятора для собственного света
люминесценции;
Сцинтилляционные счетчики	209
Fp — доля фотонов света, которая достигает фотокатода,
если Тр= 1;
Sm—максимальная спектральная чувствительность фото-
катода, выраженная через число фотоэлектронов на
1 эв световой энергии, попадающей на фотокатод;
f — коэффициент, учитывающий степень соответствия
спектральной чувствительности фотокатода спектраль-
ному распределению света сцинтилляций;
Fc — доля фотоэлектронов, собранных на диноде.
Как легко видеть, выражение (7.2) следует из приведенных
выше определений, поскольку произведение EnFnCnp дает коли-
чество световой энергии в сцинтилляции, TpFp — долю этой энер-
гии, достигающую фотокатода, a SmfFc представляет собой
число фотоэлектронов, достигающих первого динода фотоумно-
жителя, приходящихся на единицу световой энергии, которая
попадает на фотокатод. Конверсионная эффективность Спр, ко-
торую иногда называют собственной эффективностью сцинтил-
лятора, равна
СО
спр = f Cnp(X)dk,
о
где Z— длина волны света, a Cnp(Z)— конверсионная эффек-
тивность испускания света с длиной волны Z, отнесенная к еди-
ничному интервалу длин волн. Коэффициент f дается соотно-
шением
J Спр (К) S (Л) dk
______________
Cnp$m ’
где S (Z) — чувствительность фотокатода к свету с длиной волны Z.
§ 97.	Типы сцинтилляторов ')
В настоящее время применяется множество различных сцин-
тилляторов. Характеристики некоторых наиболее важных из
них приведены в табл. 16. Исчерпывающий обзор свойств сцин-
тилляторов сделан Раммом [4].
В табл. 16 вещества 1 и 2 представляют собой органические
монокристаллы, 3 и 4 — органические вещества, растворенные
в органических жидкостях, 5 — твердый раствор терфенила
’) Характеристики сцинтилляторов, выпускаемых отечественной промыш;
ленностью, см. в справочнике, указанном в примечании на стр. 117. — Прим.ред,
14 В- Прайс
210
Глава 7
в полистироле, 6, 7 и 8 — неорганические монокристаллы, 9 —
неорганический порошок. Кроме перечисленных выше материа-
лов, в качестве сцинтилляторов применяются ксенон и другие
инертные вещества в газообразном, жидком и твердом состоя-
ниях [5, 6].
Таблица 16
Свойства некоторых сцинтилляторов *
Сцинтиллятор
Плот-
ность,
г!см3
Длина волны,
соответствую-
щая макси-
мальной
о
эмиссии, А
Относи-
тельная
амплитуда
импульса
от (3-излу-
чення
отно-
шение,
%
Время
высвечивания,
сек
1.
2.
3.
4.
5,
6.
7.
8.
9.
Антрацен кристалли-
ческий .............
Транс-стильбен кри-
сталлический . . . .
Ксилол + 5 г/л терфе-
нила -ф- 0,01 г/л днфе-
нилгексатриена . . .
100 г поливинил-
толуола 4- 4 г терфе-
нила —j—0,1 г дифенил-
стильбена ..........
Терфенил в полисти-
роле ...............
NaJ (Т1)............
LiJ (Sn) ...........
LiJ (Eu)............
ZnS (Ag)............
1,25	4400	100	9	2,7 • 10-8 **
1,15	4100	60	9	отЗдо7-10~9**
	— 4500	48	9	
	— 3800	48	9	
1,1	3900—4300	15		5- 10~9
3,67	4100	210	44	2,5-10~7 **
	5300	12	-93	
	— 4400	75	-95	
4,10	4500 **	200	100	10-5 **
* Данные взяты в основном из работы [2].
** Данные взяты из кннгЕ Бнркса |3).
Хорошие сцинтилляторы должны обладать высокой эффек-
тивностью преобразования энергии ядерного излучения в свето-
вую, прозрачностью для собственного света люминесценции,
временем высвечивания порядка микросекунды и менее, спек-
тральным распределением света сцинтилляций, соответствую-
щим спектральной чувствительности фотокатодов выпускаемых
фотоумножителей. Требования к другим характеристикам сцин-
тилляторов, таким, как форма, размеры, плотность, агрегатное
состояние, определяются в зависимости от конкретной задачи,
для решения которой применяется сцинтилляционный счетчик.
Сцинтилляционные счетчики	211
§ 98.	Сцинтилляционный процесс
Поглощение энергии веществом и ее последующее испуска-
ние в виде видимого или близкого к видимому излучения из-
вестно под названием люминесценции. В процессе люминесцен-
ции начальное возбуждение может быть вызвано различными
причинами. Такими причинами могут быть, в частности, свет,
механические напряжения, химические ' реакции и нагревание.
Сцинтилляции, сопровождающие ядерное излучение, вызываются
возбуждением и ионизацией, которые производятся в веществе
излучением.
Если эмиссия света происходит непосредственно во время
возбуждения или в течение промежутка времени порядка
10~8 сек после возбуждения, то процесс называется флуоресцен-
цией. Интервал 10~8 сек выбран потому, что он равен по по-
рядку величины времени жизни атома в возбужденном состоя-
нии для разрешенных переходов. Если эмиссия света происхо-
дит после прекращения возбуждения, то процесс называется
фосфоресценцией. Длительность фосфоресценции в разных ти-
пах люминесцирующих материалов различна и изменяется в
пределах от микросекунд до нескольких часов. Для регистра-
ции ядерного излучения пригодны лишь те сцинтилляторы, ко-
торые имеют малую длительность высвечивания.
Число фотонов света пр, испущенных за время t после по-
падания ионизующей частицы, можно выразить экспоненциаль-
ным законом
пр = пра,(\-е-П	(7.3)
Временем высвечивания т называется время, необходимое для
эмиссии Проо (1 —е-1) фотонов, т. е- 63% всех фотонов.
При возбуждении и ионизации сцинтиллятора ядерным из-
лучением большая часть поглощенной энергии быстро переходит
в тепло, и только небольшая ее часть испускается в виде види-
мого или ультрафиолетового света. Введенная выше величина
Спр дает долю поглощенной энергии, преобразуемой в свет. Ве-
личина С„р для обычных сцинтилляторов лежит в диапазоне от
долей процента до приблизительно 30%. В последующих пара-
графах будут приведены значения Спр для различных сцинтил-
ляторов.
Для рассмотрения механизма возникновения сцинтилляций
удобно разбить все сцинтилляторы на пять классов. Это — орга-
нические кристаллы, жидкие растворы органических веществ,
твердые растворы органических веществ, неорганические кри-
сталлы и благородные газы. В дальнейшем будут отдельно
рассмотрены все пять классов.
14*
212
Г лава 7
§ 99.	Органические кристаллы
В большинстве своем органические кристаллы представляют
собой ароматические углеводороды, в молекулы которых входят
бензольные кольца. Молекулы содержат также различные не-
ароматические примеси. Для таких молекул характерны резо-
нансные структуры.
Процесс люминесценции в органических веществах — это мо-
лекулярный процесс, который можно рассмотреть при помощи
схемы энергетических уровней молекулы [7]. Типичная такая
Фиг. 92. Типичная схема энергетических уровней молекулы.
схема показана на фиг. 92. Обе кривые на этой схеме изобра-
жают зависимость потенциальной энергии от межатомного рас-
стояния. Одна кривая относится к молекуле, все электроны ко-
торой находятся в основном состоянии, вторая — к молекуле,
содержащей электрон, находящийся в возбужденном состоянии.
В каждом состоянии имеются разрешенные колебательные
уровни молекулы, которые изображаются горизонтальными
линиями.
Прохождение ядерного излучения через сцинтиллятор может
привести к переходу молекул из основного электронного состоя-
ния в возбужденное. Линия АА' изображает такой переход. Со-
гласно принципу Франка—Кондона [8], переход имеет место при
определенном межатомном расстоянии. Точка А' соответствует
сильно возбужденному колебательному состоянию. Эта избы-
точная энергия быстро переходит в тепловую энергию колеба-
ний решетки, и молекула достигает уровня В.
Сцинтилляционные счетчики
213
Если молекула, находящаяся в электронном возбужденном
состоянии, достаточно стабильна по отношению к другим про-
цессам, которые сопровождаются потерей энергии, то в конце
концов молекула возвратится в основное состояние по пути
ВВ' посредством флуоресцентного излучения. Среднее время
жизни молекулы по отношению к этому процессу, равное по
порядку величины 10*8 сек, велико по сравнению с периодом
колебаний молекулы. Конкурирующими процессами по отно-
шению к флуоресцентному излучению служат: 1) непосредствен-
ный переход с электронного возбужденного уровня на основной
в том случае, когда обе кривые близко подходят одна к другой
(уровень Н), и 2) диссоциация молекулы, когда уровень А' рас-
положен достаточно высоко.
При помощи фиг. 92 можно показать, что органические кри-
сталлы прозрачны для собственного света люминесценции. Как
видно из диаграммы, энергия, необходимая для перехода моле-
кулы с основного состояния на возбужденное, больше энергии,
выделяемой при обратном переходе. Следовательно, только фо-
тоны с наибольшей энергией могут поглощаться и расходовать
свою энергию на возбуждение молекул.
Исследовано множество органических кристаллов [9]. Наи-
более подходящими из них в настоящее время являются антра-
цен и транс-стильбен.
Теория и свойства органических кристаллических сцинтил-
ляторов подробно рассмотрены Бирксом [3].
§ 100.	Жидкие органические сцинтилляторы
Теория и поведение жидких органических сцинтилляторов
изучались Каллманом и Ферстом [10—12]. Эти материалы пред-
ставляют собой органические сцинтилляторы, растворенные
в жидких органических растворителях. В качестве растворяе-
мого вещества применялись многочисленные материалы; наи-
более удовлетворительные из них — р-терфенил, дифенилокса-
зол и тетрафенилбутадиен. Подходящими растворителями слу-
жат ксилол, толуол и фенилциклогексан.
Эффективность сцинтиллятора быстро возрастает при уве-
личении концентрации растворенного вещества. Она обычно
проходит через довольно пологий максимум, прежде чем кон-
центрация достигает насыщения. Концентрация р-терфенила
в толуоле для максимального значения эффективности сцинтил-
лятора соответствует примерно 5 г/л.
Возбуждение, которое происходит в растворителе под дей-
ствием ядерного излучения, быстро, прежде чем может произойти
гашение, передается растворенному сцинтиллирующему веще-
ству. Возбуждение растворенного вещества можно изобразить
214
Глава 7
линией АА' на фиг. 92. Таким образом, энергия возбуждения
собирается в растворенном веществе. Испускаемое впоследствии
излучение характерно для растворенного вещества.
Механизм передачи возбуждения от растворителя к раство-
ренному веществу еще недостаточно ясен. Каллман и Ферст [11}
отвергают фотонную теорию передачи энергии и постулируют
другие механизмы, включающие обмен энергией между молеку-
лами в результате квантовомеханического резонанса. С другой
стороны, Бирке [3] полагает, что энергия передается фотонами,
и подчеркивает роль флуоресценции молекул растворителя
в этом процессе.
Процесс передачи энергии от растворителя к растворенному
веществу объясняет увеличение эффективности сцинтиллятора
с ростом концентрации растворенного вещества. Однако Остается
непонятным, почему эффективность проходит через максимум
при увеличении концентрации растворенного вещества [2].
Эффективность жидкого сцинтиллятора часто можно' улуч-
шить добавлением так называемых преобразователей длины
волны. Эти . материалы представляют собой флуоресцирующие
вещества, сдвигающие спектр излучения основного растворен-
ного сцинтиллятора,в область более длинных волн, лучше соот-
ветствующих спектральной чувствительности фотоумножителя.
Однако время высвечивания фосфора при этом несколько уве-
личивается.
Некоторые важные жидкие сцинтилляторы перечислены
в табл. 17. В качестве преобразователя длины волны исполь-
зуется небольшая добавка дифенилгексатриена.
• Таблица 17
Важнейшие жидкие сцинтилляторы
Растворенное вещество	Концентрация раство- ренного вещества, г/л	Растворитель
р-терфенил	 р-терфенил	 /7-терфенил следы дифенилгекса- ( триена 	 1 /мерфенил -j- следы дифенилгекса- ( триена 	 1 2,5-дифенилоксазол	 2-фенил-5-бифенилоксазол		5 5 5 0,01 3 0,01 4 8	Ксилол Диоксан Толуол Фенилциклогексан Ксилол Толуол
Часто желательно вводить непосредственно в жидкие рас-
творы различные  соединения, в том числе и содержащие тяже-
лые элементы. Это позволяет расширить пределы применения
Сцинтилляционные счетчики
215
сцинтилляционных счетчиков для измерения малых активностей,
так как при этом уменьшаются потери в счете, связанные с гео-
метрическими факторами. Но добавочные соединения снижают
конверсионную эффективность сцинтиллятора вследствие вно-
симого ими гашения света. Однако было обнаружено [13], что
гашение можно существенно уменьшить, если использовать
растворители, содержащие в виде добавочных соединений наф-
талин, бифенил и некоторые другие вёщества.
§ 101.	Сцинтилляторы в виде твердых растворов
Проводились исследования [14—17] сцинтилляторов, пред-
ставляющих собой твердые растворы органических веществ, та-
кие, как терфенил в полистироле. Бак и Сванк [17] нашли твер-
дые растворы с высокой конверсионной эффективностью, рав-
ной 38% от эффективности кристаллического антрацена.
Наилучшим из найденных ими материалов был раствор 1,1,4,4-
тетрафенил-1,3-бутадиена в поливинилтолуоле. Наибольшим
световым выходом фосфор обладал при концентрации около 1 г
сцинтиллятора на 100 г пластмассы.
Механизм образования сцинтилляций в твердых и жидких
растворах, по-видимому, одинаков. Растворенное вещество и
растворитель играют в обоих случаях аналогичные роли. Од-
нако механизм передачи энергии от растворителя к растворен-
ному веществу может быть различным. Сванк [2] показал, что
вряд ли перенос энергии осуществляется посредством излучения.
В настоящее время еще нет достаточного количества экспери-
ментальных работ для положительного решения вопроса о ме-
ханизме процесса переноса энергии.
§ 102.	Неорганические сцинтилляторы
Неорганические сцинтилляторы представляют собой кри-
сталлы неорганических солей, главным образом галоидных со-
лей щелочных металлов с добавлением небольших количеств
примесей. Примеси служат активаторами процесса люминесцен-
ции. Механизм образования сцинтилляций лучше всего можно
описать при помощи зонной теории твердого тела [18, 19].
В соответствии с этой теорией в чистом кристалле галоид-
ной соли щелочного металла существует валентная зона, кото-
рая при нормальных условиях полностью заполнена электро-
нами, и зона проводимости, которая обычно не заполнена.
Последняя зона лежит над первой и отделена от нее запрещен-
ной зоной энергий, в которой электроны не могут находиться.
Любые дефекты в кристалле, такие, как атомы примеси или
216
Глава 1
свободные места в решетке, могут создавать в отдельных точках
внутри кристалла уровни энергии в запрещенной зоне. Схема
энергетических уровней щелочно-галоидного кристалла приве-
дена на фиг. 93.
При прохождении ядерного излучения через кристалл элек-
троны могут перейти из валентной зоны в зону проводимости.
В зоне проводимости электрон находится в возбужденном энер-
гетическом состоянии. При возвращении электрона в валентную
зону, которая соответствует основному состоянию, энергия воз-
буждения выделяется. Электрон, находящийся в возбужденном
Свободная зона проводимости
Уровни,
________ ____ — связанные
—_______с примесями
Запрещенная зона
Фиг. 93. Схема энергетических уровней
щелочно-галоидного кристалла с приме-
сями.
состоянии в зоне прово-
димости, может переме-
щаться внутри кристалла
до тех пор, пока он попа-
дет в окрестность дефек-
та в кристалле. Здесь
электрон может перейти
на уровень энергии, свя-
занный с дефектом. С
этого нового уровня элек-
трон путем испускания
излучения может перейти
в валентную зону. Такова
картина процесса флуо-
ресценции в сцинтиллято-
рах. Электрон может по-
терять свою энергию и нерадиационным путем, например путем
перехода ее в тепловую энергию или энергию колебаний ре-
шетки. Этот процесс представляет собой один из процессов га-
шения, поскольку он препятствует излучению.
Другой возможностью является захват электрона на энерге-
тический уровень, связанный с атомами примесей. Захваченный
электрон находится в метастабильном состоянии. Электрон
остается в метастабильно,м состоянии до тех пор, пока он опять
не будет переведен в зону проводимости. Эту зону электрон
может покинуть посредством любого из трех только что описан-
ных процессов. Если электрон переходит из метастабильного
состояния в валентную зону, испуская при этом излучение, то
имеет место процесс фосфоресценции.
Неорганические кристаллы обладают необходимым свой-
ством сцинтилляторов — прозрачностью для собственного флуо-
ресцентного излучения. Прозрачность обеспечивается тем, что
фотоны света обладают энергией, меньшей чем разность энер-
гий между валентной зоной и зоной проводимости, а оптическое
поглощение заключается главным образом в переходах между
этими зонами.
Сцинтилляционные счетчики
217
При добавлении к кристаллам небольших количеств соот-
ветствующих примесей возникают флуоресцентные центры. Эти
примеси носят название активаторов. Среди наиболее подходя-
щих неорганических сцинтилляторов можно указать йодистый
натрий, активированный таллием, йодистый литий, активирован-
ный оловом, и сернистый цинк, активированный серебром.
В качестве сцинтилляторов испытывалось множество других
неорганических кристаллов. Обзор этих исследований содер-
жится в работах Биркса [3] и Рамма [4].
§ 103.	Газообразные сцинтилляторы
В газообразных сцинтилляторах свет испускается молеку-
лами газа, которые ионизуются и возбуждаются при прохожде-
нии через газ ядерного излучения. Изучалась [5, 6] возможность
применения в качестве сцинтилляторов благородных газов.
Нортроп и Нобл [6] сообщили, что многообещающим для этих
целей является ксенон.
- Каждый возбужденный атом или ион, возвращаясь в основ-
ное состояние, испускает за время около 10“9 сек один или более
фотонов света. Таким образом, испускается короткий световой
импульс. Этот свет лежит в основном в ультрафиолетовой об-
ласти, и эффективность преобразования фотонов света в фото-
электроны низка. Один из методов улучшения эффективности
заключается в том, что стенки сосуда, содержащего газ, по-
крываются промежуточным флуоресцирующим материалом,
таким, как тетрафенилбутадиен или кватерфенил, сдвигающим
спектр светового импульса из области далекого ультрафиолета
в область, которая лучше соответствует спектральной чувстви-
тельности фотокатода.
В последнее время изучалось [6] применение таких материа-
лов, как ксенон в твердом и в жидком состояниях. Твердый ксе-
нон имеет очень короткое время высвечивания, меньше 1(Т2 мксек.
§ 104.	Сравнение сцинтилляторов разных типов
Сцинтилляторы различных типов можно сравнить многими
способами. Выбор способа сравнения определяется конкретными
условиями применения. Однако в этом параграфе мы рассмот-
рим некоторые свойства сцинтилляторов безотносительно к их
конкретному применению.
Наибольшей плотностью из всех применяемых фосфоров
обладают неорганические сцинтилляторы. Это свойство в соче-
тании с высоким атомным номером некоторых составных эле-
ментов неорганических сцинтилляторов делает их наиболее под-
ходящими для регистрации 7-излучения благодаря его сильному
218
Глава 7
поглощению в фосфоре. Твердый ксенон также обладает ука-
занными свойствами.
По-видимому, не следует выбирать тип сцинтиллятора по
значению длины волны, соответствующей максимуму спектра
излучения. Во всех типах сцинтилляторов, кроме благородных
газов, можно найти такой, спектр излучения которого доста-
точно хорошо соответствует области спектральной чувствитель-
ности фотоумножителя.
Важной характеристикой сцинтиллятора служит величина
Спр—эффективность превращения энергии ядерного излучения
в световую. Относительные значения этой величины при возбу-
ждении p-излучением приведены в табл. 16. Указать абсолютные
значения этой величины трудно, поскольку приводимые значе-
ния Спр для антрацена [2] лежат в интервале от 4,2 до 10%.
Из табл. 16 видно, что неорганические сцинтилляторы имеют
наибольшие значения Спр. Так, например, Мортон [21] сообщил
о том, что в хорошем кристалле йодистого натрия один фотон
света испускается на каждые 30—50 эв рассеянной в кристалле
энергии 0-частицы. Принимая для средней энергии фотона зна-
чение 4 эв, получаем величину Спр от 8 до 13%.
Сравнение сцинтилляторов по их относительной чувствитель-
ности к излучениям различных типов и энергий будет проведено
в следующем параграфе.
Для создания счетчика с малым разрешающим временем
желательно иметь фосфор с малым временем высвечивания.
С этой точки зренйя органические фосфоры и фосфоры из бла-
городных газов превосходят неорганические фосфоры. Органи-
ческие сцинтилляторы и благородные газы не имеют фосфорес-
ценции, этим и объясняются их малые времена высвечивания.
Самыми малыми временами высвечивания, равными около
5-Ю-9 сек, обладают кристаллы стильбена и твердые растворы
терфенила в полистироле.
Сцинтилляторы больших объемов проще всего могут быть
приготовлены из органических жидкостей. Сообщалось, что при
использовании технически чистых промышленных материалов
без дополнительной очистки можно получить эффективность,
равную 90% эффективности сцинтилляторов, приготовленных
из специально очищенных веществ.
§ 105.	Зависимость конверсионной эффективности от типа
и энергии ядерного излучения
Уже в первых работах, в которых сцинтилляторы использо-
вались для количественных измерений энергии ядерного излу-
чения, было обнаружено, что эффективность преобразования
энергии частицы в световую энергию — величина непостоянная.
Сцинтилляционные счетчики
219
Она зависит как от типа, так и от энергии излучения. Кроме
того, вид этой зависимости различен у разных сцинтилля-
Зависимость амплитуды импуль-
Ф и г. 94.
сов в различных сцинтилляторах от энер-
гии и типа частиц [22].
торов.
Детальные измерения этих эффектов были проведены Тейло-
ром и др. [22]. Они измеряли относительные величины импуль-
сов, образованных различ-
ными частицами в кри-
сталлах антрацена, стиль-
бена и йодистого натрия.
Использовались следую-
щие частицы: электроны
в диапазоне энергий от
500 эв до 624 кэв, дейтро-
ны и ионы молекулярного
водорода с энергиями от
1 до 11 Мэв, протоны с
энергией от 1 до 5 Мэв и
а-частицы с энергией от
4 до 21 Мэв.
За исключением про-
тонов и дейтронов в йоди-
стом натрии, для которых
была обнаружена .линей-
ная зависимость во всем
изучаемом интервале-
энергий, зависимость ам-
плитуды импульсов от
энергии для тяжелых час-
тиц нелинейна при малых
энергиях, но при увеличе-
нии энергии стремится к
линейной. Для электронов
в стильбене и антрацене
зависимость
линейной при
выше 100 кэв,
стом натрии —при энер-
гии более 1 кэв. Некото-
оказалась
энергии
а в йоди-
рые из этих результатов
приведены на фиг. 94, а,
бив.
Влияние типа частицы
я —тяжелые частицы в антрацене; б — тяжелые ча-
стицы в NaJ (TI); а —электроны в йодистом натрии,
антрацене и стильбене.
на величину конверсионной эффек-
тивности можно определить по кривым зависимости отношении
амплитуды сцинтилляции к энергии частицы от энергии частицы.
Такие кривые для электронов, протонов, дейтронов и а-частиц
в антрацене приведены на фиг. 95. Для электронов больших
220
Глава 7
энергий эти кривые нормированы к 100. Подобные зависимости
характерны для всех сцинтилляторов, но детальный ход кривых
различен для разных типов сцинтилляторов.
Количественная мера зависимости светового выхода сцин-
тиллятора от природы частицы может быть получена путем
сравнения конверсионной эффективности для а-частиц с энер-
Ф и г. 95. Зависимость отношения ампли-
туды сцинтилляций в антрацене к энергии
частицы от энергии частицы [22].
гией 5,3 Мэв и для элек-
тронов высокой энергии.
Отношение этих двух ве-
личин известно под назва-
нием а/р-отношения. Зна-
чения этого отношения
приведены в табл. 16.
Из анализа экспери-
ментальных данных сле-
дует, что dLfdx — интен-
сивность флуоресценции,
отнесенная к единице пу-
ти, — однозначная функ-
ция удельной потери энер-
гии dEfdx, не зависящая
от типа частицы. Это
справедливо для всех частиц, кроме электронов малых энер-
гий. Исключение для электронов объясняется гашением, обус-
ловленным поверхностным эффектом [23]. Бирке [24] разработал
теорию, которая объясняет уменьшение конверсионной эффек-
тивности при увеличении удельных потерь энергии. Эта теория
основана на предположении, что гашение вызывается приме-
сями, возникающими при химической диссоциации, которая со-
провождает прохождение ядерных частиц.
КРЕПЛЕНИЕ СЦИНТИЛЛЯТОРА И СОБИРАНИЕ СВЕТА
§ 106.	Крепление сцинтиллятора
При конструировании счетчика особое внимание должно быть
обращено на расположение сцинтиллятора и его сочленение
с фотоумножителем. Важнейшее значение имеет эффективная
передача света от места его возникновения в сцинтилляторе
к фотокатоду.
Органическим и неорганическим фосфорам, изготовленным
из монокристаллов, придают определенную форму при помощи
специально разработанных методов. Некоторые из этих мето-
дов подробно рассматриваются в статье Белла [25], посвящен-
ной сцинтилляционному методу регистрации излучения. Пла-
стические сцинтилляторы обрабатываются общепринятыми
Сцинтилляционные счетчики
22Т
методами, а газообразные и жидкие фосфоры помещаются
в соответствующие сосуды. Обычно сцинтилляторы имеют форму
сплошного прямого цилиндра, плоского диска или прямого' ци-
линдра с отверстиями.
Упаковка сцинтиллятора должна обеспечивать механическую
защиту и быть непрозрачной для света. В случае фосфора
NaJ(Tl) упаковка должна быть
фосфор гигроскопичен. На
фиг. 96 показана упаковка
кристалла NaJ (Т1). Кри-
сталл окружен слоем MgO,
который служит отражате-
лем света. Для пропускания
света на фотокатод в упа-
ковке кристалла имеется
стеклянное окно; Упакован-
герметичной, поскольку этот
Кристалл
NaJ(Tl)
ный кристалл NaJ (Т1), ук-
репленный на фотоумножи-
теле, который применялся
в описанном Беллом [25]
f-спектрометре с высокой
Ф и г. 96. Упаковка кристал-
ла NaJ(Tl).
Л —слой А1 толщиной 0,8 мм;
В —слой MgO толщиной 1,6 мм;
С —стеклянная пластинка.
Фиг. 97. Упаковка кристалла под
пониженным давлением.
Л — оловянная чашечка, герметизированная
R—313 илн смолой Ciba; 5 —отражатель из
а-окиси алюминия; С —алюминиевый корпус
толщиной 0,13 мм; D — оптический контакт
(DC-200); Е— Q-апьезон; Е — светонепроницае-
мая лента; О —подкожная игла.
разрешающей способностью, изображен на фиг. 97. Алюминие-
вая оболочка и отражатель из а-окиси алюминия имеют мини-
мальную толщину для того, чтобы предотвратить поглощение
в них f-лучей и образование вторичных электронов. Для частич-
ного удаления воздуха из сосуда применялись медицинские
подкожные иглы. Благодаря уменьшенному давлению оболочка
прижималась к сцинтиллятору и плотно скреплялась с фото-
умножителем.
Значительно проще упаковка 'негигроскопического материала,
такого, как антрацен. Основное внимание необходимо обратить
222	 Г лав а 7
на защиту фосфора от света. Для этой цели можно использо-
вать алюминиевую фольгу. При работе с мягким 0-излучением
часть этой фольги следует удалить и заменить ее гораздо более
тонким алюминиевым окном.
§ 107.	Собирание света
Долю света, создаваемого в сцинтилляции, которая достигает
фотокатода, можно представить в виде произведения TpFp, где
Тр—прозрачность оптической системы, Fp—эффективность со;
бирания света, определяемая всеми факторами, кроме прозрач-
ности. В идеальном случае эти коэффициенты равны единице.
Во многих практических случаях к этому можно приблизиться.
Оптическая система обычно содержит сцинтиллятор, зеркаль-
ный или диффузный отражатель, который может окружать
сцинтиллятор, и светопровод от сцинтиллятора к фотокатоду.
Прозрачность системы зависит от величины коэффициента опти-
ческого поглощения света сцинтилляций и от расстояния, кото-
рое должен пройти свет. Прозрачность можно выразить сле-
дующим образом:
Тр = е~*х,	(7.4)
где ц— эффективный коэффициент оптического поглощения,
а х — расстояние, которое проходит свет. В большинстве сцин-
тилляторов и светопроводов р достаточно мало для всего
спектра излучения, за исключением его коротковолнового края.
Расстояние х зависит не только от размеров системы, но также
и от числа внутренних отражений, которые испытывает свет.
В большинстве систем собирания света величина Тр близка
к единице. Исключение составляют те приборы, в которых при-
меняются мелкокристаллические сцинтилляторы, такие, как
сульфид цинка, и длинные светопроводы.
Эффективность собирания света в данном приборе зависит
в некоторой степени от энергии излучения [26]. Кроме того, можно
предположить, что на эффективность собирания влияет место
возникновения сцинтилляции в фосфоре. Рассмотрим вспышку
света, возникшую в сцинтилляторе с показателем преломления
«ь Когда свет попадает на поверхность сцинтиллятора, даль-
нейшая его судьба зависит от природы поверхности и от угла
падения света на нее. Если поверхность отполирована и грани-
чит с оптически прозрачной средой, имеющей коэффициент пре-
ломления и2, причем п2 < п}, то свет будет полностью отра-
жаться, если угол между лучом света и нормалью к поверхно-
сти больше критического угла
9c=arcsin —.	(7.5)
С	71-	' '
Сцинтилляционные счетчики.
223
Для углов, меньших 9С, часть света отражается, а часть прохо-
дит. Для углов, близких к нулю, почти весь свет, за исключе-
нием нескольких процентов, проходит.
Если поверхность сцинтиллятора покрыта полированным от-
ражателем, например алюминизированной фольгой, то свет
Фиг. 98. Отражение света от поверхности.
а — угол падения больше критического угла; б—угол падения меньше критического
угла, в —отражающая поверхность отполирована; г—диффузное отражение.
испытывает на поверхности зеркальное отражение, независимо
от угла падения. Другая возможность уменьшения потерь света
на поверхности сцинтиллятора
поверхность окружается диф-
фузным отражателем, таким,
как окись магния. В такой кон-
струкции достигается диффуз-
ное отражение.
Все эти варианты изобра-
жены на фиг. 98. Так как все-
гда стремятся направить воз-
можно большую часть света
сцинтилляций к фотокатоду, то
обычно на всех поверхностях
сцинтиллятора, кроме одной,
добиваются зеркального или
диффузного отражения света.
Фотокатод располагается
вплотную к свободной поверх-
ности. Все это приводит к тому,
что большая часть света, кото-
рая вначале распространялась
состоит в том, что шероховатая
Фиг. 99. Потери света в сцинтил-
ляторе.
в другую сторону, в резуль-
тате отражения попадает на фотокатод. Если свет падает на
поверхность, граничащую с фотокатодом, под углом, меньшим
критического угла 9С, то он выйдет из сцинтиллятора по направ-
лению к фотокатоду.
При использовании зеркальных отражателей часть света как
бы «ловится» в сцинтилляторе. Это иллюстрируется на фиг. 99.
Свет, возникающий в точке Р и падающий на поверхность А
1224
Глава 7
под углом, меньшим 9 = arc sin (n2/«i), полностью отражается
от поверхности, которая граничит с фотокатодом. Таким
образом, свет из точки Р, идущий в прямом конусе с углом при
вершине в точке Р, равным тс — 29е, и с основанием на поверх-
ности А, будет полностью отражаться от поверхности С. Анало-
гичная картина имеет место и на других трех поверхностях.
Очевидно, если свет падает на поверхности С или В под углом,
большим 9С, то он также будет полностью отражаться.
В конце концов свет, задержанный в сцинтилляторе, или
поглотится, или выйдет из сцинтиллятора, изменив свое напра-
вление в результате рассеяния на примесях. Доля света, задер-
жанного в сцинтилляторе, максимальна в том случае, когда
поверхность С граничит с воздухом или с другой средой, пока-
затель преломления которой равен единице. Например, для
NaJ(Tl) коэффициент преломления равен 1,77, а угол 9С на гра-
нице с воздухом составляет 34,5°. Если воздух заменить люси-
том, коэффициент преломления которого равен п2 = 1,50, то
угол 9е становится равным 58° и положение существенно улуч-
шается.
Было обнаружено, что диффузное отражение обеспечивает
больший и более однородный выход света, чем зеркальное отра-
жение. Хороших результатов добились Борковский и Кларк [27]
со сцинтиллятором NaJ(Tl) путем обработки его поверхностей
наждачной (120 grit) или карборундовой бумагой и последую-
щей упаковки со слоем окиси магния, прилегающим к сцинтил-
лятору. Альфа-окись алюминия, как сообщил Белл [25], оказа-
лась более подходящей для этой цели, чем окись магния.
Белл [25] сообщил также, что шероховатая поверхность
антрацена не дает никаких преимуществ. Однако он отметил,
что между полированным алюминиевым рефлектором и кристал-
лом не должно быть оптического контакта, который имеет ме-
сто, если отражатель нанесен непосредственно на поверхность
-Кристалла или приклеен к нему канадским бальзамом или дру-
гим материалом. Такой контакт заменяет хорошее отражение
вне критического угла на поверхности кристалла худшим отра-
жением на поверхности алюминия.
§ 108.	Светопроводы
Во многих случаях между сцинтиллятором и фотокатодом
помещают материал, известный под названием светопровода.
Для этой цели широко применяется полиметиловый метакрила-
товый люсит. В качестве светопровода испытывались также
плексиглас и полистирол [26], но было найдено, что при этом
передается меньшая доля света. Коллинз (см. работу [28]) на-
шел, что доля света от слоя ZnS, передаваемая светопроводом
Сцинтилляционные счетчики
225
длиной 0,305 м, равна 70, 60 и 50% для кварца, люсита и мине-
рального масла соответственно.
Выше рассматривалось применение светопровода для умень-
шения потерь света, обусловленных полным внутренним отра-
жением на поверхности сцинтиллятора, обращенной к фото-
катоду. Кроме того, светопровод применяется, когда сцинтилля-
тор помещается на некотором расстоянии от фотокатода,
а также для равномерного распределения света сцинтилляций
по катоду большой площади.
Вследствие ряда причин, связанных, например, с отсутствием
места или с особыми окружающими условиями, иногда жела-
тельно поместить сцинтиллятор отдельно от фотоумножителя.
При этом успешно применяются светопроводы длиной до 1 м и
более. Плавные изгибы в светопроводе не приводят к заметным
потерям света [26].
Чтобы получить постоянный сигнал на выходе фотоумножи-
теля при постоянной интенсивности сцинтилляций, возникающих'
в фосфоре, целесообразно использовать светопровод, позволяю-
щий обеспечить более равномерное освещение фотокатода. Необ-
ходимость в таком светопроводе возникает, если эффективность
фотокатода по отношению к испусканию фотоэлектронов и их
собиранию на диноде имеет неодинаковое значение в разных
местах поверхности фотокатода. Светопровод, имеющий пло-
щадь поперечного сечения, равную площади фотокатода, и
длину около 13 мм, равномерно распределяет свет по всей по-
верхности фотокатода независимо от места возникновения света
в сцинтилляторе. Однако с фотоумножителями, которые выпу-
скаются в настоящее время, такая методика может не приме-
няться.
В некоторых случаях, например при использовании фото-
умножителя* фотокатод которого имеет неплоскую поверхность,
светопровод оказывается очень полезным, поскольку сделать
его поверхность нужной формы гораздо проще, чем сцинтилля-
тор, особенно если в качестве сцинтиллятора используются мо-
нокристаллы, такие, как антрацен или NaJ(Tl).
При установке светопровода необходимо обеспечить хороший
оптический контакт его со сцинтиллятором и с фотоумножите-
лем для того, чтобы свести к минимуму отражение света на
промежуточных поверхностях. Это достигается путем введения
между поверхностями (которые предварительно обрабаты-
ваются так, чтобы достаточно хорошо прилегать друг к другу)
некоторых прозрачных материалов. Как сообщает Белл [25],
канадский бальзам является подходящим материалом для антра-
цена, спектр сцинтилляций которого резко обрывается при
4300 А- Однако для NaJ(Tl) канадский бальзам не подходит,
так как спектр NaJ(Tl) простирается до 3200 А. Для NaJ(Tl)
15 В. Прайс
226
Глава 7
подходящим материалом оказалось минеральное масло, или
силиконовое масло большой вязкости, такое, например, как
«Dow-Corning DC-200», вязкость которого равна 104 стокс.
ФОТОУМНОЖИТЕЛИ 1)
§ 109.	Принцип действия фотоумножителя
Фотоумножитель представляет собой прибор, в котором ток
фотоэлектронов, испущенных катодом, увеличивается во много
раз благодаря последующему электронному умножению. Коэф-
фициент умножения может достигать значений, равных мил-
лиону и более. Поэтому фотоумножитель оказывается особенно
удобным для регистрации таких слабых вспышек света, как
сцинтилляции. При регистрации излучения сцинтилляционным
счетчиком благодаря большому коэффициенту усиления фото-
умножителя отпадает необходимость в дополнительных каска-
дах усиления между выходом фотоумножителя и входом соот-
ветствующего электронного регистратора.
Схемы и фотографии двух типов фотоумножителей, пред-
назначенных для регистрации сцинтилляций, представлены на
фиг. 100 и 101. Основными элементами этих умножителей слу-
жат фотокатод, испускающий фотоэлектроны, диноды, на кото-
рых происходит процесс электронного умножения, и анод,
в цепи которого протекает результирующий импульс тока.
Чтобы электроны попадали поочередно на все диноды и,
в конце концов собирались бы на аноде, каждый из этих элек-
тродов поддерживается под последовательно возрастающим
потенциалом. В основе процесса электронного умножения лежит
явление вторичной электронной эмиссии на динодах. Вклад
каждого динода в процесс умножения определяется отношением
8, т. е. отношением числа вторичных электронов к числу падаю-
щих на этот динод (коэффициентом вторичной электронной
эмиссии). Полный коэффициент умножения М фотоумножителя,
имеющего п динодов, равен
М = 8Д ... 8„.	(7.6)
Например, чтобы получить полный коэффициент умножения
106 на 10 динодах, средняя величина 8 должна быть равна 4,0.
Потенциалы электродов умножителя выбираются, исходя из
ряда соображений, таких, как желаемая величина коэффициента
*) О принципе действия и конструкциях фотоумножителей см. работу:
Н. О. Ч е ч и к, С. М. Ф а й н ш т е й н, С. М. Лифшиц, Электронные
умножители, М. — Л., 1957. — Прим. ред.
Сцинтилляционные счетчики
227
вторичной электронной эмиссии, оптимальная эффективность
собирания электронов и однородность амплитуд импульсов
(см. § 112).
§ НО. Фотокатоды
При создании современных сцинтилляционных счетчиков
были использованы доступные в то время промышленные фото-
умножители, например типа RCA 931-А. Эти умножители имеют
непрозрачный металлический фотокатод в форме полуцилиндра.
покрытие
Фиг. 100. Фотоумножитель RCA 6342 [21].
1 — 10— дииоды; // — анод.
Электроны испускаются внутренней поверхностью полуцилиндра.
Эффективность собирания света сцинтилляций в такой системе
оставляла желать много лучшего; поэтому в дальнейшем были
разработаны специальные типы умножителей. Общепринятыми
в настоящее время являются конструкции фотоумножителей, по-
казанные на фиг. 100 и 101'). Фотокатод представляет собой
) Фотоумножитель типа RCA 6372 имеет полупрозрачный фотокатод
полуцилиндрической формы площадью около 80 см2. Этот умножитель мо-
жет быть очень удобным для регистрации «-частиц, если нанести слой сер-
нистого цинка на наружную поверхность баллона.
15*
228
Глава 7
полупрозрачный слой фоточувствительного вещества, нанесен-
ного на внутреннюю плоскую поверхность торца баллона. Свет
распространяется от сцинтиллятора к фотокатоду (см. фиг. 91),
а фотоэлектроны испускаются с его противоположной поверхно-
сти во внутренний объем баллона умножителя.
В качестве фотокатодов в умножителях успешно применялся
ряд материалов [29], но для сцинтилляционных счетчиков обычно
Фиг. 101. Фотоумножитель Дю Монт 6292 [21].
используются фотоумножители со сложными сурьмяно-цезие-
выми катодами. Эти катоды готовятся путем выпаривания чере-
дующихся слоев сурьмы и цезия при контролируемом окислении.
При этом образуется, по-видимому, интерметаллическое соеди-
нение SbCs3, на поверхности которого в адсорбированном со-
стоянии находятся цезий и окись цезия.
Сурьмяно-цезиевые катоды обладают высокой чувствитель-
ностью, зависимость которой от длины волны вполне соответ-
ствует спектрам испускания большинства сцинтилляторов. На
фиг. 102 показана спектральная характеристика наиболее ши-
роко применяемых фотокатодов типа S-11, использованных, на-
пример, в фотоумножителях RCA 6342 и Дю Монт 6292. Макси-
мальная чувствительность этих фотокатодов Sm равна
0,056 мка/мквт, или 0,056 фотоэлектронов на 1 эв световой энер-
гии. На фиг. 102 изображена также спектральная зависимость
конверсионной эффективности Спр (X) для NaJ(Tl) и выпускае-
Сцинтилляционные счетчики
229
мого промышленностью пластического сцинтиллятора1). Значе-
ния коэффициента f для NaJ(Tl) и пластического сцинтилля-
тора равны 0,77 и 0,92 соответственно.
Чтобы уменьшить число шумовых импульсов, фотоумножи-
тель должен иметь малый термоэлектронный ток. Хотя в про-
мышленных фотоумножителях Sb — Cs-катодами испускается до
Длина волны, А
Ф и г. 102. Конверсионная эффективность Спр (X)
пластмассы и NaJ (Т1), а также спектральная чувст-
вительность S (X) фотокатода типа S-11 [66].
5000 термоэлектронов в 1 сек, с 1 см2 поверхности при комнатной
температуре, все же эта величина почти в 10s раз меньше термо-
эмиссии Ag—О—Cs-катодов. Такое различие объясняется тем,
что последние катоды имеют меньшую величину работы выхода.
Постоянно ведется разработка новых фотокатодов. Мортон
[21] сообщил о том, что большой интерес для применения в фото-
умножителях, использующихся в сцинтилляционных счетчиках,
представляют собой сурьмяно-натриево-калиевые и сурьмяно-на-
триево-калиевые активированные цезием фотокатоды.
*) Сцинтиллятор поставляется Tracerlab, Inc., Boston, Mass.
230
Глава 7
§ 111. Собирание и умножение электронов
Метод электронного умножения является основой работы
сцинтилляционных счетчиков и представляет интерес также для
других применений, например для счета электронов. Различные
применения этого метода обсуждаются в работе Аллена [30];
там же рассматриваются само явление вторичной электронной
эмиссии и выбор материала динодов.
В течение ряда лет диноды в промышленных фотоумножи-
телях покрывались сурьмяно-цезиевым слоем, таким, каким
покрывался фотокатод. В последнее время в некоторых умножи-
телях стали применять серебряно-магниевые диноды [31, 32].
Этот материал выдерживает высокую температуру и поэтому
в баллоне можно получить более высокий вакуум. Кроме того,
были основания полагать, что умножители с серебряно-магние-
выми динодами окажутся более стабильными при работе с боль-
шими средними плотностями токов. С другой стороны, как сооб-
щил Белл [25], в таких умножителях величина импульса на вы-
ходе зависит от скорости счета. В трубках с сурьмяно-цезие-
выми динодами такого эффекта не наблюдалось.
Коэффициент вторичной электронной эмиссии сначала воз-
растает с увеличением энергии первичных электронов, затем при
энергии в несколько сот электрон-вольт достигает пологого ма-
ксимума. В соответствии с этим и коэффициент усиления умно-
жителя М возрастает при увеличении разности потенциалов ме-
жду соседними динодами. Эта зависимость представлена на
фиг. 103. В определенных пределах величина М связана с на-
пряжением на умножителе Е соотношением
М==КЕп,	(7.7)
где п приблизительно равно 7.
Большое значение имеет собирание фотоэлектронов, летящих
с катода, и собирание электронов с предыдущего динода на по-
следующий. В настоящее время разработаны конструкции фото-
умножителей, в которых обеспечивается хорошая фокусировка
электронов. В умножителе с коробчатыми динодами (см.
фиг. 101) первый динод для увеличения эффективности собира-
ния фотоэлектронов сделан больше всех остальных. Кроме того,
в умножителе имеется диафрагма, потенциал которой подби-
рается так, чтобы эффективность собирания фотоэлектронов
была максимальной. Было обнаружено [31, 33] также, что под-
бором потенциала диафрагмы можно добиться равномерной чув-
ствительности по всей площади фотокатода и что значения этого
потенциала различны для разных умножителей одного и того же
типа.
Сцинтилляционные счетчики
231
Диноды представляют собой электронно-оптическую систему,
построенную таким образом, чтобы электроны, испущенные од-
ним динодом, с минимальными потерями достигали бы следую-
щего динода. В фотоумножителе с коробчатыми динодами ка-
ждый динод, кроме десятого, снабжен сеткой, обращенной к пре-
дыдущему диноду. Эта сетка улучшает собирание вторичных
электронов. В умножителе с коробчатыми динодами высоко-
вольтные диноды расположены относительно далеко от низко-
вольтных. Поэтому разность потенциалов на каждой паре дино-
дов может быть выше, а токи утечки по баллону при этом
Фиг. 103. Зависимость коэффициента усиления от напряжения на каскад
для фотоумножителя Дю Монт 6292.
меньше, чем в других конструкциях. Так, в фотоумножителе Дю
Монт 6292 на каждый каскад можно подавать напряжение до
190 в.
Широко применяются фотоумножители с круговой электро-
статической фокусировкой электронов. В этой конструкции ди-
ноды имеют такую форму, что электроны в их поле могут
пройти сквозь всю систему. Последний динод частично перекры-
вает анод, экранируя его таким образом, чтобы изменения анод-
ного напряжения не искажали бы фокусировки между дино-
дами. Между анодом и катодом помещается слюдяной экран,
чтобы предотвратить возникновение положительной ионной об-
ратной связи, которая может привести к явлению, известному
под названием сопровождающих импульсов [34]. Исключить со-
провождающие импульсы помогает также обезгаживание, кото-
рое можно провести с.серебряно-магниевыми динодами.
232
Глава 7
Амплитуда импульсов в круговых умножителях сильно зави-
сит от наличия магнитных полей [35]. Поле в 0,8 эрстед, парал-
лельное оси динодов, уменьшает амплитуду импульсов до 0,4
той величины, которую она имела в отсутствие поля. Это можно
предотвратить применением простой магнитной защиты. Доста-
точно эффективным экраном служит цилиндр из мю-металла
толщиной 1,14 мм.
Было обнаружено, что эффективность собирания фотоэлек-
тронов чувствительна к точности сборки умножителя. Кроме
того, было найдено, что в умножителях с круговой фокусиров-
кой, так же как и в коробчатой конструкции динодов, имеется
оптимальный потенциал фокусирующего электрода, при котором
достигается наиболее равномерное собирание электронов со всей
поверхности фотокатода.
§ 112. Амплитудное разрешение импульсов
Импульсы тока на выходе фотоумножителя всегда имеют
разброс по амплитудам. Когда фотоумножитель используется
в сцинтилляционном счетчике, то частично этот разброс связан
с колебаниями количества света в отдельных сцинтилляциях,
а в остальном обусловлен самим фотоумножителем.
Проводились исследования амплитудного распределения вы-
ходных импульсов при освещении умножителя световыми им-
пульсами постоянной интенсивности [35, 36]. Было показано [37],
что выходные импульсы, вызванные единственным фотоэлектро-
ном, испущенным фотокатодом, также имеют разброс по ампли-
тудам. В последнем случае разброс обусловлен в основном ва-
риациями коэффициента вторичной электронной эмиссии. В пер-
вом случае вклад в разброс, кроме этой причины, вносят также
флуктуации конверсионной эффективности фотокатода и эффек-
тивности собирания фотоэлектронов.
Обычно в качестве меры разброса амплитуд импульсов вво-
дится величина, называемая разрешением. Разрешение R опре-
деляется следующим соотношением:
о__	(7 8)
~ д2 ’	<7-8>
где g — средняя амплитуда импульса;
<72 — средний квадрат амплитуды;
А2 — среднеквадратичное отклонение величины q.
Для серии идентичных сцинтилляций величина, обратная
разрешению, дается следующим равенством [36]:
R я2Л12 я2 яг,яг2 пепггт(пг—1) ’
Сцинтилляционные счетчики
233
где пе — среднее число электронов, достигающих пер-
вого динода при постоянной интенсивности све-
товых импульсов;
8*— среднеквадратичное отклонение величины пе',
гп\ — средний коэффициент умножения первого ди-
нода;
01 — среднеквадратичное отклонение величины тс,
т — средний коэффициент умножения каждого из.
п — 1 последующих динодов;
82 — среднеквадратичное отклонение величины т;
М-т^п"-1 — полный коэффициент умножения п каскадов
фотоумножителя.
Первый член соотношения (7.9) появляется за счет статисти-
ческой природы процесса фотоэлектронной эмиссии. Этот про-
цесс подчиняется распределению Пуассона, для которого £=пе.
Второй и третий члены обусловлены первым и следующими
динодами соответственно. Было обнаружено [38], что в общем
случае явление вторичной электронной эмиссии не подчиняется
закону Пуассона. Однако для напряжений порядка 100 в на
каскад 82, по-видимому, равно примерно т, как и в случае рас-
пределения Пуассона.
Пример 1. Вычислить амплитудное разрешение для фотоум-
ножителя, имеющего средний коэффициент умножения на ка-
ждом диноде, равный 4: а) для эмиссии единственного элек-
трона из фотокатода и б) для случая, когда в среднем на пер-
вом диноде собирается 10 электронов.
Решение. Из выражения (7.9) находим
18®	8?	82	(2)'!	(2)2
/? л2 neni{	(1) (4)2	(1) (4) (4) (4 -1)
= 04-0,25-4-0,08 = 0,33,
гдет| = т = 4 и S? = S2=:4. Величина пе=1, поэтому %
принимается равной нулю, так как каждый импульс вызывается
только одним электроном. Для пе = 10, Se---± 10 получаем
± = 0,1 4-0,025 4-0,008 = 0,133.
Значения R для обоих случаев равны 3 и 7,5 соответственно.
Из выражения (7.9) ясно, что лучший способ увеличения
разрешения состоит в увеличении числа электронов пе, дости-
гающих первого динода. Частично этого можно добиться увели-
чением освещения фотокатода. У фотоумножителя должны быть
•234
Глава 7
сделаны наибольшими чувствительность фотокатода и Fc~~
доля собираемых электронов.
Амплитудное разрешение фотоумножителя можно повысить
путем увеличения умножения на каждом диноде. Как следует из
выражения (7.9), особенно эффективным в этом отношении яв-
ляется первый динод. Однако существует верхний предел пол-
ного напряжения, которое можно подать на фотоумножитель.
Поэтому ограничена и величина коэффициента усиления всего
умножителя.' Тем не менее на первый динод можно подать на-
пряжение намного больше среднего, не превышая максималь-
ного полного напряжения на фотоумножителе. Поэтому в тех
случаях, когда желательно иметь максимальное разрешение,
обычно на первый динод подают напряжение, приблизительно
в 5 раз превышающее среднее напряжение на каскад для осталь-
ных динодов *).
§ 113.	Временное разрешение
На прохождение через фотоумножитель электрон затрачи-
вает некоторое конечное время. Это время [39] обратно пропор-
ционально квадратному корню из напряжения и равно примерно
З’Ю*8 и 6- 10'8 сек для умножителей с круговой фокусировкой-
и коробчатыми динодами соответственно при напряжении на ка-
ждом каскаде, равном 100 в.
Время пролета через фотоумножитель испытывает статисти-
•ческие флуктуации, связанные в основном с непостоянством пу-
тей, проходимых различными электронами. Среднеквадратичное
отклонение времени пролета [40] оказалось равным приблизи-
тельно 0,5 • 10-9 сек.
§ 114.	Промышленные фотоумножители* 2)
В течение последних лет интенсивно и успешно разрабатыва-
лись фотоумножители специально для сцинтилляционных счет-
чиков. Много усилий было направлено на улучшение амплитуд-
ного разрешения. Для этого добивались улучшения собирания
света, равномерной чувствительности фотокатода, увеличения
конверсионной эффективности фотокатода и эффективности со-
бирания фотоэлектронов. В табл. 18 перечислены некоторые
характеристики промышленных фотоумножителей, которые
') Для отечественных фотоумножителей, предназначенных для исполь-
зования в сцинтилляционных спектрометрах, рекомендуемое распределение
напряжения по каскадам указывается в паспорте фотоумножителя. —
Прим. ред.
2) Характеристики фотоумножителей, выпускаемых отечественной про-
мышленностью, см. в справочнике, указанном в примечании на стр. 117.—
.Прим. ред.
Таблица 18
Параметры серийных фотоумножителей [21|
Тип	Наружные габариты		Катод			Система динодов				Полное напряже- ние, в	Световой эквивалент шумов, лм
	диаметр, см	длина, см	площадь, СМ'	спектраль- ная харак- теристика	средняя чувстви- тельность, мка)лм	число динодов	ТИП	материал	коэффи- циент усиления		
RCA: 5819	5,7	14,7	14,2	S-I1	50	10	о И О	Cs3Sb	2,3- 106	1250	7-Ю-11
6342	5,7	14,7	14,2	S-11	60	10	S	AgMg	0,55 • IO»	1500	7- 10~13
6655	5,7	14,7	14,2	S-11	50	10		Cs3Sb	2,3  106	1250	7-10 13
6199	4	11,6	7,75	S-11	45	10	О е-	Cs3Sb	2,8  106	1250	4- 10~13
2020	5,7	14,7	14,2	S-11	60	10	oS	Cs3Sb	2,8  106	1250	7- 10 13
6217	5,7	14,7	14,2	S-10	40	10	CQ О	Cs3Sb	2,8  106	1250	4-10 11
6372	6,5	19,7	80	S-11	33	10		Cs.,Sb	2,5- 106	1200	1-10 11
1Р21	3,3	9,3	1,9*	S-11	40	9	Рн	Cs3Sb	8,3-JO»	1250	5-10 13
1Р28	3,3	9,3	1,9*	S-5	40	9	О	Cs8Sb	5,3  106	1250'	7,5  10 13
Дю Монт: 6291	3,8	10,8	6,4	S-11	60	10	СО  S О) S	AgMg	2- 106	2100	
6292	5,2	14,3	13,4	S-11	60	10		AgMg	2- 106	2100	
6363 6364	13,4	15,5 19	31,4 88,8	S-11 S-11	60 60	10 10	чатая	AgMg AgMg .	2  106 2- 106	1800 1800	
6467	3,2	11,5	5,1	S-11	60	10	ю о	AgMg J	2- 106	1800	
6365	1,9	7	1,26	S-11	50	6	Он о	AgMg	: 3 • IO»	1200	
Проекция площади.
236
Г лава 7
выпускались в 1955 г. Кроме того, разрабатывается ряд новых
типов фотоумножителей [21, 31—33]. Среди них есть фотоумно-
жители с фотокатодами диаметром 400 мм.
ПРИМЕНЕНИЕ сцинтилляционных СЧЕТЧИКОВ
ДЛЯ РЕГИСТРАЦИИ ЯДЕРНОГО ИЗЛУЧЕНИЯ
§ 115.	Счет ядерных частиц
Как уже было отмечено выше, некоторые приборы ядерной
•физики предназначены только для счета ядерных частиц, тогда
как при помощи других приборов выполняются измерения энер-
гии и временных соотношений. Сцинтилляционные детекторы
оказались пригодными для всех этих целей.
В упрощенном варианте схемы, изображенной на фиг. 91,
содержится все, что необходимо для счета ядерных частиц.
Ф и г. 104. Схема включения сциитилляциоииого счетчика.
•Фотоумножитель с соответствующим сцинтиллятором и пред-
усилитель монтируются обычно в одном блоке. На фиг. 104 по-
казан предусилитель вместе с делителем напряжения, питающим
диноды умножителя. Выход предусилителя можно соединить
непосредственно со входом любой пересчетной схемы, которая
срабатывает от отрицательных импульсов и имеет входную чув-
ствительность около 0,25 в. Подходящим для этой цели оказы-
вается большинство пересчетных схем, предназначенных для
работы со счетчиками Гейгера — Мюллера. Для питания фото-
умножителя, можно использовать источник высокого напряжения
пересчетной схемы.
Сцинтилляционные счетчики
237
Пример 2. Сцинтилляционный счетчик с кристаллом антра-
цена используется для счета электронов с энергией 1 Мэв. Оце-
нить необходимую величину электронного умножения в фото-
умножителе, если сигнал с него подается на пересчетную схему,
входная емкость которой равна 20 пф, а чувствительность —
0,25 в.
Решение. Для создания импульса с, амплитудой 0,25 в на
аноде фотоумножителя должен быть собран заряд q, равный
<7 = О,25С = О,25(2О • 10~12) = 5 • 10~12 кулон.
Принимая, что
С„р = 4%, Тр~ Fp=f = Fc~ 1, Sm = 0,05,
из выражения (7.2) для числа электронов, собираемых на пер-
вом диноде пе, получаем
пе = WCnpTpFpSmfFc = IO® (о,о4) (0,05) - 2 • 10s.
Отсюда необходимая величина электронного умножения М
равна
Ч. 1О~12
Ж = -----5-^------TqT = 1,5-10*.
(2-103) (1,6 • КГ19)
§ 116.	Регистрация «-частиц
Лучшим сцинтиллятором для регистрации а-частиц является
сернистый цинк, активированный серебром. Этот материал имеет
очень высокую конверсионную эффективность, но малую вели-
чину прозрачности. Поэтому сцинтилляторы из сернистого цинка
делают небольшой толщины, сравнимой с пробегом а-частиц.
Оптимальная толщина слоя для регистрации а-частиц, испускае-
мых при радиоактивном распаде, составляет примерно от 5 до
10 мг/см2.
Если наряду с а-частицами присутствуют другие типы излу-
чения, то они также будут вызывать сцинтилляции в сернистом
цинке. Однако, как правило, эти сцинтилляции можно отличить
от сцинтилляций, вызванных а-частицами, по их относительно
малой интенсивности.
Сцинтилляторы из сернистого цинка можно непосредственно
наносить на баллон фотоумножителя. Иногда используется кон-
струкция, в которой сернистым цинком покрывается прозрачный
материал, например люсит. В этом случае в оптическом кон-
такте с фотоумножителем находится прозрачная подложка сер-
нистого цинка.
Коэффициент поглощения, см ’'
Фиг. 105. Зависимость коэффициента поглощения -у-излу-
чения для кристалла NaJ от энергии [67].
Сцинтилляционные счетчики
239
§ 117.	Регистрация у-лучей
Для регистрации 7-лучей обычно используются неорганические
кристаллы, в частности йодистый натрий, активированный тал-
лием. Благодаря своей относительно высокой плотности и высо-
кому атомному номеру NaJ(Tl) оказывается особенно подходя-
щим для этой цели.
Эффективность регистрации 7-лучей сцинтилляционным счет-
чиком можно оценить путем определения доли 7-лучей, погло-
щенных в сцинтилляторе.
Если предположить, что
все процессы поглощения
независимо от их природы
приводят к отсчету, то
следует воспользоваться
полным коэффициентом
поглощения ц, зависи-
мость которого от энергии
для кристалла NaJ(Tl)
представлена на фиг. 105.
Для параллельного
пучка 7-лучей, падающих
нормально на пластинку
кристалла толщиной d,
эффективность регистра-
ции равна 1 —e~v-d. Для то-
чечного источника, распо-
ложенного на оси цилин-
дрического сцинтиллято-
ра, как показано на фиг.
106, эффективность е мож-
но вычислить по формуле
J* (l-e-^)dQ
8=^------g-------, (7.10)
Фиг. 106. К вычислению эффективности
регистрации излучения точечного источ-
ника, расположенного на оси цилиндриче-
ского сцинтиллятора.
где Qo — телесный угол, под которым виден кристалл из источ-
ника. На фиг. 107 и 108 приведены значения е для кристалла
NaJ(Tl) диаметром 38,1 мм и высотой 25,4 мм при различных
расстояниях источника от сцинтиллятора.
Пример 3. Чему равна максимальная эффективность кри-
сталла NaJ(Tl) толщиной 2,54 см при регистрации 7-излучения
Со60, падающего нормально поверхности кристалла?
Решение. Если принять среднюю энергию 7-излучения Со60
равной 1,25 Мэв, то по графику фиг. 105 полный коэффициент
240
Глава 1
поглощения равен 0,19 см~1. При этом максимальная эффектив-
ность е имеет величину
е = 1 — е~М = 1 — ехр [— 0,19 • 2,54] = 0,38.
В действительности эффективность счетчика будет несколько
меньше величины, найденной выше, поскольку дискриминатор
Фиг. 107. Зависимость эффективности регистрации f-нзлучення для
кристалла NaJ (Т1) от энергии при различных расстояниях источ-
ника от кристалла (от 0 до 1,5 см) [25].
Диаметр кристалла 38 мм’, высота 25,4 мм.
электронной схемы отсекает некоторые импульсы малой ампли-
туды. Один из методов [41], предложенных для исключения этой
неопределенности, состоит в том, чтобы считать истинными
только те импульсы, величина которых соответствует полной
энергии 7-лучей. Практически это сводится к нахождению пло-
щади пика полной энергии 7-лучей на кривой дифференциаль-
ного амплитудного распределения импульсов. На фиг. 109 пред-
ставлена зависимость так называемой пиковой эффективности
Сцинтилляционные счетчики
241
от энергии 7-излучения для кристаллов разных размеров и при
различных расстояниях источника от кристалла.
Эффективность регистрации 7-лучей при помощи сцинтилля-
ционных счетчиков примерно в 100 раз больше эффективности
регистрации при помощи счетчиков Гейгера — Мюллера. Высо-
кая эффективность открывает новые возможности измерения ма-
Ф и г, 108. Зависимость эффективности регистрации 7-излучения
для кристалла NaJ (Т1) от энергии при различных расстояниях
источника от кристалла (от 2 см до оо) [25].
Диаметр кристалла 38 мм; высота 25,4 мм.
лых 7-активностей. Например, сцинтилляционные счетчики
успешно применялись для разведки урановых месторождений
с геликоптера, летящего на высоте 165 м [42].
При увеличении эффективности счетчика вместе с полной ско-
ростью счета возрастает и скорость счета фона. Однако если
эффективность регистрации фона и скорости счета от источника
возрастает в одно и то же число раз С, то точность измерения
за фиксированный промежуток времени увеличивается в]ЛСраз.
16 В. Прайс
Ликовал эффективность
Фиг. 109. Зависимость пиковой эффективности от энергии 7-излучения для
кристаллов NaJ (Т1) [41].
Таблица 19
Фон у-лучей в кристалле NaJ (Т1) размером
38 мм X 25 мм [43]
Экран из стали, мм
Суммарный фон,
UMnlMUH
0,2—2,5 Мэв 70 кэв—2,5 Мэв
Без экрана . ..............
19........................
38........................
76........................
152 :......................
200 .......................
200 4- 50 мм РЬ...........
200 25 мм Hg..............
200 4- 50 мм РЬ 4- 25 мм Hg
576,4
312,2
173,2
84,2
46,6
41
29,5
26
25
62
41
35
32,5
Сцинтилляционные счетчики
243
Миллер и др. [43] изучали фон кристаллов NaJ(Tl), обуслов-
ленный естественной радиоактивностью. В табл. 19 приведены
результаты их измерений с кристаллом размерами 38 мм X
X 25 мм при использовании защитных экранов из стали,
свинца и ртути различной толщины. Эти результаты зависят,
конечно, от места проведения измерений. Кроме того, для толстых
экранов величина остаточного фона зависит от радиоактивных
загрязнений самого сцинтилляционного счетчика и окружающих
его предметов. Табл. 19 иллюстрирует также зависимость ско-
рости счета фона от диапазона регистрируемых амплитуд
импульсов. В ней приведены значения интегральной скорости
счета фона в диапазонах энергий от 0,2 до 2,5 Мэв и от
70 кэв до 2,5 Мэв.
В тех случаях, когда при регистрации 7-излучения требуется
получить очень короткие импульсы, как, например, в методе сов-
падений или при измерении очень высоких скоростей счета, сле-
дует использовать или органические сцинтилляторы, или сцин-
тилляторы из благородных газов.
§ 118.	Регистрация электронов
Несмотря на то, что сцинтилляторы всех типов чувствительны
в той или иной степени к электронам и р-лучам, наиболее ши-
роко для регистрации этих частиц применяются органические
сцинтилляторы. Это объясняется малым временем высвечива-
ния органических материалов, а также тем, что их можно при-
готовить как в виде твердых и жидких растворов, так и в виде
кристаллов. Сцинтиллятор NaJ(Tl) имеет большую величину
конверсионной эффективности для электронов,чем органические
сцинтилляторы, однако большее время высвечивания и необхо-
димость герметической упаковки ограничивают применение
NaJ(Tl) для регистрации электронов. К тому же высокие атом-
ные номера элементов, входящих в состав NaJ(Tl), являются
достоинством при регистрации 7-лучей, а при регистрации элек-
тронов нежелательны, поскольку такие элементы приводят
к большой величине обратного рассеяния.
Особенно удобны органические сцинтилляторы для регистра-
ции мягких р-лучей. В этом случае p-эмиттер можно смешать
с фосфором, если только это не приведет к гашению флуорес-
ценции. При такой методике измерения исключается как погло-
щение в окошке счетчика, так и самопоглощение в источнике.
Широко используются для регистрации мягкого р-излучения
С14 и Н3 (трития) жидкие сцинтилляторы. Эти радиоизотопы
имеют максимальную энергию р-лучей, равную 160 и 18 кэв со-
ответственно. Вследствие малой энергии р-частиц особенно важ-
ное значение в этом случае приобретает фон, обусловленный
16*
244
Глава 7
термоэлектронной эмиссией фотокатода. Как было отмечено
в § ПО, стандартный фотокатод испускает около 5000 электро-
нов в 1 сек с 1 см2 поверхности при комнатной температуре. Ти-
пичное амплитудное распределение импульсов, вызванных этими
электронами [37], таково, что в 0,1% случаев возникают им-
пульсы, амплитуда которых соответствует по крайней мере сред-
ней амплитуде для девяти фотоэлектронов, вырванных из ка-
тода. Для фотокатода диаметром 38,1 мм или площадью 11 см2
это составит около 55 импульсов такой амплитуды в 1 сек за
счет термоэлектронной эмиссии. Если частота поступления све-
товых импульсов не будет равна по крайней мере такой же ве-
личине, то нецелесообразно считать те световые импульсы, кото-
рые освобождают на фотокатоде всего лишь около девяти фото-
электронов. Если число фотоэлектронов от 10 до 20 принять
в качестве практического нижнего предела, то получим, что
(в условиях примера 7) минимальная энергия, которую ядерная
частица должна терять в сцинтилляторе, равна 5—10 кэв.
Если шумовые импульсы отсечь при помощи простого дис-
криминатора, то эффективность регистрации, особенно в слу-
чае трития, станет низкой, поскольку не будет регистрироваться
и значительная часть полезных импульсов. Положение можно
улучшить путем тщательного отбора фотоумножителей и их
охлаждения. Для получения большей эффективности исполь-
зуется метод совпадений, который состоит в том, что два фото-
умножителя регистрируют световые вспышки от одного сцинтил-
лятора и после отбора по энергии быстродействующая схема
совпадения регистрирует лишь те импульсы, которые возникают
одновременно (в пределах 1 мксек или менее) в обоих умножи-
телях. Так как импульсы за счет термоэлектронной эмиссии воз-
никают в обоих умножителях случайно и некоррелировано, то
большинство из них схемой совпадения не регистрируется.
Высокого развития достигла методика работы с жидкими
сцинтилляторами [44—47]. Способ введения в жидкий сцинтил-
лятор образца, активность которого требуется измерить, зависит
от химической природы образца. В том случае, когда раство-
рителем сцинтиллятора служит толуол, образец, растворяю-
щийся в толуоле, можно ввести и растворить непосредственно
в сцинтилляторе. Если образец не растворяется в толуоле, а рас-
творяется в воде, тогда водный раствор образца растворяется
в сцинтилляторе при помощи чистого спирта. Другой способ за-
ключается в том, что образец размельчается и взвешивается
в сцинтилляторе.
Добавление образца может ухудшить эффективность сцин-
тиллятора. Это гашение можно учесть путем применения вну-
треннего стандарта. Точные стандарты готовят как для С14, так
И для трития.
Сцинтилляционные счетчики
245
При измерениях [48] с холестеролом (С14) в ксилоло-терфе-
нилово-дифенилгексатриеновом сцинтилляторе была достигнута
эффективность, равная 70%, а при измерениях со стеариновой
кислотой (Н3) в том же сцинтилляторе получена эффективность,
несколько большая 30%.
§ 119.	Регистрация нейтронов
Применение сцинтилляционных счетчиков для регистрации
нейтронов будет рассматриваться в гл. 9. При регистрации ней-
тронов сцинтилляционные счетчики в общем случае обладают
теми же преимуществами, как и при регистрации других типов
излучений. К этим преимуществам относятся малый чувстви-
тельный объем детектора, большие скорости счета, высокая
эффективность и разнообразие геометрических форм.
В качестве сцинтиллятора при регистрации нейтронов ис-
пользуется целый ряд материалов. Регистрация нейтронов в этих
материалах основана на том, что в результате различных реак-
ций, происходящих под действием нейтронов, испускаются заря-
женные частицы.
§ 120.	Зависимость скорости счета от напряжения
на фотоумножителе
Наличие плато в зависимости скорости счета от напряжения
на детекторе уже обсуждалось в связи со счетчиками Гейгера —
Мюллера и с пропорциональными счетчиками. Термин «плато»
относится к той области напряжений, в которой наклон кривой
значительно меньше, чем в других областях. Желательно иметь
плато с нулевым или по крайней мере с очень малым наклоном,
так как при этом эффективность детектора не изменяется при
небольших колебаниях напряжения питания. В общем случае
сцинтилляционные счетчики не имеют плато, хотя при опреде-
ленных условиях его можно получить.
Если известно амплитудное распределение импульсов от
фотоумножителя, то можно предсказать ход зависимости ско-
рости счета от напряжения питания. На амплитудное распреде-
ление импульсов оказывают влияние ряд факторов, которые бу-
дут рассмотрены в § 122.
Связь между амплитудным распределением импульсов и за-
висимостью скорости счета от напряжения иллюстрируется на
фиг. ПО а и б. Кривые, отмеченные символом dNfdh, называются
дифференциальными кривыми амплитудного распределения им-
пульсов. Они дают зависимость числа импульсов с амплиту-
дами, лежащими в заданном единичном интервале амплитуд, от
амплитуды импульса h. Величина (dN/dh)dh представляет собой
246
Глава 7
число импульсов, амплитуда которых находится в интервале от
h до h + dh. Кривые, отмеченные символом N(h), дают инте-
гральное амплитудное распределение импульсов. Величина N(h)
равна
W)=
h
Кривые N (h) и dN/dh получены при постоянном напряжении на
Фиг. НО. Амплитудное распределение импульсов и зависимость скорости
счета от напряжения на фотоэлектронном умножителе.
Зависимость скорости счета от напряжения получается из
кривой 7V(Ai) следующим путем. При некотором определенном
напряжении на фотоумножителе регистрируются все импульсы,
амплитуда которых по крайней мере равна порогу срабатывания
дискриминатора. Если через Vs и Ms обозначить напряжение
на фотоумножителе и его коэффициент усиления, соответствую-
щие началу счета, то амплитудное распределение при этих усло-
виях таково, что Лмакс. как раз равно пороговому напряжению
дискриминатора vd. При увеличении напряжения на фотоумно-
жителе до V шкала амплитудного распределения расширяется
приблизительно в (V/l^}7 раз. Скорость счета может быть опре-
Сцинтилляционные счетчики
247
делена по значению А(/г), соответствующему амплитуде им-
пульса, равной vd по расширенной шкале.
В отсутствие плато, как, например, на фиг. 110, а, особенно
важно иметь источник питания с хорошей стабилизацией. Это
очевидно из формулы (7.7). Если hd (V) ' соответствует ампли-
туде импульса h, равной vd для данного V, то
dhd _	г, dV
'hd —	‘ V •
Таким образом, изменение напряжения на фотоумножителе на
1 % приводит к изменению абсциссы в интегральном амплитуд-
ном распределении примерно на 7%. Соответствующее измене-
ние скорости счета составит величину (dNIdh)^ dhd.
Пунктирные кривые на фиг. 110, а дают фон за счет посто-
роннего ядерного излучения и за счет темнового тока умножи-
теля. Последняя величина представляет собой ту скорость счета,
которую можно измерить в отсутствие сцинтиллятора. Рабочее
напряжение умножителя выбирается в такой точке, в которой
достаточно велика эффективность регистрации при допустимом
значении фона ').
Амплитудные распределения, приведенные на фиг. 110, а и б,
не относятся к какому-либо определенному типу излучения, а но-
сят лишь иллюстративный характер. Можно дать примеры, при-
водящие к каждому типу распределений. Сцинтилляции, вызы-
ваемые |3-лучами с непрерывным энергетическим спектром, при-
водят к распределению, аналогичному тому, какое показано на
фиг. ПО, а. С другой стороны, моноэнергетические частицы, на-
пример а-частицы, приводят к распределению, аналогичному
тому, какое показано на фиг. 110,6. Более того, при регистрации
моноэнергетических 7-лучей сцинтиллятором с высоким Z, та-
ким, как NaJ(Tl), счетная характеристика имеет плато, если
только размеры сцинтиллятора достаточно велики.
§ 121.	Разрешающее и мертвое время сцинтилляционных
счетчиков
Разрешающее время было определено в § 26 как мини-
мальное время, которое должно разделять два следующих друг
за другом импульса для того, чтобы они были зарегистрированы
раздельно. При скорости счета m доля импульсов не будет
сосчитана вследствие наличия мертвого времени.
*) Рабочее напряжение умножителя часто выбирают так, чтобы отно-
шение полезного сигнала к фону было максимальным, либо так, чтобы
была минимальна среднеквадратичная ошибка измерения. Подробней по
этому вопросу см. работу: В. Ф, Смирнов, Завод, лабор., 24, 8, 989
(1958), — Прим. ред.

Гл а в а 7
Разрешающее время счетчиков Гейгера — Мюллера равно
100 мксек или более, тогда как в сцинтилляционных счетчиках
эта величина может составлять лишь малые доли микросекунды.
Поэтому сцинтилляционные счетчики можно использовать для
измерения гораздо больших скоростей счета, чем счетчики Гей-
гера — Мюллера.
Обычно разрешающее время системы, содержащей сцинтил-
ляционный счетчик, определяется временем восстановления элек-
тронной пересчетной схемы. В общепринятых пересчетных схе-
мах это время лежит в пределах от 1 до 5 мксек. Разработаны
[49, 50] специальные схемы с мертвым временем 0,2 мксек.
Чтобы разрешающее время системы определялось электрон-
ной схемой, сцинтиллятор должен иметь время высвечивания т
гораздо меньшее, чем тг. Зависимость величины заряда, посту-
пающего на анод фотоумножителя, от времени при условии, что
любым разбросом за счет электронного умножения можно пре-
небречь, выражается соотношением
q = q^-t!\
Для получения высокой разрешающей способности импульс
напряжения, обусловленный собиранием заряда, дифференци-
руется и после этого подается на пересчетную схему. Импульс
напряжения пропорционален величине	Если значение
—х /т
е ' достаточно мало, то величина напряжения на входе мо-
жет стать меньше порога срабатывания дискриминатора за
время восстановления электронной схемы.
Органические сцинтилляторы, особенно стильбен, время вы-
свечивания которого порядка 0,005 мксек, можно использовать
в схемах с разрешающим временем 0,1 мксек или менее. При
этом могут измеряться скорости счета до 10s импульсов в 1 сек
с потерями за счет мертвого времени менее 1%.
В тех случаях, когда скорости счета велики и необходимо
вводить поправку на мертвое время, его величину следует опре-
делить экспериментально. Для этой цели удовлетворительным
оказывается метод двух источников, описанный в § 72.
Следует отметить еще одно важное обстоятельство, состоя-
щее в ограниченной точности определения момента прохожде-
ния частицы. Это ограничение, называемое временным разреше-
нием, связано с флуктуациями промежутка времени между
прохождением ядерной частицы через сцинтиллятор и срабаты-
ванием электронной схемы. Схема срабатывает в момент, когда
заряд на выходе фотоумножителя достигает определенной ве-
личины.
Временное разрешение определяется разбросом промежутков
времени, затрачиваемых электронами на прохождение через
фотоумножитель (см. § 113), временем высвечивания сцинтилля-
Сцинтилляционные счетчики
249
тора -г, полным числом электронов пе, испускаемых фотокато-
дом, и числом электронов с катода nt, необходимым для сраба-
тывания схемы. Оценка среднеквадратичных отклонений /rms
при измерении [21] интервала времени для трех различных сцин-
тилляторов приведена в табл. 20.
Таблица 20
Приближенные значения разрешающего времени
для трех сцинтилляторов [21]
Тип	пе	х, сек	nt	^rms’ сек
Жидкий сцинтиллятор ....	100	3- 10“9	17	2,2- 1О-10
Транс-стильбен		300	6- 10~9	25	1,7 • Ю-10
Антрацен		500	36- ю-9	7	3,3- 10"10
СЦИНТИЛЛЯЦИОННЫЕ СПЕКТРОМЕТРЫ
§ 122.	Введение
Как уже отмечалось выше, одна из наиболее важных особен-
ностей сцинтилляционных счетчиков состоит в возможности
определения энергии падающего излучения. Для такого опреде-
ления используются кривые дифференциального амплитудного
распределения импульсов на выходе умножителя. Установки та-
кого типа нашли широкое применение в качестве спектромет-
ров как р-, так и ^-излучения. Обзор работ в этой области не-
давно опубликован Беллом [25].
В предыдущих параграфах обсуждались факторы, которыми
определяется соотношение между зарядом, создаваемым на
аноде фотоумножителя, и энергией ядерной частицы. Для спек-
трометрических целей важно, чтобы эти факторы были прак-
тически постоянными для всех частиц с одинаковой энергией,
т. е. моноэнергетические частицы должны вызывать появление
импульсов одинаковой амплитуды. В действительности, импульсы
всегда имеют разброс по амплитудам. Последний можно выра-
зить через разрешение R [см. (7.8)] или посредством полуши-
рины , т. е. выраженной в процентах ширины кривой ампли-
тудного распределения на половине максимальной высоты. Ве-
личина W4, вычисляется следующим образом:
Д/щ
=	 100%,
лмакс.
где Лмакс. — амплитуда импульса в максимуме кривой, а Д/гу, —
интервал амплитуд между точками кривой, лежащими на
250
Глава 7
половине максимального значения. Если предположить, что рас-
пределение подчиняется нормальному закону, то между И71/2 и /?
имеется соотношение

236
где выражено в процентах. Используя формулу (7.9), мо-
жно написать
236 |~1 । в' ।
I /	1 I	1
(пе)'- |_ пгг т^т (т—1)
(7.И)
здесь пе означает среднее число электронов, достигающих пер-
вого динода, которое приходится на каждую из моноэнергети-
ческих частиц, попадающих в сцинтиллятор. Остальные обозна-
чения имеют тот же смысл, что и в § 112.
Поскольку в формуле (7.11) два последних члена в скоб-
ках много меньше единицы (см. пример 1), ясно, что основное
влияние на разрешение оказывает пе- Следовательно, для улуч-
шения разрешения при данной энергии излучения следует уве-
личивать в максимально возможной степени конверсионную
эффективность сцинтиллятора, эффективность собирания света,
фотоэмиссию и эффективность собирания фотоэлектронов.
Влияние флуктуаций коэффициентов вторичной эмиссии ди-
нодов на разрешение обсуждалось в § 112. Там же рассмотрен
выбор оптимального напряжения на динодах для улучшения
разрешения.
Имеется ряд второстепенных факторов, которые могут умень-
шить разрешающую способность сцинтилляционных счетчиков.
Среди них отметим оптические дефекты кристалла, неоднород-
ность фотокатода, нестабильность фотоумножителя, флуктуации
высокого напряжения, приложенного к фотоумножителю, и боль-
шую величину фона фотоумножителя.
Разрешение сцинтилляционных счетчиков, применяемых для
7-спектрометров, исследовалось несколькими авторами [51—-55].
Недавние работы [56], в которых сравнивалось разрешение, по-
лучаемое со светом от сцинтиллятора, с разрешением, получае-
мым от искусственной световой вспышки, показывают, что боль-
шой вклад в полуширину пика вносит сцинтиллятор. Это явле-
ние нуждается в дальнейшем изучении.
Для 7-лучей с энергией 0,661 Мэв, испускаемых Cs137, можно
при разумных мерах предосторожности получить с кристаллом
NaJ(Tl) разрешение, равное 10%. В хороших условиях эту
цифру можно снизить [25] до 6%.
На фиг. 111 изображена блок-схема сцинтилляционного спек-
трометра. Принцип амплитудного анализа импульсов и одно-
Сцинтилляционные счетчики
251
канальный анализатор были рассмотрены в § 27. По мере умень-
шения активности образцов возрастает время, необходимое для
проведения измерений с определенной точностью. Вследствие
этого практически невозможно применить одноканальный анали-
затор импульсов для образцов малой активности, а также для
образцов с малым периодом полураспада. Для этой цели были
Фиг. 111. Блок-схема сцинтилляционного спектрометра.
разработаны многоканальные анализаторы. В таких приборах
скорость счета может определяться одновременно в 20 или более
каналах. Амплитудные анализаторы такого типа рассмотрены
в гл. 10. Подробное описание этих приборов можно найти в ста-
тьях Ван-Рена [57].
§ 123.	Сцинтилляционные у-спектрометры
Широкое применение сцинтилляционных счетчиков в каче-
стве спектрометров 7-лучей оказалось возможным после появле-
ния больших монокристаллов NaJ(Tl) и разработки торцовых
фотоумножителей с высоким разрешением. Взаимодействие
у-лучей с кристаллом NaJ(Tl) сводится к трем основным про-
цессам: фотоэффекту, комптон-эффекту и образованию пар. За-
висимость коэффициентов поглощения, обусловленных этими
тремя эффектами, от энергии показана на фиг. 105. В каждом
из таких процессов часть первичной энергии фотона передается
электрону. В случае фотоэффекта и комптон-эффекта эта энер-
гия переходит в кинетическую энергию электронов, а в случае
образования пар — в кинетическую энергию электронов и пози-
тронов. Остальная часть энергии переходит к вторичным фото-
нам. За исключением тех случаев, когда взаимодействие проис-
ходит вблизи поверхности и электрон покидает сцинтиллятор,
не потеряв всей энергии, кинетическая энергия электрона идет
на образование света. Вторичные фотоны могут также либо
передать свою энергию электронам, либо покинуть сцинтилля-
тор. Если вторичный фотон поглощается в кристалле, то ампли-
туда сцинтилляции пропорциональна полной энергии первич-
252
Глава 7
ного фотона Ег так как последовательные этапы взаимодействия
происходят в течение промежутка времени, много меньшего
времени высвечивания фосфора. Вследствие этого следующие
друг за другом сцинтилляции нельзя разрешить во времени и
они регистрируются как одиночный импульс света.
В фотоэлектрическом процессе вторичные фотоны предста-
вляют собой рентгеновское излучение сравнительно низкой энер-
гии и практически всегда поглощаются в сцинтилляторе. По-
этому фотоэффект приводит к появлению световой вспышки,
амплитуда которой пропорциональна полной энергии первич-
ного фотона, за исключением случая упомянутого выше поверх-
ностного эффекта.
При комптон-эффекте сравнительно большая доля энергии
может быть передана рассеянному фотону. Величина этой доли
зависит от угла рассеяния и энергии первичного фотона в со-
ответствии с выражением (1.26).
Для образования пары необходима энергия, равная по край-
ней мере удвоенной энергии массы покоя электрона, или
1,02 Мэв. Следовательно, полная кинетическая энергия пары
равна только £т—1,02 Мэв. Однако при аннигиляции пози-
трона образуются два фотона с энергией 0,51 Мэв каждый.
Рассеянное комптоновское излучение и аннигиляционное
излучение, сопровождающее образование пар, как правило, по-
кидают кристалл. Исключением являются лишь большие кри-
сталлы NaJ(Tl) или другие кристаллы с высокой плотностью.
Поэтому при использовании кристаллов средних размеров ампли-
тудное распределение импульсов, возникающих под действием
моноэнергетических 7-лучей, содержит импульсы, соответствую-
щие полной энергии 7-лучей, и импульсы, соответствующие
только части этой энергии. По мере роста размера кристалла
последние начинают составлять все меньшую долю всех импуль-
сов. Этот эффект иллюстрируется кривыми дифференциального
распределения амплитуд импульсов для 7-лучей Cs137, изобра-
женными на фиг. 112. Пик полной энергии, соответствующий
661 кэв, возрастает, а относительное число импульсов меньших
амплитуд уменьшается по мере увеличения размеров кристалла
(сначала высота и диаметр были равны соответственно 25,4 и
38,1 мм, а затем 76,4 и 76,4 мм). Этот же эффект иллюстри-
руется кривыми на фиг. 113, на которой показана зависимость
от энергии отношения площади, ограниченной пиком полной
энергии, к площади, ограниченной всей кривой амплитудного
распределения импульсов. Для сравнения показано также отно-
шение коэффициента поглощения в NaJ(Tl) за счет фотоэлек-
трического эффекта к полному коэффициенту поглощения. По-
следняя кривая является отношением площади, ограничен-
ной пиком, ко всей площади, ограниченной амплитудным
Скорость счета, импульс/сек
1>иг. 112. Кривые амплитудного распределения импульсов от у-излуче-
шя Cs137, полученные с кристаллами NaJ (Т1) размерами 2,54 см X 3,81 см
и 7,62 см X 7,62 см [25].
254
Глава 7
распределением, в случае, если поглощение вторичных фотонов
вообще не имеет места.
Спектрометры, в которых применяются достаточно большие
кристаллы для того, чтобы большинство импульсов соответство-
вало полной энергии фотонов,
Фиг. 113. Зависимость от энергии
отношения площади, ограниченной
пиком полной энергии, к площади,
ограниченной всей кривой амплитуд-
ного распределения импульсов для
двух кристаллов NaJ (Т1) различных
размеров (кривые А и В), а также
отношения фотоэлектрического по-
глощения к полному (кривая С) [25].
Кривая Л —кристалл размером 2,54 сжхЗ,81 см
на расстоянии 2,5 см от источника; кривая
В — кристалл размером 7,62 см х 7,62 см на
расстоянии 9,3 см от источника;
Л	афотоэлектр.
кривая С-------------------------.
афотоэлектр. +акомптон+апар
7-лучей.
Такой же результат может быть получен при помощи кри-
сталлов меньшего размера (около 1 см), если использовать не-
сколько сцинтилляторов и фотоумножителей, как это сделано
называются спектрометрами с
полным поглощением. Описа-
ние подобного спектрометра
содержится в работе Белла [58].
В спектрометре применен сцин-
тиллятор, эквивалентный сфе-
ре диаметром 133 мм, в центре
которой просверлено отвер-
стие диаметром 6,35 мм для
источника.
В тех случаях, когда при
помощи сцинтилляционного
спектрометра необходимо иден-
тифицировать отдельные груп-
пы моноэнёргетических 7-лучей,
желательно, чтобы 7-лучи каж-
дой энергии давали импульсы
только одной амплитуды. Осо-
бенно это относится к случаю,
когда интенсивность 7-лучей
низкой энергии мала по срав-
нению с интенсивностью 7-лу-
чей высокой энергии. При этом
пик полной энергии 7-лучей с
малой энергией легко может
быть потерян в непрерывном
распределении по энергиям
комптоновских электронов от-
дачи, соответствующих фото-
нам высокой энергии. Разре-
шающая способность спектро-
метра с полным поглощением
приближается к величине, ко-
торая необходима для разде-
ления по энергиям нескольких
в комптоновском спектрометре с двумя кристаллами и парном
спектрометре. В спектрометре с двумя кристаллами [59] при-
Сцинтилляционные счетчики
255
меняется схема совпадений (см. гл. 10). В амплитудный анали-
затор попадают только те импульсы от комптоновских электро-
нов отдачи, которые сопровождаются импульсами от фотонов,
рассеянных на заданный угол (обычно около 135°). Все осталь-
ные импульсы в анализатор не попадают. Разрешение, получае-
мое при помощи спектрометра с двумя кристаллами, сравнимо
с разрешением однокристального спектрометра. Недостатком
спектрометров с двумя кристаллами является то, что при ра-
боте с ними необходимы в 1000 раз большие источники, так как
в анализатор попадает лишь малая доля всех возникающих
в счетчике импульсов.
Парный спектрометр [60] содержит три расположенных ря-
дом кристалла, каждый из которых снабжен отдельным фото-
умножителем. Выход среднего счетчика соединен с амплитуд-
ным анализатором. В приборе имеется схема тройных совпаде-
ний, благодаря ей в анализатор попадают только те импульсы
от среднего счетчика, которые сопровождаются импульсами двух
соседних. Анализируемые 7-лучи направляются на средний кри-
сталл. Тройное совпадение может иметь место при образовании
пары, когда два кванта, возникающих при аннигиляции пози-
трона, попадают каждый в один из боковых кристаллов. Таким
образом, в анализатор попадают лишь те импульсы, которые
соответствуют полной кинетической энергии пары. Эта энергия
равна — 1,02 Мэв. Интенсивность источника, необходимая
для парного спектрометра, не так велика, как для спектрометра
с двумя кристаллами. Для работы с ним оказался достаточным
[60] источник интенсивностью 1 мккюри при энергии 7-лучей,
равной 2,7 Мэв.
§ 124.	Сцинтилляционные спектрометры в медицине
Метод одноканального сцинтилляционного спектрометра был
применен [61] к измерениям с радиоизотопами в медицинской
диагностике и терапии. Если регистрируются только импульсы,
соответствующие пику полной энергии, то рассеянное излучение
не будет зарегистрировано. Такая методика в сочетании со спе-
циально сконструированными коллиматорами позволяет точно
определять положение источника. Кроме того, при этом сравни-
тельно низка скорость счета фона, поскольку регистрируются
только те импульсы фона, которые попадают в тот же энергети-
ческий интервал..
§ 125.	Сцинтилляционные ^-спектрометры
В сцинтилляционных |3-спектрометрах обычно применяются
кристаллы антрацена, но иногда и кристаллы NaJ(Tl). Кри-
сталлы антрацена обладают рядом преимуществ по сравнению
с NaJ(Tl) (см. § 118). Однако к недостаткам антрацена следует
256
Глава 7
Фото умножитель
Светопровод
Сцинтиллятор
Коллиматор
Фиг.
щения
пени
Истопник
114. Устройство для предотвра-
потерь обратно рассеянных элек-
тронов в ^-спектрометре.
избежать этого.
отнести [22] нелинейную зависимость светового выхода от энер-
гии при энергиях ниже 100 кэв, в связи с чем необходима соот-
ветствующая корректировка амплитудного спектра, чтобы полу-
чить из него спектр энергий р-частиц.
Сцинтиллятор выбирается такого размера, чтобы его пло-
щадь равнялась площади катода торцового фотоумножителя,
а толщина по крайней мере — пробегу р-частиц с максимальной
энергией. Типичными являются размеры: толщина 6,35 мм и
диаметр 25,4 мм. Колпачок из тонкой алюминиевой фольги
играет двоякую роль: он
служит отражателем света
сцинтилляций, обеспечиваю-
щим лучшее его собирание,
и, кроме того, защищает
кристалл от внешнего света.
Искажение спектра р-ча-
стиц происходит, если неко-
торые частицы рассеиваются
и вылетают назад, оставляя,
таким образом, в сцинтил-
ляторе только часть своей
энергии. Устройство, изобра-
женное на фиг. 114, позво-
ляет в значительной сте-
попадают в дно отверстия.
Форма отверстия выбрана таким образом, что вероятность того,
что рассеянные назад электроны покинут сцинтиллятор, очень
мала.
При точной p-спектроскопии необходимо учитывать некото-
рые вторичные эффекты [25]. К ним относятся накладывающиеся
импульсы от 7-лучей, попадающих в сцинтиллятор одновременно
с р-частицами. Кроме того, необходимо принимать во внимание
поглощение р-частиц в окошке, рефлекторе, воздухе и любых
других поглотителях, расположенных между источником и сцин-
тиллятором.
Для работы со сцинтилляционными p-спектрометрами можно
использовать значительно более слабые источники, чем для маг-
нитных спектрометров. Это объясняется тем, что доля р-частиц,
попадающих в спектрометр, достигает 50% в то время, как
в магнитных спектрометрах эта величина составляет всего лишь
1 % или даже еще меньше. Благодаря этому в значительно боль-
шей степени можно исключить ошибки, связанные с самопогло-
щением в источнике, поскольку при работе со сцинтилляцион-
ными спектрометрами могут использоваться источники большей
площади и меньшей активности, чем при работе с магнитными
спектрометрами.
Сцинтилляционные счетчики
257
ДРУГИЕ ПРИМЕНЕНИЯ СЦИНТИЛЛЯЦИОННЫХ СЧЕТЧИКОВ
§ 126.	Широкое применение сцинтилляционных счетчиков
В этой книге мы не пытаемся хотя бы просто перечислить
все виды экспериментов, в которых использовались сцинтилля-
ционные счетчики. Чтобы это сделать, пришлось бы упомянуть
почти все проблемы, с которыми сталкивались в последние годы
при создании приборов для ядерной физики.
Рассмотрение многочисленных применений сцинтилляцион-
ных счетчиков можно найти в книгах Биркса [3] и Каррена [62].
Здесь мы уделим основное внимание только некоторым специ-
альным применениям, которые стали возможными благодаря
специфическим характеристикам сцинтилляционных счетчиков.
§ 127.	Измерения с частицами высокой энергии
Применению сцинтилляционных счетчиков для измерений
с частицами высокой энергии посвящен обзор Вутера [63].
К этим измерениям относятся эксперименты по рассеянию ча-
стиц и эксперименты с мезонами.
В типичном эксперименте по рассеянию протонов исполь-
зуется коллимированный пучок от 184-дюймового фазотрона,
падающий на мишень. Пучок состоит из отдельных импульсов,
содержащих по 107 протонов с энергией 340 Мэв. Длитель-
ность импульса равна 25 мксек, частота повторения — около
60 раз в 1 сек. Поток, измеряемый детектором с малой аперту-
рой, может оказаться равным всего нескольким протонам
в 1 сек. Рассеяние протонов сопровождается появлением при-
мерно в 100 раз большего фона, состоящего из дейтронов, про-
тонов, электронов высокой энергии, мезонов и 7-лучей, возни-
кающйх вследствие неупругого рассеяния в окружающем ве-
ществе. Спектр этого фона простирается до 340 Мэв, но боль-
шая его часть имеет энергию около нескольких Мэв.
Измерения подобного рода с газонаполненными приборами
типа пропорциональных счетчиков ограничиваются пределами
возможной дискриминации и разрешающей способностью при-
бора. Сцинтилляционные счетчики позволяют в значительной
степени обойти эти ограничения.
В пропорциональном счетчике амплитуды импульсов, вы-
званных частицами фона с малой энергией, оказываются часто
сравнимыми или даже большими, чем амплитуды импульсов от
частиц высокой энергии. Это происходит вследствие того, что
удельная ионизация частиц высокой энергии значительно
меньше, чем частиц малой энергии, а расстояние, проходимое
17 В. Прайс
258
Глава 7
всеми этими частицами в счетчике, одинаково и равно его раз-
меру. При использовании сцинтилляционного счетчика положе-
ние существенно изменяется. Благодаря высокой плотности
сцинтиллятора пробег частиц фона значительно меньше разме-
ров кристалла. Следовательно, соотношение амплитуд импуль-
сов, обусловленных этими двумя группами частиц, значительно
лучше. Это позволяет осуществлять успешную дискриминацию
фона.
§ 128.	Исследование короткоживущих ядерных изомеров
Многие ядра обладают метастабильными возбужденными со-
стояниями, известными как изомерные состояния. Обычно пере-
ход в основное состояние сопровождается ^-излучением. Каж-
дый изомер обладает характерным периодом полураспада. Из-
вестны периоды полураспада от 10"9 сек до нескольких лет.
Фиг. 115. Блок-схема установки для измерения периодов полураспада
методом запаздывающих совпадений.
Для измерений больших периодов полураспада используются
счетчики Гейгера—Мюллера. Однако эти детекторы нельзя ис-
пользовать для измерений полупериодов, менцших чем 10-6 сек,
поскольку их разрешающее время такого же порядка. Малое
разрешающее время сцинтилляционных счетчиков позволяет
проводить измерения периодов полураспада вплоть до 1СГ9 сек.
Блок-схема установки для измерений периода полураспада
показана на фиг. 115. При измерении используется то обстоя-*
тельство, что возникновенйе изомерного состояния сопрово-
ждается испусканием р-частицы. Если задержать импульс, соот-
ветствующий р-частице, испускаемой при образовании изомера,
то можно зарегистрировать совпадение этого импульса с импуль-
сом, обусловленным -[-квантом, возникающим при распаде изоме-
ра. Величину периода полураспада изомера ^ожно получить не-
посредственно, если измерить изменение скорости счета совпаде-
ний в зависимости от времени задержки. Мак Гоуэн [64] и дру-
гие измерили периоды полураспада многочисленных изомеров,
Сцинтилляционные счетчики
259
имеющие величину от 10-6 до 10~9 сек. Мак Гоуэн [64] применил
также этот метод для измерения энергетического спектра излу-
чения изомера и исходного ядра.
§ 129.	Жидкие сцинтилляторы большого объема
Большое распространение сцинтилляционных счетчиков в зна-
чительной степени обусловлено тем, что размеры и форму сцин-
тилляторов можно изменять в широких пределах. Жидкие сцин-
тилляторы большого объема играют особенно важную роль
в таких применениях, где детекторы других типов вследствие
малой величины потока и (или) малой эффективности реги-
страции дают близкую к нулю или очень малую скорость счета.
Измерения космических лучей — это одна из областей, где для
уменьшения времени измерения применяются жидкие сцинтил-
ляторы большого объема.
Гаррисон, Коуэн и Рейнес [65] с успехом применили большой
жидкий сцинтиллятор в экспериментах с нейтрино. Они изме-
ряли эффективное сечение реакции
Поскольку это сечение очень мало, в опыте использовался боль-
шой сосуд. Сосуд содержал 300 л жидкого сцинтиллятора, в ка-
честве которого использовался толуол-терфенил-а-нафтил фенил-
оксазол с добавлением пропионата кадмия. Сосуд имел цилин-
дрическую форму и был окружен 90 фотоумножителями, распо-
ложенными по спирали вдоль стенок сосуда. Фотоумножители
были разделены на две группы и присоединены параллельно
к двум входам схемы совпадений. Позитроны создают импульс
на входе одного канала. Образующиеся нейтроны обладают
энергией в цесколько кэв и замедляются в сцинтилляторе до
тепловых энергий. Когда энергия нейтронов достигает теплового
уровня, они захватываются -кадмием. Возникающий при этом
7-квант создает вспышку, попадающую в другой канал схемы
совпадений. Сечение написанной выше реакции, протекающей
под действием нейтрино, определялось по числу совпадений
импульсов от 7-квантов с задержанными импульсами от пози-
тронов.
§ 130.	Применение сцинтилляционных счетчиков в дозиметрии
При соответствующих условиях испускаемый сцинтиллятором
свет может служить достаточно хорошей мерой поглощенной
энергии излучения. Обзор таких применений сделан Раммом [4].
Наиболее широкое распространение сцинтилляционные счетчики
17*
260
Глава 7
получили в дозиметрии ^-излучения, однако проводились работы
по их использованию для дозиметрии нейтронов и заряженных
частиц.
В дозиметрии сцинтилляционный счетчик обычно исполь-
зуется в качестве прибора, измеряющего средний уровень излу-
чения. Средний ток фотоумножителя в определенных пределах
пропорционален световому выходу сцинтиллятора. Полезный
интервал токов фотоумножителей, определяющий интервал из-
меряемых прибором мощностей доз, ограничен снизу и сверху
соответственно темновыми токами и утомлением фотоумножи-
теля. Для заданного коэффициента усиления М темновой ток
при комнатной температуре равен приблизительно 8-10"|4Л4а.
Следовательно, для обычных величин коэффициента умножения
порядка 5-Ю5 этот ток составляет от 10-7 до 10-8 а. Суще-
ственное утомление фотоумножителей наблюдается при анодных
токах порядка 10-5 а и выше. Этот интервал токов соответствует
интересному для практических целей диапазону доз от Ю~4 до
1 рентген/час для кристалла антрацена весом 20 г.
Если не учитывать того, что соотношение между поглощен-
ной энергией и световым выходом зависит от энергии фотона
(см. § 105), то можно считать, что световой выход пропорцио-
нален поглощенной сцинтиллятором энергии -у-излучения. Соот-
ветственно можно калибровать ток фотоумножителя в единицах
мощности дозы, если внести поправки, связанные с поглощением
^-излучения в сцинтилляторе, с установлением вторично-элек-
тронного равновесия и с зависимостью поглощения от атомных
номеров составных элементов сцинтиллятора.
Зависимость показаний сцинтилляционного дозиметра от
энергии фотонов исследовалась путем сравнения с ионизацион-
ной камерой с воздухоэквивалентными стенками [4]. Теорети-
чески эта зависимость была рассчитана для кристаллов антра-
цена для четырех различных толщин. При этих расчетах зави-
симостью конверсионной эффективности от энергии пренебре-
гали.
Задачи
1.	Чему будет равна амплитуда импульса на входе импульсного усили-
теля, имеющего входную емкость 20 пф, если в сцинтилляционный счетчик
с кристаллом антрацена и фотоумножителем типа Дю Монт 6292 с напря-
жением на каскад 130 в попадает электрон с энергией 50 кэв? Сделать
разумные предположения о величине других параметров схемы, которые
могут понадобиться для расчета.
2.	На основании фиг. 102 вычислить конверсионную эффективность
сцинтиллятора NaJ.
3.	Использовать фиг. 102 для вычисления количественных характеристик
сцинтиллятора NaJ, применяемого с фотокатодом типа S-11.
Сцинтилляционные счетчики
26t
4.	Разрешающее время аппаратуры со сцинтилляционным счетчиком
ограничивается временем высвечивания и приблизительно равно ему. Вы-
числить скорость счета, при которой просчеты составляют 1% для кристал-
лов антрацена и для кристаллов NaJ.
5.	Обсудить значение фиг. 94 и 95 для применения различных типов
сцинтилляторов в спектрометрах.
6.	Доказать, что единицы спектральной чувствительности мка/мквт и
фотоэлектрон/эв равны между собой.
7.	Вычислить амплитудное разрешение фотоумножителя с 10 динодами,,
у которого коэффициент усиления для первого динода равен 4, а для всех
последующих динодов составляет 3. Предположить, что с фотокатода вы-
летело 10 электронов.
8.	Рассчитать эффективность сцинтилляционного счетчика, в котором
для регистрации 7-лучей Со60 использован кристалл NaJ(Tl) толщиной
25,4 мм. Предположить, что у-лучи падают на кристалл перпендикулярно
к его поверхности и что уровень дискриминатора установлен так, чтобы,
пропустить все сцинтилляции из кристалла независимо от их величины.
9.	Сравнить данные, полученные в задаче 8, с данными фиг. 107—109.
Объяснить результат.
10.	Вычислить теоретическое значение отношения площади, ограничен-
ной фотоэлектрическим пиком, к полной площади, ограниченной кривой
дифференциального распределения импульсов по амплитудам, полученной
с большим кристаллом NaJ(Tl'), облучаемым источником Cs137.
ЛИТЕРА ТУРА
1.	Coltman J. W., Marshall F. Н., Phys. Rev., 72, 528 (1947).
2.	Swank R. K., Nucleonics, 12, 14 (March, 1954).
3.	В i r k s J. B., Scintillation Counters, New York, 1953, Ch. 6. (Имеется пере-
вод: Дж. Бирке, Сцинтилляционные счетчики, ИЛ, 1955.)
4.	Ramm W. J., в книге «Radiation Dosimetry», eds. G. J. Hine and
G. L. Brownwell, New York, 1956. (Имеется перевод в книге «Ра-
диационная дозиметрия» под ред. Дж. Хайна, Г. Браунелла, ИЛ,
1958.)
5.	Eggler С., Huddleston С. М., Phys. Rev., 95, 600 (1954); Nucleonics,
14, 34 (April, 1956).
6.	Northrop J. A., Nobles R., Nucleonics, 14, 36 (April, 1956).
7.	Slater J. C., Quantum Theory of Matter, New York, 1951, Ch. 8.
8.	Kittel C., Introduction to Solid State Physics, New York, 1953. (Имеется
перевод: Ч. К и т т e л ь, Введение в физику твердого тела, М.—Л.,
1957.)
9.	Sangster R. С., MIT Laboratory for Nuclear Science and Engineering
Tech. Rep. 55, 1952.
10.	Kallmann H., Furst M., Phys. Rev., 78, 621 (1950).
11.	Kallmann H., Furst M„ Phys. Rev., 79, 857 (1950).
12.	Kallmann H., Furst M., Phys. Rev., 81, 853 (1951).
262
Глава 7
13.	Kallmann Н., Furst М., Brown F. H., Nucleonics, 14, 48 (April, 1956).
14.	Schorr M. G., Forney F. L., Phys. Rev., 80, 474 (1950).
15.	Kuski W. S„ Phys. Rev., 82, 230 (1951),
16.	Pi chut L., Koechlin Y., Journ. Chem. Phys., 48, 225 (1951).
17.	BuckW. L., Swank R. K., Nucleonics, 11, 48 (November, 1953).
18.	Mott N. F., Gurney R. W., Electronic Processes in Ionic Crystals,
Oxford, 1940.
19.	Seitz F., The Modern Theory of Solids, New York, 1940, Ch. 13. (Имеется
перевод: Ф. Зейтц, Современная теория твердого тела, М.—Л.,
1949.)
20.	М u е h 1 h a u s е С. О., U. S. Atomic Energy Comm. Document BNL-242
(T-38), 1953.
21.	Morton G. A., Proceedings of the International Conference on the Peace-
ful Uses of Atomic Energy, Vol. 14, New York, 1956, p. 246.
(Имеется перевод в Материалах межд. конф, по мирному исполь-
зованию атомной энергии,	Женева,	1955,	т. 14, М.,	1958,	стр.	296.)
22.	Т а у 1 о г С. J., J е n t s с h k е W.	К-, R е m 1 е у	М. Е., Eby	F.	S., К г	и-
. ger Р. G., Phys. Rev., 84, 1034 (1951).
23.	Birks	J. В., Phys. Rev., 86, 569	(1952).
24.	Birks	J. B., Phys. Rev., 84, 364	(1951).
25.	Bell P. R., в книге Beta and Gamma-ray Spectroscopy ed. K- Siegbahn,
New York, 1955. (Имеется перевод в книге «Бета- и гамма-спектро-
скопия» под ред. К. Зигбан, ГИФМЛ, 1959.)
26.	Т i m m е г h a u s К. D., Giller Е. В., Duffield R. В., D г i с к а-
m е г Н. G., Nucleonics, 6, 37 (June, 1950).
27.	В о г к о w s к i С. J., С 1 а г к R. L., частное сообщение.
28.	Jordan W. Н., Bell Р. R., Nucleonics, 5, 30 (October, 1949).
29.	Sommer A., Photoelectric Tubes, London, 1951, Ch. 3.
30.	Allen J. S„ Proc. IRE, 38, 346 (1950).
31.	Linden B. R,, Nucleonics, 11, 30 (September, 1953).
32.	Engstrom R. W., Nucleonics, 12, 26 (March, 1954).
33.	Linden B. R., Nucleonics, 12, 20 (March, 1954).
34.	Davidson P. W., Nucleonics, 10, 33 (March, 1952).
35.	Engstrom R. W., Stoudenheimer R. G., Glover A. N., Nucleo-
nics, 10, 58 (April, 1952).
36.	Swank R. K-, Buck W. L., Nucleonics, 10, 51 (May, 1952).
37.	M о r f о n G. A., Mitchell J. A., Nucleonics, 4, 16 (January, 1949).
38.	Allen J. S., Proc. IRE, 38, 346 (1950).
39.	Smith R. V., Nucleonics, 14, 55 (April, 1956).
40.	Morton G. A., Nucleonics, 10, 39 (March, 1952).
41.	Lazar N. H., Davis R. C„ Bell P. R., Nucleonics, 14, 52 (April, 1956).
42.	Cowper G., Nucleonics, 12, 29 (March, 1954).
43.	Miller С. E., M a r i n e 11 i L. D., R о w 1 a n d R. E., R о s e J. E., Nucleo-
nics, 14, 40 (April, 1956).
44.	Hayes F. N., Ott D. G., Rogers B. S., Nucleonics, 13, 38 (December,
1955).
Сцинтилляционные счетчики
261
45.	Н а у е s F. N., О 11 D. G., К е г г V. N., Nucleonics, 14, 42 (January, 1956).
46.	Williams D. L„ Hayes F. N„ Kandell R. J., Rogers W. H„ Nuc-
leonics, 14, 62 (January, 1956).
47.	Hayes F. N„ Anderson E. C., Arnold J. R., Proceedings of the In-
ternational Conference on the Peaceful Uses of Atomic Energy, Vol.
14, New York, 1956, p. 188. (Имеется перевод в Материалах межд.
конф, по мирному использованию атомной энергии, Жеиева, 1955.
т. 14, М„ 1958, стр. 220.)
48.	Keuffel J. W., Nucleonics, 10, 41 (March, 1952).
49.	Cooke-Yarborough E. H., Journ. Sci. Instr., 26, 96 (1949).
50.	W e 11 s F. H., Journ. Sci. Instr., 29, 111 (1952).
51.	Morton G. A., Mitchell J. A., RCA Rev., 9, 632 (1948).
52.	Seitz F., Mueller D. W., Phys. Rev., 78, 605 (1949).
53.	Wright G. T., Journ. Sci. Instr., 31, 377 (1954).
54.	Robinson K. W., Nucleonics, 10, 34 (March, 1952).
55.	Connolly R. E., L e b о e n t M. B., An al. Chem., 25, 1095 (1953).
56.	К e 11 e у G. C., Bell P. R., Davis R. C., Lazar N. H., Nucleonics, 14,.
53 (April, 1956).
57.	Van R e n n e s A. B., Nucleonics, 10, 20 (July, 1952); 10, 23 (August, 1952);
10, 32 (September, 1952); 10, 51 (October, 1952).
58.	Bell P. R., Nucleonics, 12, 53 (March, 1954).
59.	Hof st ad ter R., McIntyre J. A., Phys. Rev., 78, 619 (1950).
60.	Ma ien schein F. C., Barr J. K-, Phys. Rev., 82, 917 (1951).
61.	Francis J. E., Bell P. R., H ar r i s С. C., Nucleonics, 13, 82 (Novem-
ber, 1955).
62.	Curran S. C., Luminescence and the Scintillation Counter, New York,
1953, Ch. 10.
63.	Wo u ter L. F., Nucleonics, 10, 48 (August, 1952).
64.	McGowan F. K-, Phys. Rev., 76, 1730 (1949); 81, 1066 (1951); 79, 404
(1950).
65.	H a r r i s о n F. B., Cowan C. L., Jr., Reines F., Nucleonics, 12, 44
(March, 1954).
66.	Bird L. L., Tracerlog, No. 78, 12 (1956).
67.	Jordan W. H., Ann. Rev. Nucl. Sci., 1, 221 (1951).
ГЛАВА
8
ФОТОГРАФИЧЕСКИЙ И ДРУГИЕ МЕТОДЫ
РЕГИСТРАЦИИ ИЗЛУЧЕНИЯ
В предыдущих главах были детально рассмотрены четыре
важных метода регистрации ядерных излучений. Наряду с ними
существует ряд других методов, которые также следовало бы
рассмотреть. Некоторые из них кратко излагаются в настоящей
главе.
При написании этой книги пришлось сделать в значительной
степени произвольный выбор методов, которым посвящены от-
дельные главы, и методов, которые рассматриваются в данной
главе. Основным критерием при этом служило то, в какой сте-
пени распространено применение того или иного метода реги-
страции.
Возможно, некоторые методы заслуживают более детального
списания, чем это сделано в настоящей главе. Однако автор на-
деется, что читатель получит достаточно сведений, чтобы по-
нять основные особенности рассматриваемых методов и оценить
возможности их применения. Для читателей, нуждающихся в до-
полнительной информации, приведены ссылки на соответствую-
щие работы.
МЕТОД ЯДЕРНЫХ ЭМУЛЬСИЙ
§ 131. Описание методики
Проходя сквозь фотографическую эмульсию, заряженные
частицы могут создавать вдоль своего пути скрытое изображе-
ние. После проявления пленки вдоль следа частицы образуются
зерна серебра. При изучении следов можно получить множе-
ство сведений о самой частице и характере ее взаимодействия
с веществом. Подсчет числа отдельных следов дает количество
ядерных частиц, попавших в пластинку. Детальное изучение
структуры следов позволяет определить массу, заряд и энергию
частиц и исследовать чрезвычайно сложные события, связанные
с некоторыми частицами. Иными словами, следы в эмульсии
дают возможность непосредственно наблюдать явление, которое
Фотографический и другие методы регистрации излучения 265-
ДО этого можно было только представлять себе. Без таких на-
блюдений многие предположения поддавались бы только стати-
стической проверке путем наблюдения за большим числом
событий, а не прямым подтверждениям путем исследования
отдельных актов.
Технике ядерных эмульсий посвящено несколько обширных
обзорных статей1). В одном из последних обзоров — обзоре
Гольдшмидта-Клермона [1]—много внимания уделяется измере-
ниям следов и технике обработки эмульсий. Ротблат [2] опубли-
ковал очень полезное введение в основы метода. В его обзоре
содержится много сведений относительно техники измерений и
применения методики. В книгах Пауэлла и Оккиалини [3], а так-
же Ягоды [4] приводится большое число микрофотографий ядер-
ных следов. Многочисленные применения в физике мезонов рас-
смотрены в обзоре Пауэлла [5]. Отметим также обзоры Росси [6],
Фаулера и Перкинса [7], Бейзера [8], Виньерона [9] и Шапиро [10].
Пути ядерных частиц могут быть зарегистрированы как при
помощи ядерных эмульсий, так и при помощи камеры Вильсона.
Следовательно, оба этих метода дают возможность детально-
исследовать механизм явлений. Каждый из них обладает опре-
деленными достоинствами. Метод ядерных эмульсий имеет сле-
дующие преимущества перед камерами Вильсона.
1.	Тормозная способность. Тормозная способность ядерной
эмульсии примерно в 1000 раз больше, чем тормозная способ-
ность газа, наполняющего камеру Вильсона, так как плотность
эмульсии приблизительно во столько же раз больше плотности
газа в камере. В связи с этим в эмульсии может быть зареги-
стрирована большая часть пути частицы высокой энергии и,
кроме того, существенно выше вероятность возникновения актов
ядерного взаимодействия. Эти преимущества метода выступают
особенно отчетливо при применении толстослойных эмульсий
или стопок тонких эмульсий.
2.	Время чувствительности. Ядерные эмульсии могут экспо-
нироваться в течение нескольких недель. В течение всего этого
времени регистрирующее устройство непрерывно работает. Про-
должительность экспозиции ограничивается лишь регрессией
скрытого изображения. Камеры Вильсона, а также диффузи-
онные камеры чувствительны только в течение сравнительно
коротких промежутков времени, когда в камере имеются усло-
вия для образования треков. В камерах Вильсона эти проме-
жутки могут быть порядка 1/10 сек для каждого расширения
камеры', причем расширения могут происходить, например,
') См. также сборники статей: Фотографический метод в ядерной фи-
зике. ИЛ (1952), Фотографическая регистрация ионизирующих излучений-
ИЛ (1953). -Прим. ред.
266
Глава 8
дважды в 1 мин. Время чувствительности диффузионных камер
существенно больше, чем у камер Вильсона, но значительно
меньше, чем у ядерных эмульсий.
3.	Механические свойства. Небольшой вес, малые размеры
и механическая прочность являются очевидными преимуще-
ствами ядерных эмульсий.
С другой стороны, определенные преимущества имеют и ка-
меры Вильсона. К ним относятся:
1.	Точность. Ядерные эмульсии имеют тенденцию набухать
в процессе проявления. Несмотря на специальные меры предо-
сторожности, толщина эмульсии может увеличиться на 50—75%
от первоначальной величины. Кроме того, состав эмульсии изме-
няется от партии к партии, вследствие чего зависимость пробега
от энергии страдает некоторой неопределенностью. Поскольку
камерам Вильсона не свойственны подобные явления, точность
измерения с ними значительно выше.
2.	Применение в магнитном поле. Камеры Вильсона часто
помещаются в магнитное поле. При этом можно определить
импульс частицы, измеряя радиус кривизны трека. Этот метод
нельзя непосредственно применить к ядерным эмульсиям вслед-
ствие частых столкновений частицы с ядрами эмульсии. Однако
несколько работ в этом направлении было успешно выполнено
[И-13].
§ 132.	Типы ядерных эмульсий
Обычные оптические эмульсии непригодны для ядерных
исследований. Для этой цели были разработаны специальные
типы ядерных эмульсий. Следы частиц в оптических эмульсиях
Представляют собой отдельные, далеко отстоящие друг от друга
зерна, в связи с чем точное измерение длины следа становится
невозможным. Кроме того, низкая чувствительность этих пленок
в сочетании с высокой фоновой вуалью отдельных зерен делает
невозможным наблюдение следов при малой удельной иониза-
ции. Ядерные эмульсии содержат по крайней мере в 4 раза
больше бромистого серебра, чем оптические. Зерна ядерных
эмульсий имеют малые размеры (от 0,1 до 0,6 мк) и хорошо
разделены в отличие от больших перекрывающихся зерен опти-
ческих эмульсий.
В настоящее время для ядерных исследований выпускается
несколько типов ядерных эмульсий. Свойства некоторых из них
приведены в табл. 21.
Чтобы сделать зерно проявляемым, необходимо, по-видимому,
некоторое число актов ионизации. В соответствии с этим для
каждого типа частиц существует некоторая максимальная энер-
гия, при которой частица еще регистрируется данной эмульсией.
Частицы с энергией выше максимальной создают удельную
Таблица 21
Характеристики эмульсий
Изготовитель	Илфорд				Истмен Кодак				
Тип	D1	Е1	С2	G5	NTC	NTA	NTB	NTB2	NTB3
Средний диаметр зерна, мк ....	0,12	0,14	0,16	0,30	0,1—0,3	0,2—0,3	0,2—0,3	0,2—0,3	0,2—0,3
Наибольшее отношение v/c для оди- ночной заряженной частицы . . .		0,2	0,31	1,0			0,33	0,69	0,99
Максимальная регистрируемая энер- гия электронов, Мэв				0,03	Все			0,03	0,2	0,4
Максимальная регистрируемая энер- гия протонов, Мэв			20	50	Все		20	50	375	750
Максимальная регистрируемая энер- гия а-частиц, Мэв ........	Низкая	500	1500	Все	Низкие	200	800	Все	Все
	энергия				энергии				
Максимальная регистрируемая энер- гия продуктов распада 		Все	Все	Все	Все	Все	Все	Все	Все	Все
268
Глава 8
ионизацию, которая недостаточна для образования следа.
В табл. 21 приведены величины этих максимальных энергий.
В том случае, когда величина удельной ионизации, необходимой
для проявления зерен, меньше минимальной удельной иониза-
ции частицы, данной эмульсией регистрируются частицы всех
энергий.
Чувствительность эмульсий регулируется при помощи сенси-
билизаторов. Кроме того, чувствительность данного типа эмуль-
сии можно изменять в широких пределах, применяя различную
технику проявления [14, 15].
Выпускаемые ядерные эмульсии отличаются большим разно-
образием размеров и форм. Толщина эмульсий лежит в преде-
лах от нескольких микрон до 1200 мк. Они наносятся на стек-
лянную подложку либо поставляются без нее. В последнем
случае эмульсии, называемые иногда «пленками», или «ленточ-
ными» эмульсиями, очень удобно складывать стопками и увели-
чивать таким образом чувствительный объем.
Состав эмульсии играет важную роль не только потому, что
он влияет на чувствительность, но и потому, что он определяет
зависимость пробега заряженной частицы от ее энергии. Кроме
того, состав эмульсии определяет также тип взаимодействия
ядерного излучения с пленкой. В табл. 22 приведен состав
пленки Илфорд G 5 (Ilford G 5), ее плотность и другие свойства.
Данные эмульсии Илфорд G5
Таблица 22
Состав		Свойства	
элемент	концентрация, г/см3		
Серебро 		1,82	Плотность, г/см3 . . .	3,838
Бром		1,34	Число атомов в 1 см3 .	8,0- IO22
Йод		0,012	Среднее А 		29
Углерод		0,277	Среднее Z		13
Водород 		0,053	Среднее Z2 ..... .	456
Кислород		0,25		
Сера		0,007		
Азот		0,074		
Добавление к эмульсии определенных веществ делает ее
избирательно чувствительной к некоторым ядерным реакциям.
Например, добавление В10 делает эмульсию чрезвычайно чув-
ствительным детектором нейтронов (см. гл. 9).
Выбор типа эмульсии зависит от ее предполагаемого приме-
нения (см. § 136). Чувствительность пленки должна быть доста-
Фотографический и другие методы регистрации излучения
2С9
точно велика, чтобы обеспечить плотность зерен, нужную для
регистрации следа частицы. С другой стороны, при излишней
чувствительности плотность зерен может оказаться настолько
большой, что отдельные зерна станут неразличимыми и их
нельзя будет сосчитать.
Более подробные сведения о промышленных типах эмуль-
сий можно получить от их изготовителей и из указанной выше
литературы.
§ 133.	Обработка и анализ ядерных эмульсий
Для проявления ядерных эмульсий были разработаны спе-
циальные методы. Необходимость специальных методов про-
явления обусловлена большой толщиной, большим содержанием
серебра и возможностью искажений, связанных с деформацией
желатины. Превосходное описание обычно применяемых мето-
дов содержится в обзоре Гольдшмидта-Клермона [1].
Вероятно, простейший метод равномерного проявления
эмульсий не слишком большой толщины состоит в выборе мед-
ленного проявителя с большим индукционным периодом. При
этом проявитель пропитывает эмульсию в течение промежутка
времени, значительно меньшего, чем собственно время проявле-
ния. Стандартные проявители для рентгеновской пленки, такие,
как D19 [19], годятся для толщин до 100 мк. Этот метод можно
использовать для толщин вплоть до 400 мк при дальнейшем
ослаблении проявляющего действия путем понижения темпера-
туры до 4° С [16].
Наиболее широко применяется в настоящее время метод
температурного проявления [17]. Метод основан на разнице тем-
пературных коэффициентов процессов диффузии и проявления.
Он успешно применяется для проявления эмульсий толщиной
до 2000 мк. Был найден проявитель, химическая активность ко-
торого снижается при низких температурах сильнее, чем его
скорость диффузии. Проявитель равномерно пропитывает эмуль-
сию при температуре около 5° С. Затем пластинка вынимается
из ванны и нагревается, например, до 28° С. При этой темпера-
туре происходит проявление. В табл. 23 приведена типичная
методика проявления пленки толщиной 600 мк.
Очень важную роль в этом методе играет выбор проявителя.
Одним из наиболее удовлетворительных оказался амидол
(2,4-диаминофенол гидрохлорид) [1].
Разбухание эмульсии, которым сопровождается процесс про-
явления, накладывает серьезные ограничения на точность изме-
рений, производимых при помощи метода ядерных эмульсий.
Заметное уменьшение разбухания было достигнуто [18] пу-
тем пропитывания глицерином, который заполнял пустоты,
270
Глава 8
Таблица 23
Пример рецепта проявления с изменением температурного режима *
Операция	Ваниа	Температура, °C	Время
Проявление: Предварительное смачи-			
ванне 		Дистиллирован- ная вода	Охлаждение до 5	120 мин
Холодная стадия ....	Борно-кислый амидол **	5	120 мин
Теплая стадия:			
Медленное нагревание	Сухая ***	5—28	5 мин
Проявление 		>	28	60 мин
Медленное охлаждение	>	28—5	5 мин
Прекращение проявления Промывка отложенного серебра ****	Уксусная кис- лота 0,2%	5—14	120 мин
После проявления:			
Промывка 		Проточная вода	14	120 мин
Закрепление 		Гипосульфит 40% *****	Охлаждение до 5	Пока не станет чистое
Медленное разведение	Вода *****	5	100 час
Глицериновая ванна . . Сушка		Глицерин 2%	От 5 до окру- жающей сре- ды 20	120 мин 7 дней
♦ См. работу |1].
** Состав дай в статье Гольдшмидта-Клермона [1], табл. II.
**♦ Вытереть поверхность пластинки мягкой тряпкой.
**♦* Удалить серебро, отложившееся на поверхности, мягкой тканью.
***** Если имеется чрезмерное разбухание, то добавлять сульфат натрия в возрастающей
концентрации вплоть до 10%.
образующиеся при удалении неочувствленного галоидного се-
ребра.
Чтобы получить точные результаты и облегчить просмотр
эмульсий, необходимо соответствующее оптическое оборудова-
ние. Это обстоятельство было подчеркнуто Пауэллом [19]. Тре-
бования к оптическому оборудованию и описание некоторых
используемых систем приведены у Ротблата [2] и Гольдшмидта-
Клермона [1]. Главным инструментом, при помощи которого
Фотографический и другие методы регистрации излучения
271
производится просмотр, является обычный микроскоп. Для этой
цели удобен бинокулярный микроскоп с наклоненными окуля-
рами. К микроскопу предъявляются следующие требования: ма-
лая глубина резкости, большое рабочее расстояние, возможность
вертикального перемещения с точной шкалой для измерения
глубины, возможность перемещения держателя с точным инди-
катором положения, транспортир для измерения углов и оку-
лярные шкалы.
Конструкция микроскопов для просмотра ядерных эмульсий
является развитием конструкций, применяющихся для медицин-
ских и биологических исследований. Специальные модели таких
микроскопов изготовляются фирмами Кук, Трафтон и Симс
в Англии, Користка в Италии, Дейтц в Германии, Бауш и Ломб
в Соединенных Штатах. Среди объективов, удовлетворяющих
требованиям, предъявляемым к микроскопам для просмотра
ядерных эмульсий, назовем следующие: Кук (45Х, числовая
апертура 0,95, рабочее расстояние 1,5 мм), Лейтц (53Х, число-
вая апертура 0,95, рабочее расстояние 1 мм), Користка (55Х,
числовая апертура 0,95, рабочее расстояние 1,35 мм) и другие.
Эти объективы удобны для детального исследования отдельных
актов.
Для предварительного просмотра и для счета следов, обра-
зованных частицами с высокой удельной ионизацией, могут
применяться меньшие увеличения. Тем не менее желательно
использовать масляно-иммерсионные линзы, поскольку они
позволяют свести к минимуму трудности, возникающие вслед-
ствие того, что поверхность эмульсии не является абсолютно
ровной. Такие масляно-иммерсионные объективы, как, напри-
мер, объектив фирмы Лейтц (22X, числовая апертура 0,65, ра-
бочее расстояние 2,3 мм), вполне подходят для этой цели.
В тех случаях, когда требуются микрофотографии следа при
большом увеличении, необходимо сделать серию фотографий
отдельных его участков и сложить их в мозаику. Моррисон и
Пикап [20] описали удобный метод изготовления таких микро-
фотографий.
§ 134.	Зависимость пробега в эмульсиях
от энергии ядерных частиц
Обычно энергия частицы определяется путем измерения ее
пробега в эмульсии. Для такого определения'весь пробег дол-
жен укладываться в эмульсии и должна быть известна природа
частицы.
Значительное число работ, теоретических и эксперименталь-
ных, было посвящено установлению точных соотношений между
пробегом и энергией для различных типов эмульсий [21—24].
272
Глава 8
В качестве примера на фиг. 116 представлено семейство кривых
пробег — энергия для различных частиц в эмульсии Илфорд С2.
Фиг. 116. Зависимость пробега от энергии для различных частиц
в эмульсии Илфорд С2 [1].
Для кривых аь Ри Du Ti пробег выражен в мк, для кривых аа, Р2, Л —в мм.
Кривые а3, Р3, Ь3, Т» являются продолжением кривых а3, Р9, D.3, Т3.
Аналогичные данные для других эмульсий можно получить
у поставщиков эмульсий.
Фотографический и другие методы регистрации излучения
273
Измерение энергии таким методом чувствительно к измене-
нию состава эмульсии, например к изменению содержания воды.
Для точных измерений обычно калибруют эмульсии в тех же
условиях экспозиции и проявления, которые будут использо-
ваться в эксперименте. Это может быть сделано путем примене-
ния частиц с известным пробегом.
Если семейства кривых пробег — энергия для различных
частиц нет, то при наличии кривой для какого-либо типа частиц
можно построить кривые для других типов частиц при помощи
формул, подобных (1.5) и (1.6). Коэффициент С в формуле (1.6)
для эмульсий равен приблизительно 1,5 мк.
§ 135.	Потеря энергии и подсчет зерен
При прохождении заряженной частицы сквозь эмульсию
только малая часть потерянной энергии идет на образование
скрытого изображения, которое можно обнаружить при проявле-
нии. Тем не менее число проявленных зерен на единице пути
dNIdx в пределах, зависящих от типа эмульсии, характера и
Фиг. 117. Зависимость плотности зерен от удельной
потери энергии в недопроявленных эмульсиях [25, 27].
Кривая А — эмульсия типа Илфорд G5; кривая В —эмульсия типа
Истмен Кодак NTA.
степени проявления, есть функция от удельной потери энергии
dEfdx. Поэтому мы можем записать
Эта зависимость нарушается лишь при крайних значениях
удельной ионизации. При удельной ионизации, меньшей крити-
ческой, зерна не проявляются и следы не возникают. С другой
стороны, при достаточно высокой удельной ионизации про-
являются все зерна вдоль траектории частицы и плотность зе-
рен достигает насыщения, переставая зависеть от энергии
частицы. Типичная величина максимальной плотности для
коммерческих эмульсий равна 2 зернам на 1 мк. Фиг. 117
18 в. Прайс
274
Глава 8
изображает зависимость плотности зерен от удельной потери
энергии в недопроявленных эмульсиях типа Истмен Кодак NTA
[25, 26] и Илфорд G5 [27].
Массы частиц можно сравнивать путем измерения плотности
зерен с одновременным подсчетом полного числа зерен или
измерением пробега. Эти соотношения особенно полезны, когда
Фиг. 118. Зависимость плотности зерен
в бромистом серебре от энергии частиц [87].
заряды частиц равны, на-
пример, когда частицы за-
ряжены однократно. Ис-
пользуя формулы (1.1) и
(8.1), можно записать
(8-2)
где v — скорость части-
цы. Иными словами, плот-
ность зерен зависит толь-
ко от скорости частицы.
Это иллюстрируется на
фиг. 118, на которой по-
казана зависимость плот-
ности зерен в эмульсии
от энергии, выраженной
в единицах массы покоя. Последняя величина есть функция
только скорости.
Из уравнений (1.5) и (8.2) получаем
rfW , , ч z { R \
(8.3)
где R — остаточный пробег частицы, а М — ее масса. Таким об-
разом, если на двух следах, соответствующих частицам А и В,
найдены точки, где плотности зерен равны, т. е.
( dN\ _( dN\
\dx )А \ dx )в’
то
где RA и Rb — остаточные пробеги частиц Л и В от точек рав-
ной плотности зерен. Следовательно, если масса одной из частиц
известна, а остаточные пробеги обеих частиц измерены, то можно
вычислить массу неизвестной частицы.
Пример 1. На фиг. 119 изображена зависимость плотности зе-
рен от остаточного пробега для протонов и ц-мезонов в пла-
стинках Илфорд С2. Использовать эти данные для определения
отношения масс протона и ц-мезона.
Фотографический и другие методы регистрации излучения 275
Решение. Согласно выражёнию (8.4), отношение остаточных
пробегов при равных плотностях зерен равно
__
#7 жг 
Из фиг. 119 видно, что это отношение равно 1,55/0,18 = 8,6
и 3,5/0,38 = 9,2 при плотностях зерен соответственно 18 и 16.
Фиг. 119. Зависимость плотности зерен от остаточного пробега для про-
тонов и ^.-мезонов в пластинках Илфорд С2 [88].
Среднее из этих двух величин равно 8,9, что хорошо согла-
суется с принятым значением 8,8.
Полное число зерен N можно связать с массой М следую-
щим образом. Перепишем уравнение (8.3) в виде
dN _	dN _	d (N М) ___ f ( R \
dx ~~	dR~	d (RjM) —J2 \ M J '
Интегрируя, получаем
м ~j3\M Г
где N — полное число- зерен в части следа, соответствующей
остаточному пробегу R. Следовательно, при заданной скорости
или плотности зерен отношение N/М постоянно и
Лк-Л*.
МА Л,В '
18*
276
Глава 8
При исследовании следов тяжелых многозарядных частиц
подсчет зерен обычно невыполним из-за высокой плотности зе-
рен. В связи с этим были разработаны два других метода. Пер-
вый метод состоит в подсчете 3-лучей, т. е. следов вторичных
электронов, испущенных атомами при прохождении тяжелой
Заряженной частицы. Этот метод обсуждался Брадтом и Питер-
сом [25, 26]. Они показали, что число вторичных электронов
с энергией, лежащей в определенных пределах, образованных на
единице длины! следа, задается формулой
где z — заряд частицы; р равно v/c и К — постоянная. Исполь-
зуя это соотношение, можно вычертить кривые зависимости N%
от остаточного пробега R для различных величин z. По этим
кривым путем счета 3-лучей можно определить величину z.
Второй метод исследования тяжелых частиц состоит в наб-
людении «сужения» следа вблизи конца пробега частицы. Иони-
зация вдоль следа многозарядной частицы обнаруживает ха-
рактерное уменьшение к концу следа, вызванное постепенным
уменьшением заряда из-за захвата электронов [28].
В результате кулоновского взаимодействия при столкнове-
ниях с ядрами заряженная частица испытывает при прохожде-
нии сквозь эмульсию многократные отклонения на малые углы.
Теория такого рассеяния была развита Вильямсом [29]. Боль-
шое число работ посвящено сравнению теории и эксперимента.
Обзоры этих работ сделаны Бергером [30] и Готтштейном
и др. [31].
§ 136.	Применение ядерных эмульсий
Метод ядерных эмульсий, позволяющий получить непрерыв-
ную детальную картину актов ядерных взаимодействий и отли-
чающийся к тому же крайней простотой, нашел чрезвычайно
широкое применение. Подтверждением может служить обшир-
ная литература по этому вопросу, появившаяся за последние
10 лет. Для знакомства с литературой полезны обзоры, упомя-
нутые в § 131. Некоторые применения метода указаны ниже.
Ядерные эмульсии широко применяются в авторадиографии.
В этом методе исследуемые элементы метятся радиоизотопами.
Расположение таких радиоизотопов в изучаемых веществах
определяется по следам в ядерной эмульсии, приложенной
вплотную к образцу. Этот метод нашел применение в ботанике,
биологии, кристаллографии и металлургии. Применяются ра-
диоизотопы, излучающие как а-, так и ^-частицы.
Часто при помощи эмульсий проводятся эксперименты по
рассеянию. Установки для изучения рассеяния, в которых число,
Фотографический и другие методы регистрации излучения
277
природа и угловое распределение частиц определяются посред-
ством ядерных эмульсий, представляют собой важное средство
исследования ядерных реакций.
Эмульсии применяются для измерения активности а-излу-
чателей с очень большим периодом полураспада (для этого
важно большое время чувствительности ядерных эмульсий).
При помощи этого метода было обнаружено, что ядра,
которые прежде считались стабильными, на самом деле а-радио-
активны.
Широко применяются ядерные эмульсии при исследовании
космических лучей. Благодаря малому весу и большому времени
чувствительности ядерные эмульсии оказались вполне пригод-
ными для подъема на воздушных шарах. Кроме того, детальная
запись сведений о частицах, позволяющая провести их иденти-
фикацию, оказывается особенно полезной, когда число типов
различных частиц так велико, как это имеет место в космиче-
ских лучах.
Ядерные звезды, образуемые как космическими лучами, так
и излучением высокой энергии, полученным на ускорителях, изу-
чаются главным образом при помощи ядерных эмульсий. Такие
акты имеют место, когда ядро эмульсии, захватив частицы, так
сильно возбуждается, что многие из его элементарных частиц
получают энергию, достаточную для преодоления потенциаль-
ного барьера.
Особенно эффективно применяются ядерные эмульсии при
изучении мезонов. В большинстве случаев определение массы
и схемы распада мезонов производилось с их помощью.
Ядерные эмульсии многократно применялись и в нейтронных
измерениях. Некоторые такие измерения обсуждаются в гл. 9.
§ 137.	Фотопленка в качестве дозиметра
Фотографические пленки широко применяются для индиви-
дуального контроля дозы рентгеновского, 7- и ^-излучения [32].
Это применение пленок основано на зависимости плотности по-
чернения фотопленки от полученной ею дозы излучения.
Фотопленки используются дл.ч дозиметрических целей в ши-
роком интервале мощностей доз. Показания таких дозиметров
не зависят от мощности дозы для отношения интенсивностей,
равного по меньшей мере 1 к 10 000 [33]. Дозиметры, перекры-
вающие широкий диапазон доз, могут быть изготовлены путем
выбора пленок различной чувствительности. Например, пленку
Дюпон 502 можно использовать в интервале от 100 мрентген до
10 рентген, в то время как спектроскопическая пленка с двой-
ным покрытием Истмен 548-0 пригодна для интервала от 500
до 10 000 рентген [33].
278
Глава 8
Почернение фотографической пленки при равной интеграль-
ной дозе зависит от энергии рентгеновских и 7-лучей. В частно-
сти, оно возрастает при уменьшении энергии фотона ниже
150 кэв. Показания пленочного дозиметра можно сделать прак-
тически не зависящим от энергии путем подбора соответствую-
щего поглотителя, компенсирующего зависимость плотности по-
чернения пленки от энергии излучения. Например, с двусторон-
ней пленкой Истмен 548-0 успешно используется фильтр, со-
стоящий из 1,49 мм олова и 0,25 мм свинца [33].
Дадли [34] изучал возможность использования фотографиче-
ской пленки в качестве дозиметра |3-лучей. Он пришел к выводу,
что при тщательной калибровке можно получить точные резуль-
таты.
Измерение дозы тепловых нейтронов при помощи фотогра-
фических пленок производил Кэлил [35]. Такое измерение может
быть выполнено путем сравнения плотностей почернения пленок,
снабженных кадмиевым и латунным фильтрами. Фильтры вы-
браны таким образом, что они одинаково ослабляют 7-излуче-
ние. Однако в присутствии тепловых нейтронов пленка с кад-
миевым фильтром будет засвечена сильнее, чем пленка с ла-
тунным фильтром. Это происходит вследствие реакции (п, 7),
протекающей в кадмии под действием тепловых нейтронов.
Разность в плотностях почернения калибруется в единицах по-
тока тепловых нейтронов.
Фотопленки можно изготовить для ношения в виде нагруд-
ного знака или в виде перстня. Дозиметр в виде нагрудного
знака изображен на фиг. 120. В нем заложены два или больше
отрезков пленки разной чувствительности для того, чтобы можно
было одновременно измерять различные дозы 7-излучения. Раз-
мер пленок равен обычно 37 на 50 мм. Пленки завернуты в тон-
кую светонепроницаемую бумагу и заложены в рамку вместе
с фильтрами (около 1 мм кадмия), необходимыми для улучше-
ния энергетической характеристики и для дискриминации ме-
жду ^-частицами и жесткими 7-лучами или между тепловыми и
быстрыми нейтронами в зависимости от того, какое излучение
требуется регистрировать. Фильтры покрывают только часть
пленки, так что имеются отверстия, или «окна», сквозь которые
могут проходить различные типы частиц.
Почернение отдельных участков пленки позволяет оценить
дозу, вызванную различными видами излучения. При этом для
каждого типа пленки необходима особая калибровочная кри-
вая.
Другой метод определения дозы нейтронов состоит в счете
следов в ядерной эмульсии, подобной эмульсии типа Истмен
Кодак NTA. Быстрые нейтроны регистрируются по-следам про-
тонов отдачи, а медленные вызывают в эмульсии реакцию
Фотографический и другие методы регистрации излучения
279
N14(n, р) С14. Следы подсчитываются под микроскопом после
проявления пленки. Нейтронный поток определяется по числу
следов, приходящихся на единицу площади. Поскольку кадмие-
Фиг. 120. Пленочный дозиметр.
Л —лицевая сторона. В —обратная сторона; а —держатель пленки; б—пленка; в — крышка
держателя пленки; 1 —пряжка; 2 —окошко; 3 —фильтр.
вый фильтр пропускает только быстрые нейтроны, дифферен-
циальный метод измерения позволяет разделить быстрые и мед-
ленные нейтроны.
КАМЕРЫ ВИЛЬСОНА
§ 138.	Принцип действия
Работа камеры Вильсона основана на наличии пересыщен-
ного объема в газе, содержащем конденсируемый пар. В отсут-
ствие центров конденсации пересыщенное состояние может
существовать, практически не сопровождаясь конденсацией.
Кельвин показал, что давление насыщенных паров вблизи капли
увеличивается с ростом кривизны жидкой поверхности. Следо-
вательно, при некотором давлении пары могут быть пересыщен-
ными для плоской поверхности и ненасыщенными для капли
230
Глава 8
достаточно малого радиуса. Для заданного пересыщения в объе-
ме имеется известный критический размер капли, ниже которого
капля будет испаряться, а выше — расти.
Пыль и другие частицы достаточных размеров могут слу-
жить центрами конденсации. Точно так же ионы обоих знаков
служат центрами конденсации, так как в непосредственной бли-
зости к ним давление насыщенных паров уменьшается. Именно
Фиг. 121. Камера Вильсона.
это явление приводит к тому, что в камере Вильсона траектория
заряженной частицы представляется видимым следом.
Существуют камеры двух типов: камеры Вильсона с расши-
рением, называемые просто камерами Вильсона, и диффузион-
ные камеры. Отличаются они методом, применяемым для полу-
чения пересыщенного объема. Схематически оба этих прибора
иллюстрируются на фиг. 121 и 122.
Камере Вильсона и ее применению посвящены книги Виль-
сона [36], а также Дас Гупты и Гоша [37]. В камерах этого типа
газ, содержащий конденсируемый пар, находится в равновесии
с количеством жидкости, достаточным для получения насыще-
ния. После того как насыщение достигнуто, производится адиа-
батическое расширение. При этом температура газа падает и он
оказывается пересыщенным. Затем температура газа медленно
повышается и степень пересыщения уменьшается. Время чув-
ствительности, т. е. время, в течение которого имеются условия
для создания треков, равно для разных конструкций от не-
скольких миллисекунд до 2 или 3 сек.
Фотографический и другие методы регистрации излучения 281
Теория диффузионной камеры рассмотрена в обзорной статье
Сноудена [38]. Такая камера работает благодаря диффузии кон-
денсируемого пара из теплого пространства, где он не насыщен,
в холодное, где он становится пересыщенным. В большинстве
применяемых в настоящее время камер диффузия происходит
вниз. Пар вводится в верхний, более теплый конец камеры.
Размеры и объем пересыщенного пространства зависят от кон-
струкции камеры и от температурного перепада в ней.
Фотоаппарат
Фиг. 122. Диффузионная камера.
Оказалось, что применение нескольких комбинаций газов и
паров дает удовлетворительные результаты. Наиболее пригод-
ными для диффузионной камеры/ являются пары метилового и
этилового спиртов. Воздух успешно применяется при давлениях
от 20 см до 4 атм, водород [39] — при давлениях от 10 до
20 атм. В камерах Вильсона, как правило, применяются воздух
с водой и аргон со спиртом.
В камерах любого типа необходимо создавать электрическое
поле для удаления ионов. Достаточными оказываются поля по-
рядка 20—50 в/см. Любые внешние ионизующие излучения, та-
кие, как космические лучи, непрерывно создают в камере ионы.
Если такие ионы, образованные в диффузионной камере выше
чувствительного объема, не будут удалены прежде, чем они до-
стигнут чувствительной области, то плотность ионов может
оказаться достаточной для того, чтобы снять пересыщенное
282
Глава 8
состояние и вообще не дать образоваться трекам. В камере
Вильсона такие ионы образуют общую вуаль. Как правило, поле
снимают непосредственно перед расширением в камерах Виль-
сона и перед открытием затвора фотоаппарата в диффузионных
камерах.
Камеры Вильсона обычно работают при атмосферном давле-
нии. Однако иногда удобнее использовать камеру при суще-
ственно больших или меньших давлениях. Для частиц малой
энергии, пробег которых при атмосферном давлении будет
слишком мал, может применяться пониженное давление. Жолио
[40] описал камеру, работавшую при различных давлениях
вплоть до 10 мм рт. ст. Камеры высокого давления можно ис-
пользовать для изучения большей части пробега частиц высо-
кой энергии, чем это возможно при атмосферном давлении.
Джонсон и др. [41] описали камеру, предназначенную для ра-
боты при давлениях вплоть до 200 атм. Будучи наполнена ар-
гоном, эта камера обладала тормозной способностью, эквива-
лентной 1 см свинца.
§ 139.	Сравнение камер Вильсона и диффузионных камер
В недавнем обзоре Фреттер [42] рассмотрел усовершенство-
вания, внесенные в технику камер Вильсона, диффузионных и
пузырьковых камер (см. § 140) после 1951 г. За этот период
диффузионные и пузырьковые камеры превратились в важное
средство исследования ядерных частиц.
Из сравнения фиг. 121 и 122 видно, что диффузионная ка-
мера проще камеры Вильсона с точки зрения механического
устройства вследствие отсутствия в ней движущихся частей.
Непосредственно из принципа работы следует также, что у диф-
фузионной камеры часть общего времени, используемая для
наблюдения треков, значительно больше, чем у камеры Виль-
сона.
Поскольку диффузионная камера сохраняет непрерывную
чувствительность, она не может использоваться при фоне, зна-
чительно превышающем нормальный уровень космических лу-
чей. Ионизация, связанная с высоким фоном, уменьшает коли-
чество пара, служащего для регистрации исследуемого явле-
ния. Однако если фон импульсный, то он не вносит ограничений
в метод. Камеры Вильсона не подвержены вредному воздей-
ствию ни со стороны непрерывного, ни со стороны импульсного
фона.
Чувствительный объем диффузионной камеры не должен не-
посредственно соприкасаться с какими-либо телами, помещае-
мыми в камеру, поскольку они искажают диффузионные потоки.
Для камеры Вильсона подобного ограничения нет. Следова-
Фотографический и другие методы регистрации излучения
283
тельно, эксперименты, в которых необходимо помещать опреде-
ленные объекты в чувствительный объем, можно успешнее вы-
полнить с камерой Вильсона, чем с диффузионной камерой. Это
относится к применению поглотителей для измерения энергии
излучения или радиаторов (например, свинцовых) для исследо-
вания ядерных взаимодействий. К недостаткам диффузионной
камеры следует отнести и то, что глубина чувствительного
объема не превышает обычно 75 мм и этот объем нельзя распо-
ложить вертикально при исследованиях космических лучей.
Диффузионные камеры (так же как и пузырьковые) могут
использоваться с водородным наполнением при сравнительно
высокой плотности. В то же время камеру Вильсона применять
с водородом при высоком давлении неудобно. Камеры высокого
давления, наполненные водородом, позволяют производить экс-
перименты, подобные тем, которые были выполнены Брукхэй-
венской группой по изучению образования мезонов при (п, р)-
соударениях [43].
В настоящее время в большей части работ с камерами
используется камера Вильсона. Это связано, по-видимому, не
с их решающими преимуществами перед диффузионными каме-
рами, а с большим опытом, накопленным в конструировании
таких камер.
§ 140.	Пузырьковые камеры
Пузырьковая камера представляет собой еще один детектор
ядерных частиц, в котором образуются видимые следы. Она, как
и ядерные эмульсии, обладает преимуществами, связанными
с большой плотностью. Достоинством пузырьковой камеры яв-
ляется то, что ее чувствительный объем можно наполнить сре-
дой, содержащей большое количество водорода, в отличие от
ядерных эмульсий, в состав которых входят сложные ядра се-
ребра и брома.
Пузырьковая камера разработана в результате последова-
тельной серии экспериментов, выполненных Глязером [44—46].
Обзор этих работ сделан Фреттером [42].
В пузырьковой камере используется нестабильность перегре-
той жидкости относительно процесса образования пузырьков.
Глязеру удалось показать, что ионы, образованные при прохо-
ждении ионизующей частицы сквозь перегретую жидкость, мо-
гут создавать центры конденсации для образования пузырьков.
В двух удачных типах пузырьковых камер используются
жидкий водород и диэтиловый эфир. Водород поддерживается
в жидком состоянии при температуре, слегка превышающей
температуру кипения при атмосферном давлении, путем повы-
шения давления до нескольких атмосфер. Диэтиловый эфир пре-
дохраняется от кипения благодаря. давлению 250 кг/см2 при
284
Глава 8
температуре 157° С. В обоих случаях перегретое состояние до-
стигается путем резкого уменьшения давления.
Для фотографирования следов частиц камера освещается
короткой световой вспышкой через несколько миллисекунд
после создания перегретого состояния. В случае диэтилового
эфира камера остается чувствительной всего около 10 мсек
после расширения. Благодаря этому удается достигнуть го-
раздо лучшего временного разрешения, чем с любым другим
устройством для регистрации следов ядерных частиц.
Пузырьковая камера будет, по-видимому, очень полезной
при работе с ускорителями ядерных частиц высокой энергии, где
желательна большая тормозная способность, и особенно в тех
экспериментах, в которых необходимо присутствие ядер водо-
рода.
Пример 2. Оценить размеры камеры Вильсона высокого да-
вления (10 атм), наполненной водородом, полная тормозная
способность которой равна тормозной способности пузырьковой
камеры размером 150 мм.
Решение. Учитывая, что размеры обратно пропорциональны
плотности среды, получаем для размера камеры Вильсона D
следующее выражение:
„	0,15рж	0,15-0,07
£> = —	------ = 22,3 м,
рг	4,7 • 10-4
где рж. = 0,07 г! см? и рг.= 4,7- 10~4 г!см?— плотности жидкого и
газообразного водорода при 10 атм. соответственно.
КРИСТАЛЛИЧЕСКИЕ СЧЕТЧИКИ
§ 141.	Механизм работы кристаллического счетчика
В 1945 г. Ван-Хеерден опубликовал работу [47], посвящен-
ную применению монокристаллов сернистого серебра для реги-
страции ядерных частиц. Среди других кристаллов, которые
с разной степенью успеха применяли последующие исследова-
тели, были алмаз, сернистый кадмий, бромистое серебро, бро-
мистый таллий, йодистый таллий, сера, хлористый натрий, сер-
нистый цинк. Детальный обзор работ по кристаллическим счет-
чикам сделан Хофштадтером [48].
Кристаллический счетчик представляет собой небольшой кри-
сталл в форме прямоугольного параллелепипеда. Две противо-
положные грани кристалла покрываются электродами. Счетчик
используется в схеме, подобной той, которая применяется для
импульсной ионизационной камеры. К нему подводится напря-
жение в несколько сот вольт.
Фотографический и другие методы регистрации излучения 285
В отсутствие ионизующих излучений ток во внешней цепи не
течет, поскольку кристалл является изолятором. Однако при
прохождении сквозь кристалл заряженной частицы в зоне про-
водимости появляются электроны, а в валентной зоне — поло-
жительные «дырки». Приложенное электрическое поле заста-
вляет электроны и дырки дрейфовать к положительному и
отрицательному электродам соответственно. В результате во
внешней цепи наводится заряд, используемый для регистрации
заряженной частицы.
Свободные электроны и дырки могут: 1) достигнуть элек-
тродов, 2) рекомбинировать с другими электронами и дырками,
3) оказаться локализованными где-либо в кристалле. Локализа-
ция зарядов внутри кристалла нежелательна, так как приводит
к возникновению объемного заряда, уменьшающего электриче-
ское поле. Непрерывное облучение кристалла может уменьшить
поле до очень малой величины.
Кристаллический счетчик можно рассматривать как газовую
ионизационную камеру, в которой газообразный диэлектрик за-
менен твердым. Однако связанный пространственный заряд, воз-
никающий в кристалле, не имеет аналогии в газовой иониза-
ционной камере.
§ 142.	Значение кристаллических счетчиков
Перспективы использования кристаллических счетчиков были
рассмотрены Чиноуэзом [49]. Потенциально эти детекторы
имеют много полезных свойств: 1) большая тормозная способ-
ность, дающая возможность регистрировать частицы высокой
энергии при помощи детекторов малого объема; 2) пропорцио-
нальность между энергией поглощенной частицы и амплитудой
импульса; 3) малое время нарастания импульсов, позволяющее
работать при высокой скорости счета; 4) отсутствие «окошек»,
подобных тем, которые необходимы при работе с газовой каме-
рой. С другой стороны, этим детекторам свойственны опреде-
ленные недостатки. Важнейшим из них является образование
объемного заряда в кристалле. К другим недостаткам отно-
сятся необходимость охлаждения ниже комнатной температуры
и колебания эффективности регистрации при переходе от кри-
сталла к кристаллу.
К счастью, все достоинства кристаллического счетчика отно-
сятся и к сцинтилляционному счетчику. Вследствие этого сцин-
тилляционный счетчик стал очень важным детектором (см. гл.
7), в то время как кристаллический счетчик почти не нашел
себе применения. Чтобы положение изменилось коренным обра-
зом, необходима разработка кристаллов, плотность остаточного
объемного заряда в которых была бы на несколько порядков
меньше.
286
Глава 8
Успешное применение монокристаллов германия для дози-
метрии быстрых нейтронов описано Кассеном [50]. Его дозиметр
состоял из пластинки чистого германия длиной 4 мм, шириной
2 мм и толщиной 0,75 мм. К концам пластинки были припаяны
два коротких медных провода. Весь прибор был заключен
в пластмассовую оболочку. Этот тип дозиметра оказался осо-
бенно полезным для измерения нейтронной дозы, полученной
животными.
Изменение электрической проводимости германия зависит от
суммарной дозы нейтронов. Оно объясняется следующим обра-
зом. Быстрые нейтроны создают в германии атомы отдачи, вы-
тесняющие соседние атомы германия из их нормальных поло-
жений в решетке. Это приводит к образованию дефектов, кото-
рые действуют как ловушки электронов. Дырки в нормально
заполненной полосе Ферми действуют как положительные носи-
тели, сообщая кристаллу добавочную проводимость. При обыч-
ной температуре это возрастание проводимости маскируется
нормальной проводимостью, образуемой электронами. Таким
образом, для того, чтобы чувствительность была максимальной,
сопротивление германия необходимо измерить до и после облу-
чения при пониженной температуре, обычно при температуре
твердой углекислоты.
Оказалось, что изменение проводимости линейно зависит от
лозы в пределах приблизительно от 150 фэр до десятков тысяч
фэр. Путем достаточной предварительной экспозиции кристал-
лов можно получить линейность и при меньших дозах.
ЧЕРЕНКОВСКИЕ СЧЕТЧИКИ
§ 143.	Черенковское излучение
Еще на ранней стадии работ по исследованию ядерного из-
лучения появилось несколько сообщений, в которых упомина-
лось о слабом свечении вблизи сильных радиоактивных источ-
ников. Детальное изучение этого явления впервые было прове-
дено Черенковым [51] в 1934 г., и само явление получило назва-
ние эффекта Черенкова.
Теоретическое объяснение черенковского излучения, бази-
рующееся на классической электромагнитной теории и оптике,
было дано Франком и Таммом [52]. Их теория позволяет опре-
делить интенсивность света, угловую корреляцию с направле-
нием возбуждающего излучения, поляризацию и спектральные
характеристики. Дальнейший вклад в теорию был сделан
Джелли [53].
Заряженная частица высокой энергии, проходя сквозь ди-
электрик, создает вдоль своего пути местную поляризацию. Это
й и другие методы регистрации излучения
237
схематически Показано на фиг. 123. Сразу же после прохожде-
ния заряженной частицы поляризованные молекулы возвра-
щаются в исходное состояние, испуская при этом свет. Когда
скорость частицы меньше скорости света в среде, импульсы света
от отдельных молекуЛу, интерферируя, гасят друг друга. Если же
скорость заряженной Чцстицы больше скорости света в среде,
волны, идущие от отдельных молекул, интерферируя, усиливают
друг друга. Суммарный световой
импульс, возникающий при про-
хождении заряженной частицы
сквозь диэлектрик, известен как
черепковское излучение. Таким
образом, для создания черепков-
ского излучения в среде, показа-
Путь заряженной
частицы, обладающей
высокой энергией
вакуум
Колонка !
поляризован- *
пых молекул-^
Диэлектрик
вакуум
Направление
движения частицы
Фиг. 123. К возникновению черен-
ковского излучения.
Фиг. 124. Интерференционная кар-
тина, иллюстрирующая образование
черенковского излучения.
тель преломления которой равен п, скорость заряженной ча«
стицы v должна быть больше скорости света в среде, т. е.
с
п ’
v >
1
или р>—,
г п ’
(8.6)
где с—скорость света в вакууме, равная 2,99793 • 1010 см/сек,
а р = vic.
Возникновение усиливающей интерференции иллюстрируется
на фиг. 124. Видно, что волны, испускаемые при прохождении
частицы от Л до В образуют волновой фронт ВС. Условие уси-
ливающей интерференции состоит в том, что время, необходимое
свету для прохождения пути АС, должно равняться времени,
288
Глава 8
в течение которого частица пройдет от А до В. Иными словами,
d cos 0 d
fl 1 .
или cos 0 =	;
(8.7)
с/п V ’
при этом предполагается, что скорость частицы при движении
от Л до В остается постоянной.
На фиг. 124 показан волновой фронт только для половины
одной из плоскостей. Очевидно, в пространстве свет излучается
внутри конического слоя, половина угла при вершине которого
равна 6. Осью конуса служит траектория частицы.
Практическая формула, полученная из работы Франка и
Тамма, дает для числа фотонов 1, испущенных на 1 см пути
в интервале частот Av, следующее выражение:
/=т£4'(1-тУ=тз£8‘"!(|-	(8-8>
Область видимого света занимает интервал частот порядка
3 • 1014 гц. Используя эту величину для Av, получаем для 1 вели-
чину 450 sin2 6 фотонов на 1 см пути.
Эффект Черенкова подобен двум механическим явлениям:
1) носовой волне, создаваемой кораблем, который движется со
скоростью, превышающей скорость поверхностных волн, и
2) ударной волне, создаваемой в воздухе снарядом, который
движется со сверхзвуковой скоростью.
Величины, содержащиеся в табл. 24, были вычислены при
помощи приведенных выше уравнений. Пороговой энергией на-
зывается энергия, ниже которой черенковское излучение не воз-
никает. Угол 6 — половина угла при вершине конуса излучения,
а 1 равно числу фотонов в полосе видимого света, испускаемых
на 1 см пути.
Таблица 2
Пороговая энергия, направление распространения и интенсивность
фотонов, образованных черенковским излучением в люсите
Частицы	Пороговая энергия, Мэв	Частицы с энергией 100 Мэв		Частицы с энергией 500 Мэв	
		6, град	/ (видимый свет), фотон!см	6, град	I (видимый свет), фотон!) м
Электроны . .	0,173	48	250	48	250
гс-мезоны . . .	49	31	120	46	232
Протоны . . .	320	Ниже порога		29	106
Фотографический и другие методы регистрации излучения 289
§ 144.	Некоторые соображения о применении
черенковских счетчиков
Если ядерное излучение достаточно интенсивно, то для реги-
страции черенковского излучения можно применить фотографи-
ческий метод. Такая методика была применена Мазером [54]
для точного измерения Энергии фотонов, генерируемых на
184-дюймовом циклотроне в Меркли. В этих измерениях фотогра-
фическая пленка вместе с соответствующей оптической системой
применялась для определения Угла S. Энергия частицы вычисля-
лась по формуле (8.7).
Основное применение черенковских счетчиков для изучения
ядерного излучения состоит в регистрации отдельных частиц.
При этом для регистрации света, возникающего в радиаторе,
применяют фотоэлектронные умножители. Термин «радиатор»
относится к среде, в которой возникает излучение Черенкова.
Прибор подобен сцинтилляционному счетчику. Его отличие за-
ключается лишь в том, что вместо фосфора используется радиа-
тор. Радиаторы обладают теми преимуществами, что они дают
более короткие световые импульсы длительностью порядка
10-10 сек и не имеют фосфоресцентного свечения, которое иногда
свойственно фосфорам. Серьезным недостатком радиаторов по
сравнению с фосфорами является их малый световой выход. На-
пример, электрон, пролетающий в люсите со скоростью, близкой
к скорости света, создает 250 фотонов видимого света на 1 см
пути. Если все эти фотоны попадают на фотокатод с конверси-
онной эффективностью порядка 0,1 (см. гл. 7), то в среднем
образуется только 25 электронов. Такие импульсы (см. § 114)
трудно выделить из шума фотоумножителя. При большей длине
пробега частиц в радиаторе, например порядка нескольких сан-
тиметров, полезные импульсы легко выделяются из шума. Дру-
гой путь выделения сигнала состоит в регистрации при помощи
быстродействующей схемы совпадений импульсов от двух фото-
умножителей с одним радиатором или от двух фотоумножите-
лей с двумя радиаторами, сквозь которые проходит частица.
При выборе материала радиатора важную роль играет по-
казатель преломления. С одной стороны, для получения макси-
мальной интенсивности света п должно быть как можно больше.
С другой стороны, чтобы выделять частицы разных типов на ос-
новании различий в пороговой энергии, п должно быть не слиш-
ком велико. Для хорошего углового разрешения, которое тре-
буется при точных измерениях скорости, необходим радиатор,
показатель преломления которого п мало зависит от длины
волны. Далее, когда необходимо проводить угловые измерения,
материал радиатора должен иметь малую плотность и малый
атомный номер, чтобы удельные потери энергии и рассеяние
19 В, Прайс
290
Глава 8
были бы как можно меньше. Кроме того, радиатор должен быть
достаточно прозрачным в области спектральной чувствительно-
сти фотоумножителя.
Чаще всего в качестве радиатора применяется люсит. Его
показатель преломления сравнительно высок (1,5). Оптическая
дисперсия у люсита несколько меньше, чем у большинства сте-
кол. Люсит достаточно прозрачен, а его плотность и эффектив-
ный атомный номер малы. Хорошим материалом для радиатора
оказалась также вода.
Одним из наиболее существенных факторов, определяющих
применение черенковского излучения для регистрации ядерных
частиц, является зависимость угла распространения излучения
от скорости частицы [см. выражения (8.7)]. Это не только дает
возможность измерять скорость, но позволяет также дискрими-
нировать частицы по скоростям. Следует, однако, подчеркнуть,
что для любого данного типа частиц такая дискриминация по
скоростям возможна только в ограниченном диапазоне энер-
гий. Нижний предел определяется пороговой энергией эффекта
Черенкова. Верхний предел связан с релятивистским возраста-
нием массы, вследствие которого скорость делается практически
не зависящей от энергии.
Другой важной особенностью черенковского счетчика яв-
ляется простота конструкции радиатора. Кроме того, материал
радиатора дешев, поскольку требования к его чистоте очень
умеренны'.
§ 145.	Применение черенковских счетчиков
Черенковские счетчики применяются эффективно только для
регистрации частиц с высокой энергией. Во-первых, чтобы излу-
чать, частица должна двигаться со скоростью, большей чем ско-
рость света в диэлектрике. Во-вторых, она должна пройти до-
статочно большой путь, чтобы излучить столько фотонов,
сколько необходимо для надежной регистрации. Поэтому, че-
ренковские счетчики применяются только для исследований
в области космических лучей и при работе с ускорителями эле-
ментарных частиц высокой энергии.
В области космического излучения применение этих счетчи-
ков ограниченно; поскольку большая часть частиц имеет очень
большую энергию и, следовательно, величину 0, приблизительно
равную 1. Вследствие этого все частицы дают в радиаторе оди-
наковое излучение. Тем не менее некоторые интересные приме-
нения были разработаны и здесь.
Винклер [55] использовал свойство направленности черен-
ковского излучения для измерения в атмосфере и вне ее отно-
шения компонент в космических лучах, идущих вверх и вниз.
Фотографический и другие методы регистрации излучения 291
На фиг. 125 схематически изображена его аппаратура. В ней
используются три отдельных детектора: фотоумножитель с че-
репковским счетчико'м и две пары счетчиков Гейгера, верхняя и
нижняя. Частицы, идущие вниз, регистрируются всеми тремя де-
текторами и вызывают \ройные совпадения. Частицы, идущие
вверх, не создают сигнатЦ в фотоумножителе, поскольку свет
поглощается верхней гра-
нью люситового блока.	\^°учуЦеС1<ие
Поэтому такие частицы	| у
вызывают только двой-
ные совпадения.
Применение черенков-
ских счетчиков в экспери-
ментах с 450 Мэв цикло-
троном было описано
Маршаллом [56]. В его
работе использовались
счетчики двух типов: фо-
кусирующие и нефокуси-
рующие. На фиг. 126 изо-
бражен один из счетчиков
фокусирующего типа. Ра-
диатором служит люсито-
вый цилиндр, соединен-
ный с люситовым полу-
шарием. Оптическая си-
стема счетчика такова,
что излучение, испускае-
мое под некоторым углом Э,
фокусируется в точку
независимо от того, в ка-
ком месте радиатора оно
возникло. Это показано
на схеме для углов 6 =
= 40° и S = 35°. Переме-
Фиг. 125. Прибор для регистрации компо-
нент космического излучения, направлен-
ных вверх н вниз.
щая вдоль оси системы
диафрагму и фотоумножитель, можно регистрировать черепков-
ское излучение, испускаемое под различными углами 6.
На фиг. 127 изображен черепковский счетчик нефокусирую-
щего типа. Он состоит из фотоумножителя торцового типа с по-
лупрозрачным фотокатодом, находящимся в оптическом кон-
такте с водой. Стенки покрыты защищенным от воды порошком
MgCO3 для создания диффузного отражения.
Маршалл успешно применял такие детекторы для различ-
ных измерений, в том числе для регистрации электронов, про-
тонов и тг-мезонов, а также для регистрации электронов
19*
292
Глава 8
высокой энергии в присутствии фона протонов и нейтронов.
Кроме того, при помощи детекторов фокусирующего типа опре-
Фиг. 126. Черепковский счетчик фокусирующего типа.
Фиг. 127. Черепковский счетчик нефокусирующего типа [56].
делилась энергия тс-мезонов. Определение энергии оказалось
возможным благодаря тому, что угол Э лежал в удобном для
измерения скорости диапазоне.
Фотографический и другие методы регистрации излучения 293
Гильдебранд {57] сообщил об использовании фотоумножи-
теля типа 5819 с водяным радиатором для регистрации тс-мезо-
нов с энергией 145 Мэв. Он обнаружил, что эффективность
этого метода регистрации равна 100%.
ЭЛЕКТРОННЫЕ УМНОЖИТЕЛИ
§ 146.	Применение электронных умножителей
для регистрации ядерных частиц ')
Электронные умножители играют основную роль в двух ти-
пах детекторов, которые уже рассматривались нами, а именно
в сцинтилляционных и черенковских счетчиках. В каждом из
этих детекторов необходимым промежуточным процессом яв-
ляется создание света ядерными частицами. Свет вызывает
эмиссию фотоэлектронов, а динодная система фотоумножителя
умножает число электронов до величины, которая достаточна
для измерения.
Электронные умножители можно использовать для регистра-
ции частиц и без упомянутого промежуточного этапа. В этом
случае эмиссию электронов с катода умножителя вызывает не-
посредственно первичная ядерная частица.
Аллен [58] применил такой счетчик в масс-спектрометре для
счета положительных ионов и электронов. Он применял [59]
также умножитель в электронном спектрометре и в качестве
детектора а-частиц. Стоун [60] исследовал применение электрон-
ного умножителя, снабженного тонким qkoibkom, для счета р-ча-
стиц. Электронный умножитель располагался таким образом,
что регистрируемые частицы ударяли в мишень в начале элек-
тронно-умножительной части умножителя. Как Аллен, так и
Стоун использовали динодное устройство, изображенное на
фиг. 101. Темновой ток возникает прежде всего из-за термоэлек-
тронной эмиссии мишени и первых динодов. Фон, связанный
с темновым током, можно уменьшить путем применения веществ
со сравнительно высокой работой выхода. Удовлетворительными
оказались серебряно-магниевые сплавы, имеющие хорошие вто-
рично-эмиссионные свойства и сравнительно высокую работу
выхода.
Эффективность таких счетчиков в значительной степени за-
висит от коэффициента вторичной эмиссии мишени для реги-
стрируемых частиц. Если этот коэффициент равен 1 или
больше, то эффективность может достигать 100% при хоро-
шем собирании вторичных электронов с мишени на динод
0 Подробней по этому вопросу см. работу: Т. М. Лифшиц, Усп,
физич. наук, 50, вып. 3, 365 (1957). — Прим. ред.
294
Глава 8
и соответственно выбранном пороге дискриминатора. Аллен [59]
сообщил об эффективности, равной 100%, для счета а-частиц.
С другой стороны, Стоун [60] обнаружил, что только 6% [3-ча-
стиц, испускаемых Sr90 и ударяющихся в серебряно-магниевую
мишень, оказываются сосчитанными. Это вызвано тем, что ко-
эффициент вторичной эмиссии резко падает с возрастанием
энергии электрона. Главное преимущество электронно-умножи-
.тельного ядерного счетчика состоит в том, что его можно поме-
стить непосредственно в вакуумную камеру.
ХИМИЧЕСКИЕ ДОЗИМЕТРЫ
§ 147.	Химическое действие ядерного излучения
Давно известно, что прохождение ядерного излучения через
вещество может привести к химическим изменениям в нем. Од-
нако только недавно было обнаружено, что некоторые из этих
эффектов могут найти важное применение для измерения излу-
чения. Развитие работ в этой области связано с широким ис-
пользованием мощных источников излучения, активность кото-
рых измеряется в ккюри, поскольку именно в таких мощных
потоках применяются детекторы, основанные на химическом дей-
ствии излучения. При помощи таких детекторов измеряется по-
глощенная энергия, т. е. поглощенная доза излучения.
Химические эффекты возникают в результате возбуждения
и ионизации, происходящих в веществе под действием излуче-
ния. Механизм возникновения этих химических изменений в де-
талях еще не ясен. Во многих случаях оказывается справедли-
вым качественно, а иногда и количественно утверждение, что
все типы ядерных излучений оказывают одинаковое химическое
действие, если веществом поглощаются равные количества энер-
гии. Чтобы выявить количественные различия, удобно разделить
ядерные частицы, на две группы: легкие (быстрые) частицы, та-
кие, как [3-частицы, и тяжелые (медленные) частицы, как, на-
пример, а-частицы, ускоренные протоны и дейтроны, а также
продукты деления. Рентгеновские и 7-лучи следует отнести
к первой группе, поскольку при взаимодействии этих лучей с ве-
ществом возникают вторичные электроны. Нейтроны в зависи-
мости от вида их взаимодействия с веществом могут оказаться
в любой из групп.
Основой такого разделения служит различие в удельных
ионизациях легких и тяжелых частиц. Для частиц второй
группы удельная ионизация на два или на три порядка выше,
чем для частиц первой группы. Это объясняется не только тем,
что ионы, созданные самой первичной частицей, теснее распо-
ложены вдоль ее пути, но и тем, что вторичные 3-треки также
Фотографический и другие методы регистрации излучения
295
теснее расположены друг к другу. Эти треки представляют со-
бой следы вторичных электронов, испущенных в первичном акте
ионизации.
§ 148.	Облучение воДы
Химические явления в воде, обусловленные действием ядер-
ного излучения, играют важную роль в большинстве типов хи-
мических дозиметров. Разложение воды под действием излуче-
ния изучено значительно полнее, чем химические явления под
действием излучения в любых других веществах. Однако для
полного выяснения количественной стороны явления потребуется
еще значительная работа [61].
Первичное явление при облучении воды состоит в образова-
нии свободных радикалов Н и ОН. Реагируя, они могут обра-
зовывать На и Н2О2 и могут также рекомбинировать, вновь об-
разуя молекулы воды. Возможными реакциями являются
Н + Н—*Н2,	(8.9)
ОН 4-ОН —> Н2О2,	(8.10)
Н + ОН—* Н2О.	(8.11)
Кроме того, возможны и дополнительные реакции, ведущие
к удалению из системы Н2 и Н2О2 и к образованию молекул
воды
Н + Н2О2 —> Н2О + ОН,	(8.12)
ОН + Н2 —> Н2О + Н.	(8.13)
При большой удельной ионизации, например при облучении
тяжелыми, медленными частицами, увеличиваются выход Н2 и
Н2О2. Это указывает на возрастающую важность реакций (8.9)
и (8.10). Зависимость выхода Н2 и Н2О2 от удельной ионизации
объясняется следующим образом. Когда удельная ионизация
мала и 8-треки удалены друг от друга, свободные радикалы диф-
фундируют с тех мест, где они образовались, и реагируют с Н2
и Н2О2 в соответствии с уравнениями (8.12) и (8.13) в ущерб
реакциям (8.9) — (8.11). С другой стороны, когда удельная
ионизация велика и соответственно велика плотность свободных
радикалов, энергичнее протекают реакции между ними.
Реакции (8.12) и (8.13), взятые вместе, образуют цепную
реакцию, восстанавливающую свободные радикалы. Наряду
с ними могут протекать и другие реакции, разрывающие цепь,
как, например:
ОН + Н2О2 —> НО2 + Н2О,	(8.14)
НО2 + Н—* Н2О2.	(8.15)
296
Глава 8
Следовательно, если водные растворы подвергнуть облучению,
то окисляемые растворенные вещества будут окисляться ради-
калами ОН, а восстанавливаемые растворенные вещества будут
восстанавливаться радикалами Н.
§ 149.	Требования, предъявляемые к химическим дозиметрам
Как уже указывалось в гл. 4, желательно проводить изме-
рения поглощенной дозы излучения в единицах поглощенной
энергии. Это было подчеркнуто также Международной комис-
сией по радиологическим единицам, утвердившей единицу рад
в качестве одной из основных единиц. Рад есть единица погло-
щенной дозы, равная 100 эрг/г.
Обычным приближением к измерению величины поглощен-
ной в веществе энергии служит измерение ионизации в воздуш-
ной ионизационной камере (см. гл. 4). Изучаемое вещество за-
меняется при этом камерой. Величина J — ионизация в единице
массы газа, связана с энергией dE/dm, поглощенной единицей
массы исследуемого вещества, следующим соотношением:
~ = Sm-wJ,	(8.16)
dm т ’	v ’
где w — энергия, необходимая для образования пары ионов
в газе, a Sm — отношение массовой тормозной способности ве-
щества к массовой тормозной способности газа. При тщатель-
ном выполнении измерений этот метод дает возможность полу-
чать достаточно точные результаты. Он был недавно применен
Кормаком и др. [62] для калибровки химического дозиметра, из-
готовленного из водного раствора железного купороса. Отно-
шение энергии, поглощенной в веществе, к ионизации в малой
воздушной полости в этом веществе рассчитывается теоретиче-
ски. Расчет ведется в предположении, что система состоит
только из вещества и полости в нем. Это соответствует усло-
виям измерения, если стенки камеры изготовлены из вещества,
эквивалентного (с точки зрения поглощения энергии) веществу,
в котором происходит поглощение излучения. Очень важной,
хотя и утомительной частью расчета является вычисление сред-
ней величины Sm. Вообще говоря, отношение Sm зависит от
энергии электронов, и его средняя величина должна быть вы-
числена для каждой энергии в спектре излучения, к которому
применяется уравнение (8.16).
Для избежания упомянутых выше сложностей и связанных
с ними возможных погрешностей желательно, чтобы образец
и дозиметр имели одинаковые или по крайней мере близкие ве-
личины массовой тормозной способности. Кроме того, чтобы
исключить влияние геометрических факторов, дозиметр и образец
Фотографический и другие методы регистрации излучения
297
должны быть геометрически подобными. Наконец, для того
чтобы избежать ошибок, вызванных изменениями величины про-
странственного распределения потока излучения при замене
образца дозиметром, поглощение излучения в образце и дози-
метре должно быть приблизительно одинаковым.
При использовании ионизационной камеры трудно удовле-
творить всем этим требованиям в тех случаях, когда исследуе-
мым веществом является жидкость или твердое тело. В то же
время химический дозиметр оказывается идеальным прибором
для этих целей, поскольку его можно изготовить из твердого,
вещества или жидкости, а его объем и форму можно легко из-
менить. Происходящие в нем химические изменения можно про-
сто связать-с поглощенной энергией или с дозой.
Удобно разделить химические дозиметры на две группы:
1) дозиметры, в которых растворителем служит вода, и 2) все'
остальные дозиметры. К водным дозиметрам относятся, напри-
мер, такие, в которых происходит окисление ионов железа в рас-
творе железного купороса или уменьшение числа ионов церия-
в растворе сернокислого церия. Ко второй группе относятся не-
сколько дозиметров, которые будут рассмотрены в одном из
следующих параграфов.
Миллер [63] перечислил требования, предъявляемые к вод-
ным дозиметрам. Эти требования состоят в том, что величина
химического изменения, отнесенная к единице дозы, не должна
зависеть 1) от концентрации реагирующего вещества и про-
дукта, 2) от мощности дозы, 3) от любых других условий, кото-
рые могут изменяться в процессе облучения, таких, например,
как pH, содержание растворенного газа и т. д., и 4) от харак-
тера и спектра излучения. Кроме того, 5) аналитическая проце-
дура должна быть как можно более простой, 6) должны быть
применимы обычные химические реактивы без дополнительной
очистки и 7) растворы должны быть применимы в их нормаль-
ном состоянии равновесия с атмосферой. На практике труднее
всего оказалось выполнить условие 4. Было установлено, что
все дозиметры дают разные результаты при облучении их части-
цами группы 1 и частицами группы 2 (см. § 147).
§ 150.	Дозиметр с сернокислым железом
Реакция окисления ионов двухвалентного железа в трехва-
лентное в 0,8-нормальном растворе серной кислоты чаще всего-
применяется для дозиметрии. Оказалось, что такая система удо-
влетворительно работает в широком диапазоне условий. Для та-
кого дозиметра были выполнены тщательные калибровочные из-
мерения, связывающие количество продуктов реакции с погло-
щенной энергией.
258
Глава 8
Для приготовления раствора с успехом применялись различ-
ные методы. Вайс, Аллен и Шварц [64] рекомендовали следую-
щую процедуру: 2 г FeSO4 • 7Н2О или Fe(NH4)2(SO4)2 • 6Н2О,
0,3 г NaCl и НО см3 концентрированной (95—98%) H2SO4 (реак-
тивы химически чистые) растворить в дистиллированной воде
до получения 5 л раствора. (Ионы хлора не дают органическим
примесям окислять ионы железа. Это устраняет необходимость
использовать для приготовления раствора трижды дистиллиро-
ванную воду и рекристаллизованный железный купорос.)
Раствор заливают в контейнеры и устанавливают там, где
необходимо измерить интенсивность излучения. Контейнеры дол-
жны быть изготовлены из стекла или полистирола с внутренним
диаметром не менее 8 мм. Необходимо тщательно отмечать про-
должительность облучения.
Для определения количества ионов трехвалентного железа,
образованных при облучении, применяется обычно спектрофото-
метрический анализ. Ионам трехвалентного железа соответ-
ствует максимум поглощения приблизительно при 304 ммк. Для
определения количества железа сравнивается прозрачность об-
лученного и необлученного образцов. Для этой цели вполне
подходит спектрофотометр Бекмана, модель DU, с термостати-
рованной водородной лампой и кварцевыми ячейками.
Мощность дозы определяется [64] по формуле:
R (рентген/час) = (Ао6р. — Ачист_), (8.17)
где Добр, и Ачист. — поглощение (оптическая плотность) облучен-
ного и необлученного растворов соответственно;
е—молярный коэффициент экстинкции;
У — выход реакции (в мкмоль) ионов трехва-
лентного железа на 1 л на 1000 рентген;
b — толщина образца (в см);
t.— время облучения (в час).
Величину е необходимо определить на используемом спектро-
фотометре. Типичная величина [64] при 23,7° С составляет
‘2174 л -(моль • см). Температурный коэффициент [65] довольно
высок и равен +0,7% на 1°С.
Пример 3. Вычислить дозу, полученную дозиметром, если
спектрофотометрическое измерение раствора железного купо-
роса в химическом дозиметре дает для пропускания Т сквозь
ячейку толщиной 2 см до и после облучения величины 0,9 и 0,4.
Решение. Поглощение А вычисляется по формуле
A = lg-^.
Фотографический и другие методы регистрации излучения
299
Откуда Лобр. = 0,38 и Лчист. = 0,041. Согласно формуле (8.17),
полная доза D равна
В ^рентген) = С^обр. -^чист.)
10я (0,38 — 0,041) с , 1П,	„
— (2174) (2) (15,3) —5.1-Ю рентген,
где выход Y принят равным 15,3 мкмоль ионов трехвалентного
железа на 1 л на 1000 рентген (см. § 151).
§ 151.	Выход дозиметра с сернокислым железом
Стало общепринятым выражать выход химических дозимет-
ров в единицах G. Величина выхода в единицах G равна числу
образованных или преобразованных молекул на каждые 100 эв
поглощенной энергии. Величина У в микромолях ионов трех-
валентного железа на 1 л 0,8-нормального раствора на
1000 рентген равна 099G, если 1 рентген принять для воды
эквивалентным 93 эрг!г.
В течение ряда лет существовали расхождения до 25% в ве-
личинах G, измеренных разными авторами. Недавние измере-
ния показали, что меньшие значения ближе к истине. В табл. 25
Таблица 25
Выход дозиметра с сернокислым железом
Ионизационный метод
Источник	Излучение	Выход, ед. G (число молекул на 100 эв)
Хочанэйдл и Гормли [66] Кормак, Хаммель, Джонс и	7-лучи Сос0 Рентгеновские лучи	16,7
Спинкс [62]	с энергией 24,5 Мэв 7-лучи Со60	15,5 или 16,4 15,8 или 16,0
Калориметрический метод
Хочанэйдл и Гормли [66]	f-лучи Со60	15,6 ±0,3
Лазо, Дьюхерст и Бертон [67]	7-лучи Со60	15,8±0,3
Метод входной мощности
Хочанэйдл и Гормли [66] Шулер и Аллен [68]		16,5 15,45±0,11
300
Глава 8
приведены эти значения и указаны работы, из которых они за-
имствованы. Наиболее точной величиной можно, по-видимому,
считать значение, измеренное Шулером и Алленом [68], а именно
15,45 ± 0,11.
При ионизационном методе калибровки соотношение между
током в ионизационной камере и поглощенной энергией нахо-
дится способом, указанным в § 149. Кормак и др. [62] подробно
Фиг. 128. Зависимость выхода окис-
ленного Fe2+ от поглощенной дозы [64].
рассмотрели такой метод
калибровки.
Калориметрический метод
калибровки требует приме-
нения микрокалориметриче-
ской техники, поскольку ко-
личество тепла очень мало.
Эта методика рассматри-
вается в § 159.
При калибровке по вход-
ной мощности энергия, по-
глощенная дозиметром, оп-
ределяется путем измерения
напряжения, тока электрон-
ного пучка, входящего в до-
зиметр, и времени облуче-
ния >)•
Хотя величина выхода
остается постоянной в широ-
ком интервале условий, при
применении дозиметров сле-
дует учитывать некоторые
факторы. Одно важное
ограничение связано с тем,
что выход зависит от присут-
ствия в растворе кислорода. В связи с этим выход оказывается
разным для аэрированных и дезаэрированных растворов. Когда
реакция протекает в аэрированном растворе, количество кисло-
рода постепенно уменьшается (см. §' 152). Указанная выше вели-
чина выхода была получена в присутствии кислорода. .Когда
поглощается весь кислород, который вначале был в растворе,
выход падает. Это соответствует излому на кривой зависимости
выхода ионов трехвалентного железа от поглощенной дозы
(фиг. 128). Было установлено [69], что выход не зависит от кон-
центрации ионов двухвалентного железа в пределах от 10~2 до
4 • 10~5 моль/л и от мощности дозы в пределах от 1/50 до
!) Измеряется обычно непосредственно суммарный заряд, а не ток
электронного пучка и время облучения. — Прим. ред.
Фотографический и другие методы регистрации излучения
301
200 рентген/сек. Для точного определения этих границ необхо-
димы дальнейшие исследования.
Существенное ограничение области применения дозиметров
с сернокислым железом связано с зависимостью выхода от типа
излучения. Частицы, создающие более высокую удельную иони-
зацию, дают меньший выход. Сообщалось, например [63], что
а-частицы дают выход, равный приблизительно половине вы-
хода для электронов. Для легких частиц высокой энергии выход
не зависит от энергии в широких пределах, по меньшей мере
от 100 кэв до 24,5 Мэв. Есть основания предполагать [63], что
_3-частицы малой энергии, например, испускаемые тритием, дают
меньший выход, чем (3-частицы высокой энергии.
§ 152.	Радиационная химия в системах с сернокислым железом
Предполагается, что процесс окисления ионов двухвалент-
ного железа в аэрированных растворах заключается в следую-
щем. Процесс начинается с образования свободных радикалов
Н и ОН при диссоциации воды (см. § 148), которые затем уча-
ствуют в реакции окисления. Уравнения некоторых возможных
реакций имеют вид
Н2О 5=	* Н + ОН,	(8.18)
Fe2+_|_OH -	-> Fe3+4-OH~,	(8.19)
н+о2 —	* но2,	(8.20)
Fe2+-[-HO2 —	> Fe3+4-HO2~,	(8.21)
НО2" + Н+	t Н2О2,	(8.22)
Fe2++H2O2-	-> Fe3+ 4-ОН- +ОН,	(8.23)
H+-I-OH- 7=	* Н2О.	(8.24)
Из этих уравнений становится ясной важность кислорода
в рассматриваемом процессе. Ясно также, почему выход падает
по мере исчерпывания кислорода при облучении большими до-
зами. Максимальное теоретическое отношение выходов реакции
в аэрированных и эвакуированных растворах равно 4. Экспери-
ментально была получена величина порядка 2,7.
Падение выхода при малых концентрациях ионов двухвалент-
ного железа связано с тем, что реакция, описываемая уравне-
нием (8.23), протекает сравнительно медленно. Если между
облучением и измерением прошло достаточно времени для пол-
ного завершения реакции, то выход окажется нормальным.
Падение выхода для тех типов излучений, которые характе-
ризуются высокой удельной ионизацией, обусловлено потерей
свободных радикалов вследствие реакций, описываемых урав-
нениями (8.9) — (8.11). Как указывалось в § 148, большая плот-
ность ионов способствует протеканию этих реакций.
302
Глава 8
§ 153.	Дозиметры, использующие сернокислый церий
Растворы сернокислого церия для дозиметрии пригото-
вляются путем добавления химически чистого сернокислого
церия к 0,8-нормальной серной кислоте. Когда этот раствор под-
вергается воздействию ядерного излучения, ионы четырех-
валентного церия восстанавливаются до ионов трехвалетного
церия.
Концентрация ионов трехвалентного церия определяется пу-
тем измерения разницы между начальной и конечной концен-
трациями ионов четырехвалентного церия. Концентрация ионов
четырехвалентного церия определяется спектрофотометрически
по поглощению на длине волны 320 мяк, соответствующей мак-
симуму поглощения. Поскольку при анализе используется диф-
ференциальный метод, удобно выбирать начальную концентра-
цию ионов четырехвалентного церия, приблизительно равную
тому изменению концентрации, которое ожидается получить
в результате облучения. При этом, конечно, первоначальная
концентрация должна быть несколько больше ожидаемого из-
менения.
Выход дозиметра с сернокислым церием определяется
обычно относительно выхода дозиметра с сернокислым железом.
Как сообщалось [69], отношение Gpe/Gce остается равным
5,96 ± 0,03 в широком диапазоне условий. Было обнаружено,
что оно не зависит от начальной концентрации ионов четырех-
валентного церия в пределах от 3,2 • 10~2 до 10~5 моль/л и от энер-
гии в пределах от 100 кэв рентгеновских лучей до 2 Мэв ^-лучей.
Для рентгеновских лучей с энергией 11 кэв оно падает [70] до
4,3, а для (3-частиц трития — до 2,8. Мощность дозы не влияет,
по-видимому, на выход дозиметра с сернокислым церием в преде-
лах от 0,5 до приблизительно 500 рентген/сек. Его выход не за-
висит также от концентрации кислорода. Вследствие этого не
обнаруживается никакого излома на кривой зависимости кон-
центрации ионов трехвалентного церия от дозы, как в случае
дозиметра с сернокислым железом.
§ 154.	Сравнение дозиметров с сернокислым железом
и с сернокислым церием
Было установлено, что в общем случае дозиметры с серно-
кислым церием следует применять для измерений с очень ин-
тенсивными источниками, а дозиметры с сернокислым желе-
зом— с несколько более слабыми. Дозиметр с сернокислым
железом предпочтительнее для более слабых источников вслед-
ствие его большего выхода. При использовании спектрофото-
метрического анализа этот дозиметр может применяться для
Фотографический и другие методы регистрации излучения
303
измерения доз до 4000 рентген. Рёдстам и Сведберг [71] сооб-
щили, что путем применения в качестве метки Fe59 можно ис-
пользовать дозиметр с сернокислым железом и в диапазоне от
О до 100 рентген с точностью до 2 рентген. Их метод связан
с разделением ионов двух- и трехвалентного железа путем
экстракции растворителя.
Излом кривой при дозе порядка 50 000 рентген (см. фиг. 128)
ограничивает применение дозиметра с сернокислым железом
для больших доз. Он может использоваться при более высоких
дозах только в том случае, если возможна соответствующая
калибровка. Однако при дозах порядка 106 фэр возникает дру-
гое практическое ограничение, обусловленное высокой началь-
ной концентрацией ионов двухвалентного железа, которое необ-
ходимо в этом случае. Раствор с такой высокой концентрацией
самоокисляется, что усложняет измерение.
С другой стороны, дозиметр с сернокислым церием вслед-
ствие своего малого выхода неприменим при дозах порядка не-
скольких рентген. Однако он удовлетворительно работает при
дозах порядка 106 рентген. Другим преимуществом такого дози-
метра является возможность более точного определения концен-
трации благодаря большему, чем в других дозиметрах, измене-
нию оптической плотности на единицу изменения концентрации.
Один из недостатков дозиметра с сернокислым церием свя-
зан с жесткими требованиями к поверхностям, находящимся
в контакте с раствором. Было, например, обнаружено [67], что
облучение раствора в пластмассовом сосуде приводит к совер-
шенно ошибочным результатам. Далее, Никсич и Райт [72] ука-
зали на ошибки, возникающие вследствие освещения раствора.
Однако, принимая специальные меры предосторожности, чтобы
избежать освещения раствора, можно получить точные резуль-
таты.
§ 155.	Дозиметрия у-лучей и нейтронов, основанная
на выделении газов из водных растворов
Харт и Гордон'[73] успешно использовали эффект выделения
газа при облучении водных растворов для дозиметрии 7-лучей и
нейтронов. Дозиметр для 7-лучей представлял собой 1,0-милли-
молярный раствор йодистого калия. Для нейтронной дозиметрии
применялся 1,0-миллимолярный раствор йодистого калия плюс
50-миллимолярный раствор борной кислоты.
Оказалось, что скорость выделения газа пропорциональна
скорости поглощения энергии. Это можно выразить следующим
образом:
(8.25)
dt at	4	'
304
Глава 8
где W — полное число выделенных молекул газа, а £ — погло-
щенная энергия в единицах, равных 100 эв. Таким образом,
суммарный объем выделившегося газа пропорционален полной
дозе. Объем газа измеряется при постоянном давлении при по-
мощи газоманометрической системы.
В § 148 указывалось, что при облучении чистой воды про-
исходят обратные реакции, описываемые уравнениями (8.12) и
(8.13). Благодаря этому не столько общее количество выделив-
шегося водорода пропорционально полной дозе, сколько его
равновесное количество пропорционально скорости поглощения
энергии. Однако присутствие радикалов йода в растворе йоди-
стого калия подавляет эту обратную реакцию путем уменьше-
ния числа свободных радикалов ОН:
J~+OH —> J-J-OH".
Далее, при разложении Н2Ог в процессе облучения образуется
кислород.
Присутствие в нейтронном дозиметре борной кислоты приво-
дит к поглощению нейтронов и испусканию а-частиц вследствие
реакции (и, а) на ядрах В10. Альфа-частицы разлагают воду.
Выход для 7-лучей Со60 равен 0,575 молекул газа на 100 эв
поглощенной энергии (0,383 молекулы водорода и 0,192 кисло-
рода). Для нейтронов в тепловой колонне реактора полный вы-
ход дозиметра с раствором борной кислоты равен 2,03 (1,35 во-
дорода и 0,68 кислорода).
Главное преимущество дозиметров такого типа перед осталь-
ными химическими дозиметрами состоит в их способности не-
прерывно регистрировать поток энергии по скорости выделения
газа. Харт и Гордон [73] считают такие дозиметры превосход-
ным средством контроля потоков 7-лучей и нейтронов в реакто-
рах с нейтронными потоками от 10й до 1015 нейтронов/(см^сек).
§ 156.	Другие химические дозиметры
Для использования в качестве дозиметров было предложено
несколько других химических систем [63]. Две из них являются,
по-видимому, наиболее пригодными. Это — дозиметр с закисью
азота, описанный Дондесом [74], и дозиметр, в котором обра-
зуется кислота в хлорзамещенных углеводородах, рассмотрен-
ный недавно Таллином [75].
Кварцевый сосуд для дозиметра с закисью азота изображен
на фиг. 129. В рабочем состоянии он наполнен очищенной за-
кисью азота под давлением 650 мм. После облучения сосуда
в течение определенного интервала времени его запечатанное
горлышко разбивается в вакууме и измеряется количество обра-
зовавшегося азота и кислорода. Предварительно перед измере-
Фотографический и другие методы регистрации излучения
305
нием оставшаяся закись азота, а также образовавшаяся при
облучении двуокись азота конденсируются в ванне жидкого
азота.
На фиг. 130 изображена калибровочная кривая дозиметра
с закисью азота. При дозах выше 3 • 107 рентген присутствие
окиси азота становится заметным по изменению цвета. Таким
образом, более высокую дозу можнр измерить колориметри-
чески с невскрытым сосудом. Дозы от 106 до 3 • 107 рентген
Вскрываемый
конец г
25мм
Отпаивать
здесь
Фиг. 139. Калибровочная кривая дози-
метра с закисью азота [74].

Фиг. 129. Кварцевый сосуд для
дозиметра с закисью азота [74].
также можно измерить колориметрически, если увеличить длину
сосуда с 0,5 до 12,5 см. При дозах выше 10’° рентген процесс
разложения закиси азота достигает равновесия, вследствие чего
дозиметр становится неточным.
Количество кислоты, образующейся при облучении хлорза-
мещенных углеводородов, таких, как хлороформ, трихлорэтилен
или тетрахлорэтилен, в широких пределах пропорционально
дозе облучения [75]. Количество образованной кислоты можно
определить либо непосредственно (по изменению цвета рН-ин-
дикаторного красителя), либо косвенно (путем обычного титро-
вания или другим доступным способом).
Исчерпывающее обсуждение свойств таких систем и их при-
менения к дозиметрии приводится в работе Таллина [76].
По его мнению, стабилизированные резорцином системы
20 В. Прайс
306
Глава 8
с хлорзамещенными углеводородами и водным раствором рН-
индикаторного красителя могут соперничать с дозиметрами
с сернокислым церием и сернокислым железом. Диапазон, в ко-
тором могут применяться такие дозиметры, простирается в сто-
рону малых доз вплоть до 10 рентген.
§ 157.	Дозиметрия при помощи фосфатного стекла,
активированного серебром
Проводились исследования [69] возможности применения для
дозиметрии изменений поглощения, люминесценции и других
свойств твердых тел, возникающих под действием излучения.
Наиболее подходящим с этой точки зрения веществом оказалось
фосфатное стекло, активированное серебром. Хотя процессы,
происходящие в стекле, не являются по своей природе химиче-
скими, рассмотрение дозиметра такого типа проводится в на-
стоящем параграфе в силу его особенностей, сближающих этот
дозиметр с химическими дозиметрами.
Шульман и др. [77, 78] разработал дозиметры на два различ-
ных диапазона, основанные на применении фосфатного стекла,
активированного серебром. Индивидуальный дозиметр [77],
регистрирующий от 10 до 600 рентген, использует явление
радиофотолюминесценции. Дозиметр для больших доз [78], от
103 до 106 рентген, основан на изменении оптического погло-
щения.
Радиофотолюминесценция —это явление, состоящее в воз-
никновении под влиянием ионизующего излучения в определен-
ных веществах новых стабильных фотолюминесцентных центров.,
После облучения такое вещество флуоресцирует под действием
света с определенной длиной волны (обычно ближнего ультра-
фиолета), в то время как необлученное вещество в этих усло-
виях не флуоресцирует.
Ионизующее излучение освобождает в стекле электроны. Они
поглощаются ионами Ag+ стекла, восстанавливая эти ионы до
атомов серебра. Эти центры атомного серебра образуют новые
полосы поглощения, используемые при регистрации больших
доз. Центры служат также источниками фотолюминесценции.
В одном из радиофотолюминесцентных дозиметров [77] исполь-
зуются стеклянные блоки размером 19 мм X 19 мм X 4,75 мм.
Все грани блока матированы и покрашены в черный цвет, за
исключением двух граней: одной размером 19 мм X 19 мм
(грань входа ультрафиолета) и другой размером 19 мм X
X 4,75 мм (грань выхода флуоресценции). После экспозиции
стекла доза, полученная им, измеряется при помощи флуори-
метра. Для измерения света, проходящего сквозь грань выхода
флуоресценции, применяется фотоумножитель типа 931А, снаб-
Фотографический и другие методы регистрации излучения 307
женный оранжевым светофильтром. Грань входа ультрафиолета
освещается при этом светом с длиной волны около 3650А. Чув-
ствительность дозиметра такова, что им можно измерять дозы
вплоть до 2 рентген.
Для измерения больших доз [78} по поглощению применя-
лись полированные стеклянные пластинки площадью 1 см? и
Фиг. 131. Зависимость коэффициента поглощения от дозы излучения.
J — экспозиция в Брукхейвене; 2 —экспозиция в Массачусетском технологическом институте.
толщиной 0,5 мм. В этом случае производится измерение опти-
ческой проницаемости. По данным измерения определяются
коэффициенты поглощения и вносятся поправки, связанные
с поглощением и отражением в необлученном стекле. На фиг. 131
изображена зависимость коэффициента поглощения от дозы;
параметром кривых служит длина волны света, в котором про-
изводились измерения. Для малых доз подходящие изменения
оптической плотности получаются, если измерения произво-
дятся на 3500А. При больших дозах оптическая плотность при
3500 А оказывается слишком большой и доза определяется из
измерений на больших длинах волн.
20*
308
Глава 8
калориметрические методы
§ 158.	Возможности применения калориметров
для ядерных измерений
Калориметр (устройство для измерения количества тепла)
нашел применение в большинстве областей физики, включая об-
ласть ядерных измерений. Поскольку в конечном счете погло-
щенная энергия превращается в тепло, калориметр очень удо-
бен для измерения количества энергии излучения, поглощенной
веществом. В принципе измерения проводятся следующим обра-
зом: в калориметр помещают вещество, в котором хотят опреде-
лить поглощенную дозу излучения, облучают это вещество и из-
меряют полное количество выделившегося тепла. В действитель-
ности, все детали калориметра могут поглощать энергию
излучения. Поэтому необходимы специальные меры предосто-
рожности для того, чтобы оказалось возможным отделить тепло,
выделившееся в исследуемом образце, от тепла, выделившегося
в остальных частях прибора.
Другая область применений калориметров связана с измере-
ниями абсолютной активности радиоактивных образцов. В та-
ких измерениях или вся энергия, или известная часть энергии
ядерных частиц, испущенных источником, превращается в
калориметре в тепло. Обычно этого можно достигнуть, помещая
источник внутри калориметра. Однако если источник должен
быть помещен снаружи, в калориметре делается окошко для
впуска излучения. В любом случае внутреннее устройство
калориметра должно быть таково, чтобы поглощать все излу-
чение или известную его часть. Основное соотношение между
выделяющейся тепловой мощностью Н, активностью образца А
и средней энергией, рассеиваемой в калориметре одной частицей
Е, имеет следующий вид:
Н (вт) = (1,603 • 10-13)Д£,	(8.26)
где А выражено в частицах в 1 сек, а Е — в Мэв. Если А вы-
ражено в кюри, то это соотношение принимает следующий вид:
Н (вт) = (5,94 • 10~3)Л (кюри)Е (Мэв). (8.27)
Ясно, что измерение выделяющейся в калориметре тепловой
мощности позволяет определить или активность, или среднюю
рассеиваемую энергию, но не обе величины одновременно.
Пример 4. Вычислить минимальную активность Ро210, кото-
рую можно измерить при помощи калориметра, способного ра-
ботать при малой тепловой мощности вплоть до 10~3 вт.
Фотографический и другие методы регистрации излучения
309
Решение. При распаде ядер Ро210 испускаются только а-ча-
стицы (за исключением 10~3% случаев). Все эти а-частицы мо-
ноэнергетичны (5,30 Мэв). Вся энергия а-частиц может быть
рассеяна в калориметре. Таким образом, если принять во вни-
мание только основное a-излучение, то минимальная активность
в соответствии с уравнением (8.27) окажется равной
А = ------Н = ----------1?—------= 31,8 мкюри.
(5,94 • 10~3) Е (5,94  10“3) (5,30)
Если измеряется активность препаратов, испускающих 0- и
a-излучение, которое сопровождается 7-лучами, то необходимо
или добиться того, чтобы 7-лучи были также полностью погло-
щены, или принять меры для того, чтобы они не поглощались
в калориметре, или внести поправки на энергию, потерянную
этими лучами в калориметре. Часто прибор имеет достаточно
тонкие стенки, так что большая часть 7-излучения проходит
сквозь них. Поправка на поглощение 7-лучей при этом имеет
небольшую величину.
Главное преимущество калориметрического метода измере-
ния активности состоит в присущей ему высокой точности. При
этом исключается целый ряд источников ошибок, свойственных
счетным методам регистрации и связанных с обратным рассея-
нием, самопоглощением, разрешающим временем прибора и
т. д. Основной недостаток калориметрического метода заклю-
чается в его малой чувствительности. Для получения высокой
точности образец должен иметь активность порядка мкюри или
даже порядка кюри. Другой недостаток связан с большим вре-
менем, необходимым для достижения теплового равновесия. Это
время измеряется обычно часами. Поэтому измерения с радио-
изотопами, имеющими период полураспада порядка дня или
меньше, оказываются невозможными.
§ 159.	Типы калориметров
Основная проблема, возникающая при разработке калори-
метров для ядерных измерений, связана с малой величиной теп-
ловой мощности. Поэтому калориметры, применяемые для ядер-
ных измерений, часто называются микрокалориметрами.
Обзор применяемых типов калориметров сделан Майер-
сом [79]. В этой обзорной статье содержится исчерпывающая
библиография как по конструированию калориметров, так и по
их применению для ядерных измерений. Широко применяются
двойные дифференциальные, изотермические и адиабатические
калориметры.
Двойной дифференциальный микрокалориметр состоит из
двух идентичных калориметров. В один из них поступает
310
Глава 8
измеряемый поток тепла, а в другой — поток тепла известной
мощности. Последняя величина регулируется до тех пор, пока
разность температур двух калориметров не станет равной нулю.
В изотермическом калориметре устанавливается температур-
ное равновесие в условиях, когда поступающий поток тепла ра-
вен отбираемому. Один из типичных методов осуществления
такой системы состоит в измерении повышения температуры
воды, которая непрерывно протекает сквозь калориметр. Изме-
ряемая тепловая мощность Н связана с массой протекающей
в единицу времени воды vm, удельной теплоемкостью с и повы-
шением температуры Д7' следующим соотношением:
H=vmc±T.	(8.28)
В адиабатическом калориметре температура его оболочки
поддерживается равной температуре самого калориметра. Если
это условие выполняется, то полное количество выделившегося
тепла Q связано с повышением температуры калориметра АГ
и его полной теплоемкостью С, соотношением
Q^=CAT.	(8.29)
§ 160.	Применение калориметров для ядерных измерений
Исчерпывающая библиография по применению калориметров
для ядерных измерений была дана Майерсом [79] в его обзор-
ной статье в 1949 г. С момента опубликования этой статьи поя-
вились сообщения о некоторых других применениях [69, 80—86].
По-видимому, первым применением калориметра для ядер-
ных измерений был эксперимент Кюри и Ляборда, которые
в 1903 г. сделали попытку показать, что тепло, выделяемое ра-
диоактивными веществами, обусловлено поглощением их излу-
чения. Другой вехой служит определение Эллисом и Вустером
в 1925 г. средней тепловой энергии, связанной с р-распадом.
Оказалось, что для Ra-E эта энергия равна 0,337 Мае на один
акт (3-распада в отличие от максимальной энергии, равной
1,17 Мэв. Эти измерения привели к необходимости введения ги-
потезы об испускании нейтрино.
Изотермический калориметр, сконструированный Кэнноном и
Дженксом [80], схематически изображенный на фиг. 132, пред-
ставляет собой образец современного прибора для измерения
активности. Он позволяет измерять очень малые потоки тепла,
вплоть до 7• 10'6 кал)сек с точностью до 1%.
Калориметр состоит из трех концентрических дюаров А,
В и М. Образец, выделяющий измеряемое тепло, помещается во
внутренний дюар, который запаивается. Дюары В и М запол-
няются жидким азотом. Выделяемое тепло определяется путем.
Фотографический и другие методы регистрации излучения
311
измерения количества газообразного азота, который испаряется
при постоянном давлении и улавливается в объеме D. Количе-
ство поступающего тепла равно произве-
дению массы газообразного азота на
скрытую теплоту парообразования. При-
бор может быть калиброван путем рас-
сеяния в калориметре известного количе-
ства тепла, для чего применяется спе-
циальная нагревательная катушка.
Чувствительность этого калориметра
такова, что с успехом может быть изме-
рена активность препарата, равная
10 мкюри, если максимальная энергия
испускаемых (3-частиц равна 1 Мэв. Вре-
мя, необходимое для установления теп-
лового равновесия, всего лишь порядка
1,5—2 час, так что радиоизотопы со срав-
нительно коротким периодом полурас-
пада (> 10 час) можно измерять без вне-
сения поправок на «отставание» калори-
метра.
Важным применением калориметров
служит измерение больших активностей
(порядка кюри) а-излучателей. Описано
[84] подобное устройство, способное точно
измерять от 100 мкюри до десятков кюри.
Бейли [81] описал прибор, способный из-
мерять активность а- и 3-излучателей
с известной энергией с точностью до 0,7%.
Пределом чувствительности он считает
величину, равную 2- Ю-6 кал/сек. В каче-
стве элементов, чувствительных к темпе-
ратуре, используются термисторы.
Другое интересное применение состоит
в измерении энергии частиц, ускоренных
в ускорителях. Хорнинг, Катцер, Мак-
Киссон и Олд [83] описали прибор для.
измерения энергии, выделяемой в урано-
вой мишени, при облучении дейтронами,
ускоренными в циклотроне до энергии
189 Мэв.
Лазо, Дьюхерст и Бертон [67] сообщи-
ли о применении адиабатического кало-
риметра для измерения выхода ферро-
сульфатного дозиметра при облучении его
Фиг. 132. Изотермиче-
ский микрокалориметр
[89].
7-лучами Со60. Ана-
логичные измерения для рентгеновских лучей с энергией 22,5 Мэв,.
312
Глава 8
полученных на бетатроне, рассмотрены Лафлином и Битти [82].
Лафлин и др. [85] описали также применение калориметра для
абсолютной дозиметрии 7-лучей Со60.
О 2,5 5 7,5 10см
।	। ।	।	। , 1 . ।	। <
Фиг. 133. Дозиметр для контроля излучения ядерных
реакторов [86].
Ввиду сложности состава излучения реакторов и разнообра-
зия типов его взаимодействия с веществом даже приближенные
вычисления поглощенной энергии этого излучения связаны со
значительными трудностями. В связи с этим она определяется
Фотографический и другие методы регистрации излучения
313
обычно экспериментально. Для определения поглощенной энер-
гии необходимы калориметрические методы, хотя и их приме-
нение встречает определенные трудности. Последние связаны
с отделением тепла, выделенного в образце, от тепла, выделяе-
мого в остальной части прибора. На фиг. 133 схематически по-
казан дозиметр для контроля излучения ядерных реакторов,
сконструированный Ричардсоном, Алленом и Бойлем [86].
Основными составными частями калориметра служат две ко-
аксиальные алюминиевые трубки, в каждую из которых вста-
влена термопара. Сосуд с образцом укрепляется внутри цент-
ральной трубки при помощи полистиролового изолятора. Тепло,
выделяемое во внутреннем устройстве, передается главным об-
разом через воздушный зазор между двумя трубками. На кон-
цах внутренней трубки обеспечивается хорошая тепловая изо-
ляция. Конвекционные потоки между двумя цилиндрами сво-
дятся к минимуму при помощи тонкой муфты из пенопласта,
помещенной в середине воздушного зазора. Для калибровочных
целей во внутренний цилиндр вставлен спиральный нагрева-
тель, изготовленный из медной проволоки. С его помощью
определяется соотношение между тепловой мощностью, выделяе-
мой нагревателем, и разницей температур двух цилиндров.
Это — прямая линия, наклон которой равен 0,012 кал/сек.
на 1°С разницы температуры.
При измерениях с калориметром тепловая мощность, выде-
ляемая в образце, определяется путем вычитания результатов
измерения без образца из результатов измерений, когда обра-
зец находится в калориметре.
Задачи
1.	Вычислить число атомов в зерне эмульсии Илфорд G5, если сред-
ний размер зерна соответствует данному типу эмульсии.
2.	Используя данные фиг. 116 и 119, оценить полное число зерен, обра-
зуемых протоном с энергией 1 Мэв, рассеивающим всю свою энергию
в эмульсии Илфорд С2. Исходя из полученного результата, оценить вели-
чину средней энергии, необходимой для образования одного зерна.
3.	Подобрать подходящие типы эмульсий для следующих групп частиц,
указав в каждом случае причины, определившие выбор: «-частицы с энер-
гией 10 Мэв, протоны с энергией 100 Мэв, а. 1астицы с энергией 1 Мэв,
₽-частицы с энергией 1 Мэв и дейтроны с энергией 1000 Мэв.
4.	Рассчитать, какое давление необходимо поддерживать в камере
Вильсона диаметром 20 см, наполненной воздухом, чтобы длина треков
протонов с энергией 1 Мэв равнялась радиусу камеры. Повторить расчет
для протонов с энергией 100 Мэв.
5.	Найти пороговую энергию для создания черенковского излучения
в воде каждой из следующих частиц: а-частицы, протона, электрона и
я-мезона, Показатель преломления воды равен 1,33.
314
Глава 8
6.	Электрон, проходя сквозь воду, создает черенковское излучение, ко-
торое распространяется под углом 45° к направлению его движения. Опре-
делить энергию частицы и число фотонов, создаваемых на 1 см траектории
электрона.
7.	Какова полная доза (в рад), полученная дозиметром с сернокислым
железом, если в нем образовалось 10-s моль ионов трехвалентного железа
на 1 г раствора?
8.	Чему равно изменение оптической плотности, которое происходит
в дозиметре с сернокислым железом, получившим полную дозу 104 рад?
Коэффициент молярной экстинкции спектрофотометра считать равным
2,174 л/(моль • см).
9.	Рассчитать скорость выделения газообразного водорода при облуче-
нии чистой воды дозой мощностью 107 рад/час.
10.	Какова должна быть чувствительность калориметра, предназначен-
ного для измерения активности источника С14 в 1 кюри?
11.	Калориметр, подобный изображенному на фиг. 133, используется
для измерения тепловой мощности, выделяемой в пластмассе, облучаемой
Y-лучами с энергией 1 Мэв. Найти выделяемую мощность, если образец
массой 10 г помещен в поле у-излучення интенсивностью 5 • 1013 фотонов на
1 с.н2 в 1 сек.
ЛИТЕР АТУ РА
1.	Goldschmidt-Clermont Y., Ann. Rev. Nucl. Sci., 3, 141 (1953).
2.	R о t b 1 a t J., в книге Progress in Nuclear Physics, ed. O. R. Frisch,
Vol. 1, New York, 1950.
3.	Powell C. F., Occhialini G. P. S., Nuclear Physics in Photographs,
Oxford, 1947. [Имеется перевод: К. Пауэлл, Г. Оккиалини,
УФН, 35, 213, 384 (1948).]
4.	Y a g о d а Н., Radioactive Measurements with Nuclear Emulsions, New
York, 1949.
5.	Powell C. F., Pep. Progr. Phys., 13, 350 (1950).
6.	Rossi B„ High Energy Particles, New York, 1952, Ch. 3. (Имеется
перевод: Б. Росси, Частицы большой энергии, М.—Л„ 1955.)
7.	Fowler Р. Н„ Perkins D. Н., в книге Fundamental Mechanism of Pho-
tographic Sensitivity, London, 1951.
8.	Be is er A., Rev. Mod. Phys., 24, 273 (1952).
9.	Vigneron L., Journ. phys. rad., 14, 121 (1953).
10.	Shapiro M. M., Rev. Mod. Phys., 13, 58 (1941).
11.	Dilworth С. C., Goldsack S. J., Goldschmidt-Clermont Y.,
Levy F., Phil. Mag., 41, 1032 (1950).
12.	Goldsack S. J., Page N., Phil. Mag., 42, 570 (1951).
13.	Demeur M., Dilworth С. C., Schonberg M., Nuovo Cimento, 9,
92 (1952).
14.	Faraggo H., Bonnet A., Cohen M. J., Journ. phys. rad., 13, 105A
(1952).
Фотографический и другие методы регистрации излучения
315
15.	G a i 11 о n d М., Haerny С., Sci. et inds. phot., 23, 221 (1952); Mem.
soc. vaudoise des sci. nat., 10, 271 (1952).
16.	Summer field M. B., Phys. Rev., 89, 340 (1953).
17.	Dilworth С. C., Occhialini G. P. S., Payne R. M., Nature, 162,
102 (1948).
18.	Rosen L., Proceedings of the International Conference on the Peaceful
Uses of Atomic Energy; Vol. 4, New York, 1956, p. 97. (Имеется
перевод в Материалах межд. конф, по мирному использованию
атомной энергии, Женева, 1955, т. 14, М., 1958, стр. 121.)
19.	Powell С. F., Nature, 145, 155 (1940).
20.	Morrison A., Pickup Е., Phys. Rev., 74, 706 (1948).
21.	Vigneron L., Journ. phys. rad., 14, 145 (1953).
22.	Richards H. T. et. al., Phys. Rev., 83, 994 (1951).
23.	Gailar O. et. al., Rev. Sci. Instr., 24, 126 (1953).
24.	Lees C. F., Morrison G. C., R о s e r W. G. V., Proc. Phys. Soc., A66,
13 (1953).
25.	В r a d t H. L., Peters B., Phys. Rev., 80, 943 (1950).
26.	Bradt H. L., Peters B, Phys. Rev., 74, 1828 (1948).
27.	Fowler P. H., Phil. Mag., 41, 169 (1950).
28.	Frei er P. et al., Phys. Rev., 74, 1818 (1948).
29.	Williams E. J., Proc. Roy. Soc., A169, 531 (1938).
30.	Berger M. J., Phys. Rev., 88, 58 (1952).
31.	Gott stein K- et. al., Phil. Mag., 42, 708 (1951).
32.	Ehrlich M., Natl. Bur. Standards (U. S.) NBS-1073, 1952.
33.	Ehrlich M., Fitch S. H., Nucleonics, 9, 5 (September, 1951).
34.	Dudley R. A., Nucleonics, 12, 24 (May, 1954).
35.	Kalil F., Nucleonics, 13, 91 (1955).
36.	Wilson J. G., The Principles of Cloud-chamber Technique, London, 195L
(Имеется перевод: Дж. Вильсон, Камера Вильсона, ИЛ, 1954).
37.	D a s Gupta N. N., Ghosh S. К., Rev. Mod. Phys., 18, 227 (1946).
(Имеется перевод: H. Дас Гупта, С. Гош, Камера Вильсона
и ее применение в физике, ИЛ, 1947.)
38.	Snowden М., в книге Progress in Nuclear Physics, ed. О. R. Frisch,
Vol. 3, New York, 1953.
39.	A1 s t о n M. H., Crewe A. V., Evans W. H., Rev. Sci. Instr., 25, 547
(1954).
40.	Joliot F., Journ. phys. rad., 5, 216 (1934).
41.	Johnson T. H., Benedetti S., Shutt R. P., Rev. Sci. Instr., 14, 265
(1943).
42.	Fret ter W. B., Ann. Rev. Nucl. Sci., 5, 145 (1955).
43.	Fowler W. B., Shutt R. P., Thorndike A. M„ W h i 11 e m о r e W., L.,
Phys. Rev., 95, 1026 (1954).
44.	Glaser D. A., Phys. Rev., 87, 665 (1952); 91, 496 (1953); 91, 762 (1953);
97, 474 (1955).
45.	G 1 a s e r D. A., Nuovo Cimento, 11 (Suppl. 2), 361 (1954).
46.	Glaser D. A., Sci, Amer., 192, 46 (February, 1955).
316
Глава 8
47.	Van Heer den P. J., The Crystal Counter, a New Instrument in Nuclear
Physics, Amsterdam, 1945.
48	Hof st ad ter R., Nucleonics, 4, 2 (April, 1949); 4, 29 (May, 1949).
49,	Chynoweth A. G., Am. Journ. Phys., 20, 218 (1952).
50	Cassen B., Proceedings of the International Conference on the Peaceful
Uses of Atomic Energy, Vol. 14, New York, 1956, p. 218. (Имеется
перевод в Материалах межд. конф, по мирному использованию
атомной энергии, Женева, 1955, т. 14, М., 1958, стр. 263.)
51.	Черенков П. А. ДАН СССР, 2, No. 8, 451 (1934).
52.	Ф р а н к И., Т а м м И., ДАН СССР, 14, No. 3, 107 (1937).
53.	Jelley J. V., Atomics, 4, 81 (1953).
54.	Mather R. L„ Phys. Rev., 84, 181 (1951).
55.	Winckler J. R., Phys. Rev., 85, 1054 (1952).
56.	M a r s h a 1 1 J., Phys. Rev., 86, 685 (1952).
57.	Hildebrand R. H., Rev. Sci. Instr., 24, 463 (1953),
58.	Allen J. S., Phys. Rev., 55, 966 (1939).
59.	Allen J. S., Rev. Sci. Instr., 18, 739 (1947).
60.	Stone R. P., Rev. Sci. Instr., 20, 935 (1949).
61.	Allen A. O., Hoch an a del C. J., Ghormley J. A., Davis T. W.,
Journ. Phys. Chem., 56, 575 (1952).
62.	Cormack D. V., Hummel R. W., Johns H. E., Spinks J. W. T.,
Journ. Chem. Phys., 22, 6 (1954).
63.	Miller N., Wilkinson J., Disc. Farad. Soc., 12, 50 (1952).
64.	W e i s s J., Allen A. O., Schwarz H. A., Proceedings of the Interna-
tional Conference on the Peaceful Uses of Atomic Energy, Vol. 14,
New York, 1956, p. 179. (Имеется перевод в Материалах межд,
конф, по мирному использованию атомной энергии, Женева, 1955,
т. 14, М„ 1958, стр. 216).
65.	Bastian R., W е b е г 1 i п g R., Р а 1 i 11 a F., Anal. Chem., 25, 284 (1953).
66.	Н о ch а п a d е 1 С. J., G h о г m 1 е у J. A., Journ. Chem. Phys., 21, 880 (1953).
67.	Lazo R. M., Dewhurst H. A., Burton B., Journ. Chem. Phys., 22,
1370 (1954).
68.	Schuler R. H., Allen A. O., Paper at meeting of Radiation Research
Society, New York, 1955.
69.	Weiss J., Nucleonics, 10, 28 (July, 1952).
70.	Hardwick T. J., Disc. Farad. Soc., No. 12, 203 (1952).
71.	Rodstam G;, Svedberg T., Nature, 171, 648 (1953).
72.	Nicks ic S. W., W r i g h t J. R., Nucleonics, 13, 104 (November, 1955).
73.	H a r t E. J., G о r d о n S., U. S. Atomic Energy Comm. Document ANL-4844,
1952.
74.	D о n d e s S., Proceedings of the International Conference on the Peaceful
Uses of Atomic Energy, Vol. 14, New York, 1956, p. 176. (Имеется
перевод в Материалах межд. конф, по мирному использованию
атомной энергии, Женева, 1955, т. 14, М., 1958, стр. 213).
75.	Tapi in G. V., Proceedings of the International Conference on the Peaceful
Uses of Atomic Energy, Vol. 14, New York, 1956, p. 227. (Имеется
Фотографический, и другие методы регистрации излучения
317
перевод в Материалах межд. конф, по мирному использованию
атомной энергии, Женева, 1955, т. 14, М., 1958, стр. 273.)
76.	Т а р 1 i п G. V., в книге Radiation Dosimetry, eds. G. J. Hine and G. L.
Brownell, New York, 1956. (Имеется перевод в книге «Радиационная
дозиметрия» под ред. Д. Хайна, Г. Броунелла, ИЛ, 1958.)
77.	Schulman J. Н., S h u г с 1 i f f W., G i n t h ё r R. J., A 11 i x F. H., Nuc-
leonics, 11, 52 (October, 1953).
78.	Schulman J. H., Klick С. C., Rabin H., Nucleonics, 13, 30 (February,
1955).
79.	Myers О. E., Nucleonics, 5, 37 (November, 1949).
80.	Cannon G. V., Jenks G. H., Rev. Sci. Instr., 21, 236 (1950).
81.	В a у 1 у J. G., Canad. Journ. Res., A28, 529 (1950).
82.	Laughlin J. S„ Beattie J. W., Rev. Sci. Instr., 22, 572 (1951).
83.	Horning R. M., К a t z e r M. F., M с К i s s о n R. L., Old С. C., U. S.
Atomic Energy Comm. Document LRL-70.
84.	Ma ton W. R. E., Atomic Energy Research Establishment, AERE-C/R-1133.
85.	L a и g h 1 i n J. S., Genna S., Danzker M., V a circa S. J., Procee-
dings of the International Conference on the Peaceful Uses of Ato-
mic Energy, Vol. 14, New York, 1956, p. 163. (Имеется перевод
в Материалах межд. конф, по мирному использованию атомной
энергии, Женева, 1955, т. 14, М., 1958, стр. 197.)
86.	Richardson D. М., Allen А. О., Boyle J. W., Proceedings of the
International Conference on the Peaceful Uses of Atomic Energy, Vol.
14, New York, 1956, p. 209. (Имеется перевод в Материалах межд.
конф, по мирному использованию атомной энергии, Женева, 1955,
т. 14, М„ 1958, стр. 251).
87.	Shapiro М. М., S teller В., Phys. Rev., 87, 682 (1952).
88.	Brown R. et al., Nature, 163, 82 (1949).
ГЛАВА
9
МЕТОДЫ РЕГИСТРАЦИИ НЕЙТРОНОВ
В предыдущих главах рассматривались различные типы де-
текторов ядерных излучений. Вообще говоря, каждый из них
пригоден для регистрации нескольких типов излучений. Многие
из этих детекторов могут быть применены и для регистрации
нейтронов. Эти применения рассматриваются в настоящей главе.
В связи с некоторыми особенностями нейтронов и вследствие
особой важности нейтронных измерений этому вопросу посвя-
щена отдельная глава.
ВВЕДЕНИЕ
§ 161. Постановка задачи
Взаимодействие нейтронов с веществом рассматривалось
в гл. 1. При этом особое внимание было обращено на разнооб-
разие возможных процессов и зависимость вероятности каждого
из них от энергии нейтронов. Поскольку регистрация нейтронов
основана на их взаимодействии с веществом, очевидно, что важ-
ную роль играет при этом энергия нейтронов. Вследствие этого
одной из главных задач настоящей главы будет рассмотрение
энергетических зависимостей различных процессов измерения.
Одновременно будут изложены некоторые сведения о распре-
делении нейтронов по энергиям.
Зависимость от энергии часто усложняется тем, что с про-
цессом, лежащим в основе метода измерения, конкурируют про-
цессы замедления, в результате которых энергия нейтронов
уменьшается. Следовательно, необходимо также рассмотреть
процесс замедления и его влияние на результат измерения.
Нейтроны часто сопровождаются другими видами излучения,
например 7-излучением. Поэтому необходимо исследовать во-
прос о том, в какой степени чувствительны к 7-лучам различные
типы нейтронных детекторов.
Другой важный вопрос, которого также следует коснуться,
состоит в измерении энергии нейтронов, поглощаемой веще-
ством, помещенным в нейтронное поле. Такие измерения соста-
вляют область нейтронной дозиметрии. Они играют важную
роль в технике безопасности и при выборе конструкционных ма-
териалов для ядерных реакторов.
Методы регистрации нейтронов
319
§ 162.	Ядерные процессы, используемые
для регистрации нейтронов
Как уже отмечалось, регистрация ядерных частиц оказы-
вается возможной благодаря тому или иному виду взаимодей-
ствия излучения с детектором. Для заряженных частиц взаимо-
действие с детектором состоит в возбуждении и ионизации ато-
мов вещества, производимых непосредственно первичными ча-
стицами. Для -{-излучения такое же взаимодействие осущест-
вляют вторичные электроны, освобождаемые фотонами. В слу-
чае нейтронов имеется несколько различных механизмов осу-
ществления подобного взаимодействия. Эти механизмы, рассмот-
рены кратко в гл. 1. Каждый из них может служить основой
для возможного метода регистрации. Наиболее употребительны
для этого следующие процессы.
1.	Ядерные реакции, в которых под действием нейтронов воз-
никают частицы, которые можно зарегистрировать одним из
рассмотренных ранее методов. Примером служат реакции
(п, а), (п, р), (п, 7) и (я, деление). Альфа-частицы, протоны,
7-кванты или продукты деления' дают мгновенную информацию
о нейтронном потоке.
2.	Ядерные реакции, в которых под действием нейтронов воз-
никают радиоактивные ядра. Последующий распад радиоактив-
ных ядер дает информацию о нейтронном потоке, который по-
служил причиной возникновения этой радиоактивности.
3.	Упругие соударения, в которых частицы отдачи заряжены
и могут быть зарегистрированы. Наиболее важным примером
процесса такого рода является упругое рассеяние нейтронов на
протонах, так как протонам может быть передано до 100%
энергии нейтронов.
Детектор нейтронов состоит из вещества, в котором под дей-
ствием нейтронов протекает одна из перечисленных выше реак-
ций, и собственно детектора, регистрирующего продукты реак-
ции. Таким детектором может служить один из рассмотренных
в предыдущих главах детекторов заряженных частиц или фото-
нов в зависимости от характера используемой реакции. В сле-
дующих параграфах будут рассмотрены некоторые типы детек-
торов нейтронов.
БОРНЫЕ ДЕТЕКТОРЫ
§ 163.	Реакция В10 (я, а)
Реакция В10(п, а) широко применяется для регистрации теп-
ловых нейтронов. Целый ряд факторов делает такую реакцию
в высшей степени удобной для этой цели. Сечение реакции
велико и простым образом зависит от энергии в широком
320
Глава 9
диапазоне энергий. Реакция легко обнаруживается даже в при-
сутствии сравнительно интенсивных потоков f-лучей, так как ее
продукты обладают высокой удельной ионизацией и большой
энергией. Вещество В10 доступно в виде изотопа. Его химиче-
ские свойства таковы, что оно с успехом может быть введено
в детектор.
Реакция экзотермична. Выделяемая энергия равна 2,78 Мэв
и делится между ядром Li7 и а-частицей. В результате реакции
могут непосредственно образовываться ядра Li7 в основном со-
стоянии. В других случаях ядро Li7 может оказаться в возбу-
жденном состоянии. Избыток энергии выделяется в виде f-
кванта с энергией 0,48 Мэв. Вероятность непосредственного
перехода в основное состояние для реакций, протекающих под
действием тепловых нейтронов, равна всего лишь 0,07. Эта ве-
роятность достигает максимума, равного 0,7 для нейтронов
с энергией 1,8 Мэв, и падает до 0,5 при 2,5 Мэв [1].
В результате захвата нейтрона с энергией Е кинетическая
энергия Ёкни., равная либо Е + 2,30 Мэв, либо Е + 2,78 Мэв,
распределяется между а-частицей и ядром отдачи лития. Если
захваченный нейтрон был тепловым, то Е близко к нулю. Энер-
гия ядер лития и а-частиц при наиболее вероятном процессе
равна соответственно:
р .__ £кин.-Ма _ (2,30)  (4,00) _ЛОО Мая
£li - X+Ki - Too+ 7,02" - 0188 Мэв'
F = £кинТи 1 47 м
Зависимость эффективного сечения а реакции В10(п, а) от
энергии изображена на фиг. 21. Вплоть до 100 эв это сечение
обратно пропорционально скорости и может быть представлено
выражением
0 = -^,	(9.1)
где По = 2,2- 105 см/сек и а0 = 4010 барн.
§ 164.	Скорость протекания реакции в детекторе,
содержащем В10
Скорость протекания реакции в детекторе, содержащем В10,
может быть найдена путем обобщения уравнения (1.37). Вклад
dR в эту величину, производимый нейтронами с энергией от Е
до Е + dE, которые находятся в элементе объема dV, равен
dR = N{x, у, г) о (£)?(£, х, у, z)dEdV, (9.2)
Методы регистрации нейтронов
321
где N(x, у, z) —число атомов ВВ * 10 в единице объема в точке
х, у, г;
а(Е)	—эффективное сечение реакции В10 (п, а) при
энергии Е;
<р(Е, х, у, z) — поток на единичный энергетический интер-
вал в точке х, у, z.
Полная скорость протекания реакции равна интегралу по
всему объему детектора и по всему спектру энергий нейтронов.
Иными словами,
Число реакций в 1 сек —
= f f AT(x, у, z)a(E)<p(E, х, у, z)dVdE. (9.3)
V о
Если считать, что поток нейтронов однороден по всему объему
детектора, а полное число ядер В10 обозначить Nt, то уравне-
ние (9.3) примет вид
Число реакций в 1 ceK — NT§ a(E)<f(E) dE. (9.4)
о
Если энергия всех нейтронов лежит в интервале, в котором
справедливо уравнение (9.1), то выражение (9.4) можно запи-
сать в виде
100 эв
Число реакций в 1 ceK = Nr<W>Q$ п(Е) dE = Nr<WNn, (9.5)
о
где п — число нейтронов в единице объема с любой энергией,
меньшей 100 эв.
Полученные результаты позволяют определить плотность
нейтронов и не зависят от распределения нейтронов по энер-
гиям, пока их энергия не превышает 100 эв. Если, кроме того,
известна средняя скорость v нейтронов, то полный поток можно
вычислить по формуле
- (Число реакций в 1 сек) v	Q „
77^	•	(9.6)
В случае распределения по энергиям Максвелла — Больцмана
(см. § 19) v — 1,128 Оо при 20° С.
Реакция В10 (и, а) применяется во многих детекторах нейтро-
нов. К ним относятся ионизационные камеры, пропорциональ-
ные счетчики, сцинтилляционные счетчики и ядерные эмульсии.
Кроме того, на этой реакции основано действие термоэлектриче-
ского элемента, чувствительного к нейтронам (см. § 191).
21 В. Прайс
322
Глава 9
§ 165. Счетчики, наполненные трехфтористым бором
Для получения эффективного газонаполненного счетчика
необходимо ввести атомы В10 в детектор таким образом, чтобы
испускаемые при ядерной реакции заряженные частицы могли
попасть в чувствительный объем и вызвать ионизацию. По-
скольку эти заряженные частицы имеют сравнительно малый
пробег, должны быть применены либо тонкие слои твердого
бора, либо газообразное соединение бора должно быть введено
во внутренний объем счетчика.
Были сконструированы счетчики, наполненные BF3, имеющие
самую различную форму [2]. Обычно применяется цилиндриче-
ская конструкция. Диаметр цилиндра, толщина нити и давление
наполняющего газа могут иметь различную величину. У типич-
ного счетчика, наполненного обогащенным BF3, содержащим
96% изотопа В10, диаметры катода и внутреннего электрода
равны соответственно 22 и 0,05 мм. Активная длина счетчика
равна 150 мм, давление наполняющего газа 12 см рт. ст. При
работе в импульсном режиме с импульсным усилителем чув-
ствительностью 4 мв рабочее напряжение должно составлять
1400 в. Если через р(Е) обозначить вероятность того, что реак-
ция В10 (л, а), вызванная нейтроном с энергией Е, будет заре-
гистрирована счетчиком, то из уравнения (9.5) получим следую-
щее выражение для скорости счета:
Число импульсов в 1 ceK — NVaov0 J* p(E)n(E)dE, (9.7)
о
где Nt заменено на NV, произведение числа молекул в единице
объема B10F3 на чувствительный объем счетчика. Счетчик обычно
используется с электронной схемой, имеющей определенный
порог срабатывания. Поэтому для того, чтобы реакция была
зарегистрирована, необходимо, чтобы суммарная энергия, кото-
рую а-частица и ядро лития теряют в газе счетчика, превышала
некоторую пороговую величину Ет. Для реакций, происходя-
щих на достаточном расстоянии от стенки, вся энергия теряется
в газе, и это условие легко выполняется, поскольку даже в слу-
чае тепловых нейтронов теряемая энергия равна по меньшей
мере 2,30 Мэв. В связи с тем, что в некоторых случаях заряжен-
ные частицы ударяются в стенки и часть энергии теряют в них,
р(Е) становится несколько меньше 1. Однако размеры счетчика
обычно много больше пробега частиц, а пороговая энергия Ет
много меньше полной энергии реакции. Поэтому величину р(Е)
с хорошим приближением можно принять равной 1. Это подтвер-
ждается тем, что счетная характеристика имеет практически
горизонтальное плато. На фиг. 134 показана такая характери-
Методы регистрации нейтронов
323
стика для описанного выше пропорционального счетчика, напол-
ненного BF3. Горизонтальный участок кривой указывает, что ре-
гистрируются практически все акты реакции в счетчике.
Фиг, 134. Счетная характеристика пропорциональ-
ного счетчика, наполненного BF3.
Чувствительность счетчика можно определить как число им-
пульсов в 1 сек на единичный поток нейтронов. Из уравнения
(9.7) получаем
Чувствительность = ЛЧ/а0 .	(9.8)
Для распределения Максвелла — Больцмана это выражение
принимает следующий вид:
,т	(4010 • 10~24) .W
Чувствительность = ------^-^8---->
где N — число атомов В10 в 1 см3, а V — чувствительный объем
счетчика.
Пример 1. Рассчитать чувствительность описанного выше
счетчика тепловых нейтронов, наполненного обогащенным BF3,
содержащим 96% изотопа В10, если его чувствительный объем
равен 58 см3, а давление газа равно 12 см рт. ст.
Решение. Число атомов В10 в единице объема получаем пу-
тем деления числа Авогадро на объем граммолекулы:
л,= №«gllW9a = 4,1 . 10.= атом!ся‘.
Из формулы (9.8) имеем
(4010 • 10~24) NV (4010  10~24) (4,1 • 1018) (58)
Чувствительность =-------П28------------------ГТ28------~2=21
— 0,83 имп1сек на единичный поток нейтронов.
21*
324
Глава 9
Формула (9.8) справедлива, когда нейтронный поток в пре-
делах объема счетчика постоянен, т. е. когда в счетчике погло-
щается пренебрежимо малая доля нейтронов. Это означает
также, что счетчик не искажает потока нейтронов, благодаря
чему выражение для скорости счета упрощается. Поглощение
нейтронов в счетчике уменьшало бы поток вблизи него в среде,
в которой нейтроны диффундируют. Возмущение нейтронного
потока счетчиком будет обсуждено далее при рассмотрении ме-
тодов измерения, основанных на активации фольг.
Оценка того, в какой степени можно пренебречь поглоще-
нием в счетчике, может быть сделана следующим образом.
В соответствии с формулой (1.34) вероятность того, что нейтрон
не будет поглощен в счетчике, равна е~^а<1, где Sa — макроско-
пическое сечение поглощения, a d — длина пути нейтрона в газе
В10. Величина для B10F3 при атмосферном давлении равна
0,1 (0,025/ZT) ‘ см~х, где Е — энергия нейтрона в электрон-воль-
тах. Пока i,ad<^\, поглощением можно пренебречь. Таким об-
разом, в счетчике, работающем при атмосферном давлении, при
энергии нейтронов, равной 0,025 эв, поглощением можно пре-
небречь, если размеры счетчика не больше приблизительно 1 см.
Эффективностью нейтронного счетчика называется величина,
равная отношению числа зарегистрированных нейтронов к об-
щему числу нейтронов, попавших в него. Вероятность поглоще-
ния нейлона, а следовательно, и вероятность регистрации равна
1—е~ ° . Поэтому эффективность зависит в общем случае от
размеров и формы счетчика, от направления падения нейтронов
и от других свойств счетчика. В специальном случае коллими-
рованного пучка нейтронов, направленного вдоль оси счетчика,
Эффективность — 1 — е L[d,
(9-9)
где d — длина чувствительного объема счетчика, измеренная
вдоль его оси.
Пример 2. Вычислить эффективность счетчика тепловых
нейтронов, описанного в примере 1, если поток нейтронов на-
правлен параллельно оси счетчика, а длина чувствительного
объема равна 150 мм.
Решение. Согласно формуле (9.9),
Эффективность = 1 —e~~nd — 1 —e~N°ad =
= 1 —exp [(4,1 • 1018)(4010 - lO^^f(15,2)] ,
где Е — энергия нейтронов в электрон-вольтах. Для Е =0,025 эв
эффективность равна 22%.
Методы регистрации нейтронов
325
§ 166.	Счетчики с твердым бором
Бором можно покрыть стенки счетчика или поместить его
в счетчик в виде специально сделанных для этой цели пластин.
Применение твердого бора, а не газообразного BFs имеет то
преимущество, что при этом в качестве наполнения можно
использовать более подходящие газы. Бор должен быть нанесен
Фиг. 135. Схематическое изображение счетчика, покрытого ВЫ и его
счетная характеристика, полученная с усилителем чувствительностью
2 мв [13].
Счетчик наполнен гелием с добавлением 5% эфира под давлением 10 см рт. ст.
тонким слоем, так как в противном случае поглощение нейтро-
нов в нем будет велико, а эффективными с точки зрения реги-
страции являются только те реакции, которые происходят в точ-
ках, настолько близких к поверхности, что по крайней мере одна
из заряженных частиц может выйти в газ, наполняющий счет-
чик. Согласно выражению (1.3), пробег а-частиц с энергией
1,47 Мэв (энергия а-частиц, образующихся в боре под воздей-
ствием тепловых нейтронов) в боре равен 0,85 мг/см2. Следова-
тельно, с точки зрения регистрации, поверхностные плотности,
большие чем 0,85 мг/см2, будут бесполезны. Более того, такие
поверхностные плотности окажутся даже вредными, так как
в боре будет поглощаться часть нейтронов прежде, чем они до-
стигнут чувствительного слоя, прилегающего к газу. Выражение
326
Глава 9
для среднего свободного пробега нейтронов до поглощения в со-
ответствии с выражением (1.44) имеет вид
Х(г/слг2) = -да,	(9.10)
где W — атомный вес элемента, а а — эффективное сечение
в барнах. Для В10 при 0,025 эв пробег X равен 4,2 мг/см1.
У счетчиков, покрытых изнутри бором, плато счетной харак-
теристики имеет больший наклон, чем у счетчиков, наполненных
BF3. Это объясняется тем, что заряженные частицы производят
различную ионизацию в газе в зависимости от величины энер-
гии, теряемой ими в слое твердого бора. На фиг. 135 предста-
влены типичная счетная характеристика такого счетчика и его
схематическое изображение. При рабочем напряжении, отмечен-
ном на графике, чувствительность счетчика равна от 5 до
10 имп/сек на единицу нейтронного потока.
Лауд [3] описал борную камеру с высокой эффективностью
регистрации тепловых нейтронов. Весь прибор помещался в ци-
линдр длиной 59 мм и диаметром 30 мм. В камере располага-
лось 12 параллельных пластин, покрытых слоем В10, с поверх-
ностной плотностью 0,5 мг/см1. Расстояние между пластинами
равнялось 1 мм. Камера наполнялась аргоном под давлением
5 атм. Счетная характеристика такой камеры имеет вполне удо-
влетворительное плато. При работе без газового усиления с им-
пульсным усилителем, имеющим большой коэффициент усиле-
ния, рабочее напряжение равнялось 75 в. Эффективность реги-
страции тепловых нейтронов оказалась равной 24% [3].
§ 167.	Интегрирующие ионизационные борные камеры
При достаточно высоких потоках нейтронов в качестве ней-
тронных детекторов можно использовать интегрирующие иони-
зационные камеры. Если вся энергия, выделяющаяся при реак-
ции В (ft, а) и равная 2,3 Мэв, идет на ионизацию, а на созда-
ние одной пары ионов затрачивается 32 эв, то одна реакция
в 1 сек дает ток 1,13- 10"14 а. В камере с чувствительностью S
ток равен
/--(1,13 • 10~14)Ф5,	(9.11)
где Ф — поток нейтронов. Таким образом, в камере, в которой
происходит одна реакция в 1 сек на единицу нейтронного по-
тока, протекают токи от 10'4 до 10'10 а при величинах потоков
от 1010 до 104 нейтронов на 1 см1 в 1 сек. Приблизительно в этом
диапазоне нейтронных потоков и применяются успешно интегри<
рующие ионизационные камеры^
Методы регистрации нейтронов
327
Чтобы интегрирующая ионизационная камера с электродами,
покрытыми твердым бором, имела высокую чувствительность
при минимальном объеме, площадь ее электродов должна быть
сделана как можно большей. Для этой цели применяется опи-
санная выше многопластинчатая ионизационцая камера [4]. Схе-
матически устройство этой камеры изображено на фиг. 136.
Диаметр прибора, содержащего 16 параллельных поверхностей,
покрытых слоем В10 толщиной 0,3 мг/см1, равен 74 мм, а полная
длина — 835 мм. Чувствительность при регистрации потока теп-
ловых нейтронов, направленного параллельно оси прибора,
равна 5-10-15 а на единицу нейтронного потока. В качестве
Фиг. 136. Многопластинчатая ионизационная камера [4].
материалов, из которых изготовлена камера, использованы гра-
фит и сплав Mg—Al. Выбор материалов объясняется стремле-
нием избежать высокой наведенной радиоактивности, которая
может возникнуть под действием нейтронного облучения.
В пропорциональных счетчиках, работающих в импульсном
режиме, фон 7-лучей, часто сопровождающий нейтронные по-
токи, может быть отделен от полезных импульсов при помощи
амплитудного дискриминатора при условии, что интенсивность
фона не настолько высока, чтобы накладывающиеся друг на
друга импульсы от вторичных электронов превышали импульсы
от нейтронов. В приборах типа интегрирующей ионизационной
камеры такая дискриминация невозможна.
Ток, вызванный 7-излучением, можно свести к минимуму,
если отношение объема камеры к площади покрытия электро-
дов сделано по возможности наименьшим. Однако для эффек-
тивной дискриминации следует применять дифференциальные
или компенсационные системьи, использующие две камеры. Одна
из них наполнена BF3 или выложена бором и, следовательно,
чувствительна и к нейтронам, и к 7-лучам. В другой бора нет,
и она чувствительна только к 7-лучам. Если в отсутствие ней-
тронов токи в камерах скомпенсированы, то разностный ток,
возникающий при наличии и нейтронов, и 7-лучей, будет мерой
нейтронного потока. Балансировку токов можно осуществить
328
Г лава 9
путем регулировки давления газа, размера камер или напря-
жения.
На фиг. 137 схематически изображена компенсационная
ионизационная камера такого типа вместе с измерительной схе-
мой. Пространство между пластинами 1 и 2 образует одну ка-
меру, а пространство между пластинами 2 и 3 — другую. Если
объемы камер и давления подобраны так, что при облучении
камер потоком 7-излучения разностный ток равен нулю,то изме-
Фиг. 137. Компенсационная ионизационная
камера.
ряемый электрометром
разностный ток обуслов-
лен только нейтронным
потоком.
На фиг. 138 показана
ионизационная камера
с компенсацией фона 7-из-
лучения, применяемая при
работе с реактором для
испытания материалов в
Арко, штат Айдахо. Хотя
чувствительный объем ка-
меры имеет длину, рав-
ную только 150 мм, пол-
ная длина камеры равна
900 мм. Таким образом, кабели, идущие от камеры, существенно
удалены! от области, где имеется интенсивный поток нейтронов.
Электроды состоят из трех графитовых чашек. Положение
внутренней чашки может регулироваться так, что компенса-
ционный объем является переменным. Такая регулировка осо-
бенно необходима в случае, когда имеется градиент потока
7-лучей. Камера, чувствительная к нейтронам, выложена В10.
Прибор может быть использован для измерения нейтронных по-
токов, различающихся по меньшей мере на 6 порядков.
Ток изменяется при этом соответственно от 10-4 до 10-10 а.
Возможен и другой, электрический, метод компенсации фона
7-излучения. Камера подобного типа изображена на фиг. 139.
В поперечном сечении камера круглая. Центральный электрод
является частью объема, предназначенного для компенсации
фона 7-лучей. Его форма подобрана таким образом, чтобы в об-
ласти, предназначенной для компенсации фона 7-лучей, наклон
вольтамперной характеристики (вследствие слабого электриче-
ского поля) был больше, чем в области, чувствительной к ней-
тронам. Если компенсационный объем несколько больше объема
области, чувствительной к нейтронам, то может быть подобрана
такая комбинация приложенных напряжений, которая обеспе-
чит компенсацию фона 7-излучения. Чувствительность камеры
Кабели от высоковольтного
источника питания
+ 600 в стабилизированное-___
напряжение
-300в регулируемое напряжение
Магниевый сплав
Вещество, поглощающее нейтроньт,
используемое для защиты
кабелей и соединений
Алюминий------------
Вакуумный спай
(тороидальная пробка)
Изолятор (бакелит)
Магниевый сплав
Графитовая оболочка, изолиро-
ванная от магниевого кожуха
Кварцевая изолирующая
прокладка
Регулировка, предназна-
ченная для уравнивания влияния
у-лучей на оба объема
Объем для компенсации фона
у-лучви
Покрытые бором поверхности
объема, чувствительного
к нейтронам
Основной источник
нейтронов
Выход газа к контрольному при
бору через кабель
Выходной токовый вывод
Вход азота через кабель
Нарезной винт для регулировки
компенсационного объема
Ввод отрицательного
электрода и газовый канал
к этому вводу
Электрическое соединение
экрана токового вывода
с графитовой оболочкой
Кварцевая изолирующая
трубка, покрывающая
магниевый стержень
Кварцевая изолирующая
трубка, покрывающая
свинцовый стержень
Кварцевые изолирующие
шпильки
Отрицательный электрод
(графит)
Электрод выходного тока
(графит)
Положительный электрод
(графит)
Фиг. 138. Ионизационная камера с компенсацией фона-[-излучения, при-
меняемая при работе с реактором для испытания материалов [13].
Пределы изменения потока составляют 6 порядков. Диапазон изменения тока от 10~“> до
1(1~4а. Чувствительность приблизительно равна 10~“а на единицу нейтронного потока.
330
Глава 9
подобного типа, наполненной азотом под давлением 1 атм, ока-
залась равной 4’10“14а на единицу потока тепловых нейтро-
нов [5].
Высоковольтный
электрод
+800 в
3,2мм
Покрытие даром толщиной I мг/см*
/f Объем, чувствительный
/	к нейтронам
/ Объем для компенсации фона
у-лучей
Фиг. 139, Ионизационная камера с электрическим методом компенсации
фона ^-излучения (разрез) [5].
Сигнальный
элент'рпд
Высоковольтный
электрод; напряже-
ние регулируется
от 15 до 500 в

§ 168.	Регистрация быстрых нейтронов при помощи
борных счетчиков
Поскольку с ростом энергии нейтронов эффективное сечение
реакции В10(п, а) падает, чувствительность борных счетчиков
становится очень малой. Чувствительность может быть суще-
ственно повышена, если поместить счетчик в замедлитель ней-
тронов так, чтобы перед попаданием в счетчик нейтроны замед-
лялись. Однако эффективность такого устройства зависит
обычно от энергии нейтронов и от взаимного расположения
источника нейтронов и счетчика. Эти обстоятельства сильно за-
трудняют интерпретацию результатов измерений, особенно когда
нейтроны имеют непрерывный энергетический спектр.
Хансон и Мак-Киббен [6] сконструировали устройство с за-
медлителем, в котором чувствительность практически не зави-
сит от энергии в диапазоне приблизительно от 10 кэв до 3 Мэв.
Счетчики такого типа известны под названием «всеволновых»
счетчиков, так как их эффективность остается постоянной в ши-
роком диапазоне энергий. Одна из конструкций «всеволнового»
счетчика изображена на фиг. 140.
Нейтроны проникают в счетчик со стороньи его открытого
конца. При регистрации и медленных, и быстрых нейтронов
большая часть импульсов возникает в счетчике под действием
тепловых нейтронов, т. е. нейтронов, замедленных в парафино-
вом блоке до тепловых энергий. Медленные нейтроны в среднем
не проникают далеко в глубь парафина. Часть из них рассей-
Методы регистрации нейтронов
331
вается из парафина обратно. Ядерные реакции, которые проте-
кают в счетчике под их действием, идут чаще всего вблизи вход-
ного конца счетчика. Отверстия в переднем торце графита слу-
жат для увеличения эффективности регистрации медленных
нейтронов, уменьшая число нейтронов, которое рассеивается от
этой грани назад.
С другой стороны, быстрые нейтроны значительно дальше
проникают в парафин перед тем, как они будут замедлены и
зарегистрированы счетчиком. Часть быстрых нейтронов будет
из жести толщиной 1,27мм
/(предусили-
телю ------
Подвижный
алюминиевый
цилиндр,
содержащий
ампулу с BF3
Высокое
напряжение
Стекло
г.
Кадмиевый
колпачок
8 отверстий,
центры кото-
рых располо-
жены по окруж-
ности диамет-
ром 89 мм
266,7
63,5 ~
419,1 мм
Ф н г. 140. «Всеволновый^ счетчик [6].
выходить сквозь боковые поверхности парафина. Действие всех
этих факторов приводит к тому, что эффективность оказывается
не зависящей от энергии нейтронов. Чтобы уменьшить фон, обу-
словленный нейтронами, попадающими в счетчик не через пе-
реднюю грань парафина, добавляется слой трехокиси бора. Аб-
солютная чувствительность счетчика такова, что он дает около
одного импульса на каждые 105 нейтронов, испускаемых изот-
ропно источником, расположенным на расстоянии 1 м от его
края.
Ноубле и др. [7] вновь исследовали энергетическую зависи-
мость «всеволнового» счетчика. Они подтвердили отсутствие
зависимости эффективности счетчика от энергии, однако при
энергиях 2,08 и 2,99 Мэв были обнаружены отклонения. Пола-
гают, что эти отклонения обусловлены резонансами при рассея-
нии в углероде.
332
Глава 9
КАМЕРЫ ДЛЯ РЕГИСТРАЦИИ ОСКОЛКОВ ДЕЛЕНИЯ
§ 169.	Использование реакции деления для регистрации
нейтронов
Реакция деления, играющая такую важную роль во многих
разделах ядерной науки и техники, служит также основой и для
некоторых методов регистрации ядерных излучений. При этом
используется либо кинетическая энергия продуктов деления,
либо их радиоактивность. Ионизация, создающаяся при замед-
лении продуктов деления, используется для регистрации в иони-
зационных камерах и пропорциональных счетчиках, которые
в данном случае называются камерами деления. Использование
радиоактивности продуктов деления подробно рассматривается
в § 175.
Целесообразность использования камер для регистрации ос-
колков деления обусловлена многими причинами. Широкий
выбор расщепляющихся веществ позволяет подобрать величину
эффективности и подходящую энергетическую зависимость.
Большой выход энергии на каждую реакцию деления дает воз-
можность регистрировать потоки нейтронов на фоне значи-
тельно больших потоков 7-лучей, чем это можно сделать при ре-
гистрации с помощью реакции (и, а) или других подобных
реакций. Последнее обстоятельство делает камеры деления осо-
бенно удобными для измерений малых величин нейтронного
потока при запуске и остановке реактора. Такие нейтронные
потоки сопровождаются интенсивными потоками 7-лучей и по-
этому дискриминация особенно важна. Применение камер с В10
для этих целей невозможно.
Эффективными детекторами тепловых нейтронов служат ка-
меры деления, содержащие ядра U233, U235 или Ри239, расщеп-
ляющиеся под действием тепловых нейтронов. Эффективное
сечение деления этих элементов более или менее точно следует
закону 1/у. Поэтому в качестве грубого приближения здесь при-
менимы рассуждения, которые проводились в § 164 относительно
зависимости скорости счета от величины потока тепловых ней-
тронов.
Вещества, расщепляющиеся под действием только быстрых
нейтронов, можно использовать для их регистрации, особенно
когда необходимо отделить фон медленных нейтронов и нейтро-
нов со средними энергиями. Нейтроны, энергия которых ниже
пороговой, таким детектором не регистрируются. В табл. 26
приведены некоторые расщепляющиеся вещества, представляю-
щие интерес для камер деления, регистрирующих быстрые ней-
троны; там же приведены значения пороговых энергий.
Расщепляющиеся вещества вводятся в камеру обычно в виде
тонких фольг, а не в виде газов. Газообразные расщепляющиеся
Методы регистрации нейтронов
333
Таблица 26
Приблизительные величины пороговых энергий
для деления на быстрых нейтронах
Вещество	Пороговая энергия, Мэв	Вещество	Пороговая энергия, Мэв
	1,45	Th?32	1,75
Np237	0,75	Ра’м	0,5
		В1ЭД	50
вещества оказались плохими наполнителями для счетчиков
вследствие большой вероятности образования в них отрицатель-
ных ионов и вызываемой ими коррозии.
§ 170.	Примеры камер деления
Конструкции и характеристики детекторов для регистрации
продуктов деления описаны рядом авторов [8—12]. Мы рассмот-
рим три таких детектора.
В тех случаях, когда требуется высокая эффективность,
в камеру вводится большое количество расщепляющегося ма-
териала. Это достигается применением многопластинчатой кон-
струкции. Детектор такого типа описан Бэйром и Бэйярдом [9].
Выссп<ово.пьгпнь1й электрод
Фиг. 141. Камера с высокой эффективностью регистрации продуктов
деления [9].
Их камера изображена на фиг. 141. Она помещена в алюминие-
вый кожух диаметром 50 мм и длиной 253 мм. В камере имеется
четыре концентрических алюминиевых электрода, которые по-
крыты обогащенным и3Ов, содержащим 90% U235. Толщина по-
крытия равна 2,0 мг/см2. Полная площадь поверхности, покры-
той ураном, составляет 1020 см2. Чувствительность к тепловым
нейтронам равна 0,7 ими/сек, на единицу нейтронного потока.
зм
Глава 9
Скорость счета фона составляет 5 имп/сек, диапазон измерений
прибора — от 10 до 2 • 105 нейтронов/(см2 • сек) при интенсив-
ности 7-лучей вплоть до 1010 ^-квантов/(см2 • сек). При работе
с линейным усилителем, коэффициент усиления которого равен
105, рабочее напряжение равно 300 в. Счетная характеристика
имеет при этом хорошее плато.
Если расщепляющийся материал а-радиоактивен, то суще-
ствует определенный предел для количества помещаемого в счет-
чик вещества. Если поток а-частиц слишком высок, то импульсы,
Фиг. 142. Конструкция миниатюрной камеры для регистрации продуктов
деления [10].
создаваемые ими, могут накладываться друг на друга и ско-
рость счета фона может оказаться большой.
Виганд [12] описал применение висмута в многопластинчатой
камере деления для регистрации нейтронов с кинетической
энергией, превышающей 50 Мэв, т. е. величину пороговой энер-
гии для процесса расщепления висмута. Число пластин в ка-
мере равнялось 28, а общая площадь этих пластин — 500 см2.
Пластины были покрыты слоем висмута толщиной 1 мг/см2. Ка-
мера применялась для регистрации нейтронов с энергией
84 Мэв. Было обнаружено, что для нейтрона, проходящего
сквозь камеру, вероятность вызвать расщепление равна 10~6.
Вычисленная величина эффективного сечения процесса деления
оказалась равной 0,05 барн.
Ноубле и Смит [10] описали миниатюрную камеру для реги-
страции продуктов деления. Она предназначалась для изучения
распределения нейтронов в критических и подкритических
Методы регистрации нейтронов
335
системах. Схематический чертеж этой камеры показан на
фиг. 142. Оболочка камеры состоит из двух секций, изготовлен-
ных из холоднокатанной стали. Будучи тщательно припаянными
друг к другу, эти стальные секции обладают достаточной проч-
ностью, чтобы выдерживать давление наполняющего камеры
аргона, равное 4 атм. Внутренний электрод, представляющий
собой пластинку из нержавеющей стали толщиной 0,53 мм,
укрепленную на герметичном впае, покрыт слоем расщепляюще-
гося материала толщиной 100 мкг/см2. Размеры камеры и да-
вление газа таковы, что сильно ионизующие осколки деления
теряют большую часть своей энергии внутри газа. В то же время
большая часть а-частиц, которые испускаются вследствие есте-
ственной радиоактивности расщепляющегося вещества, обладая
большим пробегом, теряют значительную часть энергии в стен-
ках камеры. В результате фон, обусловленный наложением
импульсов от а-частиц, оказывается сведенным к минимуму.
Чувствительность счетчика зависит, конечно, от рода расщеп-
ляющегося вещества и от распределения нейтронов по энергии.
Типичная величина эффективности для спектра первичных
нейтронов в камере с электродом, покрытым U235, равна
2 • 10-s имп/сек на единицу нейтронного потока.
ПРОТОНЫ ОТДАЧИ
§ 171.	Введение
В большинстве применяемых методов регистрации быстрых
нейтронов используется процесс рассеяния (п, р). В этом про-
цессе нейтрон отдает по крайней мере часть своей энергии про-
тону. Регистрация становится возможной благодаря произво-
димой протоном ионизации и возбуждению.
Преимущество использования процесса рассеяния (п, р) со-
стоит в том, что его эффективное сечение сравнительно велико
(см. фиг. 18), а зависимость от энергии хорошо известна. Серьез-
ным недостатком является то, что для энергии нейтрона Еп
энергия протона может принимать значения от 0 до Еп. Однако
этот разброс энергий может быть учтен при обработке резуль-
татов измерения и, таким образом, могут быть получены точ-
ные результаты.
Если угол между направлениями движения первичного ней-
трона и протона отдачи, измеренный в лабораторной системе
координат, равен 0 то можно показать ([8], гл. 7), что энергия
протона Е равна
Е = Еп cos2 0,	П. 12)
где Еп—энергия нейтрона перед столкновением. Для нейтро-
нов с энергиями ниже 10 Мэв рассеяние изотропно в системе
336
Глава 9
координат, связанной с центром масс. Можно показать, что
после единственного столкновения равновероятны все энергии
нейтронов от Еп до 0. Это означает, что если рассеивается моно-
энергетический пучок нейтронов с энергией Еп, то вероятность
p(E)dE того, что после рассеяния энергия нейтронов лежит
в интервале между Е и Е + dE, равна
p{E)dE = ~.	(9.13)
Если в области, находящейся в однородном потоке моноэнер-
гетических нейтронов с энергией Еп, имеется Nr протонов, то
число протонов отдачи, возникающих в единицу времени, равно
Число протонов отдачи в 1 сек — NTyE а(Ея), (9-14)
где а(Е„)—эффективное сечение рассеяния нейтронов с энер-
гией Еп. Перемножая уравнения (9.13) и (9.14), получаем сле-
дующее выражение для числа протонов NP(E) в единичном ин-
тервале энергий:
Np (Е) dE = NTyEn dE.	(9.15)
Чтобы получить соотношение между величиной нейтронного
потока и сигналом на выходе, необходимо определить выходной
сигнал детектора, возникающий под действием протонов, энер-
гетический спектр которых задан уравнением (9.15). Это будет
сделано в следующих параграфах для импульсной и интегри-
рующей камер. Аналогичные соображения применимы к сцин-
тилляционным счетчикам, ядерным эмульсиям и другим детек-
торам, в которых используются протоны отдачи.
§ 172.	Импульсные камеры
Водород можно ввести в камеру либо в твердой, либо в газо-
образной форме. Подходящими твердыми веществами являются
парафин, полиэтилен и тристеарат глицерина. Эти вещества, на-
зывающиеся радиаторами, служат источниками протонов, попа-
дающих в чувствительный объем счетчика. Камеру можно на-
полнить чистым водородом. Недостаток такого наполнения —
малая величина тормозной способности для протонов отдачи.
Тормозная способность может быть увеличена путем примене-
ния смеси водорода с тяжелым инертным газом, таким, как ар-
гон, криптон или ксенон. Применяются также тяжелые соедине-
ния водорода, такие, как этан и метан. Однако метан неприме-
ним для камер, работающих в импульсном режиме, если имеет
значение время собирания положительных ионов, так как под-
вижность его ионов слишком мала.
Методы регистрации нейтронов
337
Выражение для скорости счета можно получить, предполо-
жив, что амплитуды импульсов, создаваемые в камере прото-
нами отдачи, пропорциональны их энергии. При работе с элек-
тронными схемами, срабатывающими от импульсов, созданных
протонами, энергия которых превышает пороговую величину Ет,
скорость счета С(Еп, Ет) для нейтронов с энергией Еп равна
Еп
С(Еп, Ет) = f ^Р(Е)^Е = ^Еп^(Еп-Ет\ (9.16)
Е -р
если энергетический спектр протонов отдачи задается уравне-
нием (9.15). Чувствительность камеры равна
С(Е„, Ет\ NT~(E„)
Чувствительность = —----- =---—- (Еп — Ет). (9.17)
Пороговая энергия имеет обычно величину порядка 0,1 Мэв,
поскольку импульсы меньшей амплитуды не могут быть на-
дежно отделены от импульсов, создаваемых фоном 7-лучей.
Чтобы исследовать зависимость чувствительности от энергии
нейтрона, будем считать в первом приближении, что с(Ея) за-
висит от энергии по закону 1/о, т. е.
0(Е„)^Ег)[-^)!\	(9.18)
Для нейтронов с энергиями от 0,1 до 10 Мэв это является очень
хорошим приближением. Используя уравнение (9.18), получаем
из (9.17) следующее выражение:
/ Ет	/ Е„	\
Чувствительность ==	(Z: у) (-р-1 I -5--11.	(9.19)
\	/ \ сг	/
На фиг. 143 показана зависимость чувствительности от энер-
гии, причем чувствительность отнесена к максимальному значе-
нию. Видно, что чувствительность сравнительно мало зависит
от энергии в широком энергетическом интервале. Например,
если Ет =0,1 Мэв, то чувствительность изменяется не более
чем на 25% для нейтронов с энергиями от 0,15 до 1 Мэв.
Пример 3. Вычислить чувствительность камеры объемом
100 см3, наполненной газообразным водородом под давлением
2 атм.
Решение. В чувствительном объеме содержится Nt протонов,
где
Nt— (2,68 • 1019) (2) (2) (100) = 1,07- 1022 протона,
22 В. Прайс
338
Глава 9
поскольку при нормальных температуре и давлении в 1 см3 со-
держится 2,68 • 1019 молекул. Если принять, что Ет равно
0,1 Мэв, то в соответствии с фиг. 18 с(Ег) = 13 барн. Согласно
уравнению (9.19),
1ЕТ\’1’1Е.	\
Чувствительность = Nr° (Ет) I -₽~ I ~в--1 =
\ / \	/
= (1,07- 1022)(13 • 10’24)(3)’3/1(3—1) =
= 0,05 при величине -^= 3.
Величина Еп1Ет = 3 соответствует максимальной чувствитель-
ности.
Приведенные выше расчеты дают оценку величины чувстви-
тельности детекторов подобного типа. Она оказывается много
меньше чувствительности счетчиков тепловых нейтронов с В10.
Фиг. 143. Зависимость от энергии относительной
чувствительности счетчика протонов отдачи импуль-
сного типа, вычисленной в предположении, что
амплитуда импульсов пропорциональна энергии
протонов.
Ец — энергия нейтронов; £7—пороговая энергия усилителя.
Пропорциональность между амплитудой импульса и энергией
протона отдачи в действительности имеет место далеко не во
всех случаях. Основное ограничение связано с наличием стенок.
Протоны отдачи, образованные на расстоянии от стенки, мень-
шем их максимального пробега в газе камеры, могут часть
своей энергии потерять в материале стенки. Амплитуда им-
пульса при этом уменьшается,
Методы регистраций нейтронов
339
Пробеги протонов отдачи различных энергий в воздухе при
нормальных условиях и в парафине приведены в табл. 27. Оче-
видно, что при разумных размерах камеры 'многие протоны мо-
гут достигать стенок, особенно в том случае, если их энергия
великц. Влияние стенок сводится к минимуму при использова-
нии тяжелых газов и больших давлений. Например, в смеси
криптона и водорода с парциальными давлениями 5 и 4 атм
соответственно пробег протонов с энергией 2 Мэв равен прибли-
зительно 1 см. Если этой смесью наполнить камеру размером
в несколько сантиметров, то влиянием стенок можно пренебречь
при регистрации нейтронов с энергиями по крайней мере
вплоть до 2 Мэв.
Таблица 27
Некоторые типичные значения пробегов
протонов отдачи
Мэв	Пробег в воздухе прн нормальных условиях, см	Пробег в парафине, мг/см2
1	2,3	3,2
2	7,1	9,7
5	34	47
10	115	160
15	238	330
Чтобы амплитуды импульсов были строго пропорциональны
энергиям протонов отдачи, протоны должны полностью терять
свою энергию в газе камеры. Однако это является недостаточ-
ным условием. Определенные требования предъявляются также
и к собиранию ионов. Соотношение между амплитудой импуль-
сов и ионизацией подробно обсуждалось в гл. 4. Пропорцио-
нальность сохраняется лишь в том случае, если полностью
собираются как положительные, так и отрицательные ионы.
Этот режим работы, известный под названием режима с ион-
ными импульсами, резко ограничивает возможную скорость
счета. Если собираются только электроны, разрешающая спо-
собность значительно выше. Однако только некоторые типы
электронно-импульсных камер сохраняют пропорциональность
между амплитудой импульса и ионизацией. Это — пропорцио-
нальные счетчики (см. гл. 6) и ионизационные камеры с сеткой
(см. гл. 4).
Скирм, Тэнниклиф и Уард [14] описали пропорциональный
счетчик для измерения нейтронного потока с энергиями от
0,1 до 1 Мэв. При измерениях вводились поправки на концевой
эффект и влияние стенок. Чувствительный объем счетчика имел
22*
340
Глава 9
Фиг. 144. Экспериментально полученное
дифференциальное распределение импуль-
сов н теоретическое распределение для
пропорционального счетчика, сконструиро-
ванного Скирмом и др. [14].
диаметр 50,6 мм и длину 152 мм. Давление наполняющего счет-
чик водорода или метана было равно 1 атм. В конструкции при-
няты специальные меры, упрощающие введение поправок на
влияние концов и стенок. При помощи этого детектора моно-
энергетические потоки
нейтронов можно изме-
рить с ошибками, не пре-
восходящими 5%. На
фиг. 144 показано экспе-
риментально полученное и
теоретическое распределе-
ние импульсов в этом счет-
чике при энергии нейтро-
нов, равной 910 кэв.
Сплошная линия предста-
вляет собой теоретическую
кривую. Согласие теоре-
тических и эксперимен-
тальных данных оказа-
лось вполне удовлетвори-
тельным. Интересно срав-
нить распределение ам-
плитуд на фиг. 144 с равновероятным распределением, которое
предсказывалось уравнением (9.15) в случае, когда наличие
стенок не учитывается.
§ 173. Характеристики импульсных камер
Из предыдущего рассмотрения следует, что характеристики
счетчиков протонов отдачи зависят от многих факторов. Вслед-
ствие этого нельзя сформулировать какие-либо общие сообра-
жения о таких характеристиках, как эффективность, энергети-
ческие зависимости и направленные свойства, безусловно
справедливые для всех типов таких счетчиков. Поэтому рас-
смотрим подробней специфические свойства некоторых счетчи-
ков протонов отдачи. Ряд конкретных конструкций таких
счетчиков описан Росси и Штаубом ([8], гл. 7).
В качестве примера рассмотрим пропорциональный счетчик
конструкции Хэрста, Ритчи и Вильсона [15]. Этот счетчик изо-
бражен на фиг. 145. Число импульсов, возникающее в счетчике
под действием коллимированного пучка нейтронов, приблизи-
тельно пропорционально дозе, полученной живой тканью при
энергиях нейтронов от 0,2 до 10 Мэв.
Водородосодержащие вещества присутствуют в счетчике
в трех формах: 1) газообразный метан под давлением
13,2 см рт. ст., 2) тонкий полиэтиленовый радиатор (13 мг[см2}
Методы регистрации нейтронов
341
для нейтронов малой
энергии и 3) толстый по-
лиэтиленовый радиатор
(100 мг/см2) для нейтро-
нов высокой энергии. Для
уменьшения пробегов
протонов отдачи в счет-
чик добавлен аргон под
давлением 30 см рт. ст.
Энергетические зависимо-
сти числа протонов, ис-
пускаемых этими радиа-
торами, в сумме дают
энергетическую зависи-
мость желаемого вида.
На фиг. 146 изображен
вклад каждого радиатора
в суммарную скорость сче-
та в зависимости от энер-
гии нейтронов. При по-
строении кривых предпо-
лагалось, что регистриру-
Толстыи
парафиновый
радиатор
Тонкий
парафиновый
радиатор
Фиг. 145. Счетчик быстрых нейтронов [15J
ются все попадающие в
газ протоны, если их энергия превышает 0,2 Мэв. Вклад тонкого
энергиях вследствие по-
радиатора уменьшается при малых
Знергия нейтронов, Мэв
Фиг. 146. Зависимость интегральной ско-
рости счета от энергии нейтронов для тон-
кого водородосодержащего радиатора (кри-
вая А), для водородосодержащего газа
(кривая В) и толстого водородосодержа-
щего радиатора (кривая С) [15].
большой амплитуды состоит в том,
терь энергии протонами в
радиаторе, а при высо-
ких энергиях вследствие
уменьшения эффективно-
го сечения рассеяния.
Вклад газового наполне-
ния подчиняется уравне-
нию (9.17), в котором по-
ложено Е = 0,2 Мэв.
Вкладом ядер отдачи
углерода пренебрегаем.
Вклад толстого радиато-
ра при малых энергиях
пренебрежимо мал вслед-
ствие сильного поглоще-
ния протонов в самом
радиаторе. Единственная
возможность возникнове-
ния импульса достаточно
что импульс, вызванный
протоном, вылетевшим из внутренних слоев радиатора, надо-
342
Глава 9
жится на импульс протона, вылетевшего из внешнего слоя. Отме-
тим также, что площадь толстого радиатора значительно меньше
площади тонкого радиатора.
На фиг. 147 экспериментально определенные значения чув-
ствительности наложены на кривую зависимости от энергии
тканевой дозы на единицу нейтронного потока. Эксперименталь-
ные точки хорошо ложатся на кривую тканевой дозы. Вслед-
ствие этого можно принять, что скорость счета пропорциональна
мощности дозы в ткани.
Из фиг. 147 видно, что в интервале от 6 до 12 Мэв
чувстви-
дельность приблизительно равна
1,5 • 10~2 имп!сек на единицу
нейтронного потока. При
энергии около 1 Мэв чув-
ствительность падает до
0,8 X 10-2. Счетчик позво-
ляет регистрировать нейтро-
ны на фоне 7-лучей. В усло-
виях, при которых построена
кривая чувствительности на
фиг. 147, радиевый источник
активностью 25 мкюри, рас-
положенный на расстоянии
5 см от торца счетчика,дает
скорость счета, равную толь-
ко 4 имп/сек. Мощность
дозы излучения равна при
Фиг. 147. Экспериментально опреде-
ленные с помощью счетчика Херста
значения чувствительности (кружочки)
и нормализованная кривая зависимости Приведенные здесь ре-
тканевой дозы от энергии [15]. зультаты справедливы для
нейтронов, движущихся
вдоль оси счетчика. Если поток нейтронов направлен перпенди-
этом приблизительно 3 рент-
ген!час.
кулярно к оси счетчика, то чувствительность уменьшается вдвое.
Чтобы определить чувствительность счетчика протонов от-
дачи к немоноэнергетическим нейтронам, необходимо знать за-
висимость чувствительности счетчика от энергии и энергетиче-
ский спектр падающих нейтронов. Если эти данные отсутствуют,
необходима специальная калибровка. Редди и Уиппл [16] опи-
сали простой счетчик быстрых нейтронов, пригодный для изме-
рений, связанных с техникой безопасности. Диаметр счетчика
равен 5,25 см, длина — 30 см. Катод изготовлен из вольфрамо-
вой проволоки толщиной 0,025 мм. При наполнении метаном под
давлением 1 атм и при работе с радий-бериллиевым источником
нейтронов счетчик имел чувствительность 0,04 имп]сек на еди-
ницу нейтронного потока. Прибор нечувствителен к 7-излучению
при мощностях дозы вплоть до 20 рентген[час.
Методы регистрации нейтронов
343
§ 174. Интегрирующие ионизационные камеры
При интенсивных нейтронных потоках величина тока иони-
зационной камеры, содержащей водород, может оказаться до-
статочной для измерения. Если предположить снова, что иони-
зация, создаваемая в камере каждым протоном отдачи, пропор-
циональна его энергии, и если пренебречь вкладом других ядер
отдачи, то, используя уравнение (9.15), йожно записать прибли-
женное выражение для тока насыщения:
Еп
' =	=	(9.20)
о
В этой формуле е — заряд электрона, aw — энергия, необходи-
мая для создания одной пары ионов. Используя в качестве
приближенного выражения для о(Е„) уравнение (9.18) и под-
ставляя численные значения, получаем
/(а)«(3,2 	(9.21)
где Е„ — энергия нейтрона в Мэв.
Пример 4. Объем интегрирующей ионизационной камеры ра-
вен 1000 см3. Она наполнена водородом при нормальных темпе-
ратуре и давлении. Вычислить чувствительность камеры по току
при измерении потока нейтронов с энергией 1 Мэв.
Решение. Число атомов водорода в камере Nt равно
Мт= (2,68 • 1019) (103) (2) = 5,36 • 1022.
Согласно уравнению (9.21), чувствительность по току на еди-
ницу нейтронного потока равна
= (3,2 • 1СГ38) ^(0,1£я)1/а«
«(3,2- КГ38)(5,36- 1022) (0,1)1/а = 5,5 • 10~1ва.
В общем случае приведенные выше результаты могут ока-
заться несправедливыми вследствие наличия стенок. Однако
влияние стенок можно в значительной степени уменьшить, если
в соответствии с принципом Брэгга — Грея взять стенки камеры
с таким же химическим составом, как и газовое наполнение.
Росси и Фейла [17] указали вещества, эквивалентные тканям и
пригодные как в качестве газового наполнения, так и для сте-
нок камеры.
Другая камера, сконструированная в соответствии с прин-
ципом Брэгга—Грея, была описана Росси и Штаубом ([8], гл. 7).
314
Гл ав а 9
Этот поибор изображен на фиг. 148. Камера наполнена этиле-
ном (С2Н4). Стенки покрыты полиэтиленом или парафином.
Толщина покрытия больше пробега протонов, обладающих наи-
большей энергией. При помощи тонкого слоя серебра покрытие
сделано проводящим.
Кварц или полистирол
Щ Эбонит
Охранный электрод—- 
Фи Г. 148. Интегрирующая ионизационная камера для регистрации
прогонов отдачи, применяемая при абсолютных измерениях нейтрон-
ных потоков ([8], гл. 7)
В этой камере ток создается ядрами отдачи и водорода, и
углерода. Доля, вносимая в ток водородом, выражается равен-
ством (9.21). Доля, вносимая углеродом, выражается ана-
логично
(9-22>
где Ес — средняя энергия ядер отдачи углерода.
Методы регистрации нейтронов
345
Обычно нейтронное излучение сопровождается 7-лучами.
Как и в случае борных камер для разделения эффектов, обус-
ловленных нейтронным потоком и потоком 7-лучей, применяются
компенсационные ионизационные камеру (см. § 167). С каме-
рой, изображенной на фиг. 148, был применен новый метод ком-
пенсации эффекта, связанного с 7-лучами. Сущность метода со-
стоит в том, что в одной из двух идентичных камер водород за-
менен дейтерием и в газовом наполнении, и в покрытии стенок.
Фиг. 149. Двойная ионизационная камера для
измерения интенсивности потока быстрых
нейтронов [19].
Если потоки 7-лучей и нейтронов в обеих камерах равны, то
токи, появляющиеся в обеих камерах под действием 7-лучей и
ядер отдачи углерода, имеют равную величину. Разностный ток
определяется выражением
4/ = ч ф [»н (£.) -1 »D (Е,)].	<9-23)
где ан (Еп) и aD (Еп) — эффективные сечения рассеяния нейтро-
нов на водороде и дейтерии соответственно. Величина
(1/2‘s/g)En равна средней энергии ядер отдачи дейтерия.
Компенсационная камера для измерения интенсивности по-
тока быстрых нейтронов была описана Гамертсфельдером [18]
и Рэем [19]. Этот прибор состоит из двух ионизационных камер,
соединенных скобой. Прибор схематически изображен на
фиг. 149. Камера, наполненная метаном, чувствительна и к ней-
тронам, и к 7-лучам. Камера, наполненная аргоном, реагирует
только на 7-лучи. Камеры изготовлены из латуни толщиной Змм.
346
Глава 9
Длина каждой из них равна 150 мм, а диаметр-—89 мм. Ток
камеры измеряется при помощи электрометра Линдеманна
(см. гл. 4) методом определения скорости стекания заряда.
Подстройка для компенсации фона 7-лучей осуществляется
в потоке 7-излучения, свободном от нейтронов, путем изменения
давления до тех пор, пока гальванометр не перестает откло-
няться. Давления аргона и метана равны соответственно 0,07 и
0,13 ка/сл2. При предельно допустимой мощности дозы быстрых
нейтронов скорость стекания заряда электрометра равна около
0,02 в/сек.
РЕГИСТРАЦИЯ НЕЙТРОНОВ ПО НАВЕДЕННОЙ АКТИВНОСТИ
§ 175.	Введение
Ядра, образующиеся в результате ядерных реакций, проте-
кающих под действием нейтронов, часто оказываются радио-
активными. По активности образующегося радиоизотопа можно
в некоторых случаях определить величину и энергетическое рас-
пределение нейтронного потока, вызвавшего радиоактивность.
Детекторы, в которых используется этот метод, называются
обычно нейтронно-активационными детекторами.
При регистрации нейтронов по наведенной активности ста-
бильное вещество облучается в нейтронном потоке определен-
ный промежуток времени. Вслед за облучением вещество извле-
кается из нейтронного потока и производится определение
наведенной в нем активности.
Нейтронно-активационный метод обладает целым рядом до-
стоинств.
1.	Регулируемая в широком диапазоне чувствительность.
Выбирая вещества с различными эффективными сечениями,
можно измерять потоки, интенсивность которых изменяется
в широких пределах — от очень малой (вплоть до 1 нейтрона
на 1 см2 в 1 сек) до наибольших величин, получаемых в упра-
вляемых реакторах.
2.	Портативность. Детекторы могут иметь форму тонких
фольг или маленьких таблеток. Вследствие этого их можно вво-
дить в вещества, в которых надо произвести измерение, не обра-
зуя при этом полостей. Далее, эффекты, связанные с поглоще-
нием нейтронов, могут быть сделаны сколь угодно малыми пу-
тем подбора соответствующих фольг; если это не сделано, то
в результаты измерения можно внести небольшие поправки.
3.	Возможность отделить измерение активности от облучения.
Поскольку облучение и измерение активности разделены во вре-
мени, оказывается иногда возможным провести измерения в та-
ких местах, где другим способом их выполнить очень трудно
или даже невозможно.
Методы регистраций нейтронов
347
4.	Возможность выбора вида энергетической зависимости.
Эффективные сечения активации зависят от энергии нейтронов,
причем как их величина, так и характер энергетической зависи-
мости различны у разных ядер. Поэтому мбжно в определенных
пределах подобрать вещества, наиболее соответствующие раз-
личным диапазонам энергии нейтронов. Детекторы, использую-
щие вещества, в которых наведенная активность возникает
только в том случае, если энергия нейтронов больше некоторой
величины, называются пороговыми. Детекторы, обладающие
особенно большой чувствительностью в узкой полосе энергий
(благодаря резонансному пику), называются резонансными де-
текторами.
Поскольку измерения с наведенной активностью произво-
дятся а два этапа (вначале облучение, затем измерение актив-
ности), метод оказывается в некоторых случаях непригодным.
Его нельзя, например, применить для измерения зависимости
от времени непрерывно изменяющегося потока. В этом случае
необходим такой деТе^тор, как ионизационная камера, которая
дает непосредственно мгновенное значение интенсивности ней-
тронного потока.
Нейтронно-активационные детекторы могут иметь любую
форму, удобную для облучения и измерения активности. Детек-
торы (в частности, при использовании металлов) изгото-
вляются обычно в виде тонких фольг. Часто такие детекторы
называют фольговыми. Детекторы можно изготовить также
в виде таблеток, спрессованных из порошков, порошков, нане-
сенных на пленки, гальванических покрытий или жидкостей.
Измерения активности выполняются при помощи одного из
описанных в предыдущих главах методов регистрации. Приго-
товление образца для измерения активности производится по-
разному в зависимости от применяемого вещества и типа реги-
стрирующего прибора. Например, активность фольги измеряется
обычно путем обертывания этой фольгой тонкостенного счет-
чика Гейгера — Мюллера или прикладывания ее к чувствитель-
ному концу торцового счетчика. В случае жидкости измерение
активности производится путем погружения счетчика в жидкость,
если удельная активность достаточно велика, или путем выпари-
вания образцов на пленку, если удельная активность мала.
§ 176.	Связь между измеренной активностью
и величиной нейтронного потока
Рассмотрим активационный детектор, в котором число инте-
ресующих нас радиоактивных ядер, возникающих в единицу
времени, равно R. Изменение числа радиоактивных ядер в еди-
ницу времени равно разности между числом образующихся
348
Глава 9
ядер R и числом распадающихся. Поскольку число распадаю-
щихся в единицу времени ядер равно произведению полного
числа радиоактивных ядер А на постоянную распада К, это соот-
ношение можно записать в следующем виде:
= ХД.	(9.24)
Величину R можно найти при помощи уравнения (9.3), где jV
равно числу ядер в единице объема вещества, подвергаемого
активации, а о — эффективное сечение процесса, приводящего
к активации. Вообще говоря, R может зависеть от времени.
Однако полезно рассмотреть случай, когда R постоянно. Это
означает, что нейтронный поток остается постоянным. При этом
мы пренебрегаем также небольшим уменьшением числа ста-
бильных ядер N, которое связано с тем, что некоторые из них
стали активными. При этих условиях решение уравнения (9.24)
имеет вид
A=R(\ — e-^ = As(t — е~и),	(9.25)
где t измеряется с момента начала облучения, причем в момент
времени t— 0 активность предполагается равной нулю. Вели-
чина есть активность при насыщении, т. е. величина, к ко-
торой стремится активность, если время облучения становится
много больше Среднего времени жизни 1/Х.
Если в момент окончания облучения активность равна Ао,
а ее величина измеряется в промежутке времени от до t2, ко-
торый отсчитывается от момента окончания облучения, то сум-
марное число импульсов равно
А
C = Fe f Аое~и’ dt' + B = Fz	+ В. (9.26)
х
Здесь F — доля всего активационного детектора, использован-
ная для измерения активности, е — полная эффективность счет-
ной аппаратуры и В — число' импульсов фона за промежуток
времени от t{ до t2.
Комбинируя уравнения (9.25) и (9.26), получаем для актив-
ности при насыщении As выражение
л —________Х(С—В)________ 27V
s~~ Л(1_е-^)(е-^_е-^)’ v >
где t0 — длительность облучения.
Методы регистрации нейтронов
В случае, когда нейтронный поток постоянен в пределах де-
тектора, выражение для активности при насыщении получается
из уравнения (9.3)
СО
A = oa(E)<f(E)flE,	(9.28)
о
где Nr—полное число активируемых ядер в детекторе,
а оа (Е)—эффективное сечение активации при энергии Е. Это
уравнение вместе с формулой (9.27) дает искомое соотноше-
ние между числом зарегистрированных импульсов и величиной
нейтронного потока.
§ 177. Требования к материалу активационного детектора
Можно сформулировать ряд требований самого общего ха-
рактера, предъявляемых как к свойствам вещества, которое
используется в качестве детектора, так и к свойствам вещества,
которое образуется при активации.
1. Вещество детектора. При выборе вещества детектора
важную роль играют величина эффективного сечения активации
й его зависимость от энергии. Если потоки малы, то для получе-
ния достаточной активности, необходимой для точных измере-
ний, требуется большое эффективное сечение. С другой стороны,
в интенсивных нейтронных потоках следует применять вещества
с малыми эффективными сечениями, иначе величина наведенной
активности будет столь велика, что ее измерение усложнится.
Кроме того, необходимо учитывать также зависимость сечения
от энергии в том энергетическом интервале, в котором будет
применяться детектор. Применяемые вещества должны быть без
примесей, имеющих большие эффективные сечения активации.
Желательно, чтобы вещество имело форму, удобную для приме-
нения в качестве детектора. Очень удобны, в частности, тонкие
фольги.
2. Свойства продуктов активации. Основное требование к та-
ким продуктам состоит в том, чтобы изменения их активности
можно было удобно произвести и однозначно интерпретировать.
Желательно, чтобы продуктом активации был единственный
радиоактивный изотоп. Если возникает смесь двух или более
радиоактивных веществ/ то необходимо, чтобы периоды полу-
распада этих веществ значительно отличались друг от друга;
это дало бы возможность измерить отдельно активность основ-
ного из них. Период полураспада основного продукта не должен
быть ни слишком коротким, ни слишком длинным. Если он
слишком мал, то активность очень быстро исчезнет при пере-
носе детектора из зоны облучения к счетной аппаратуре. Если
350
Глава 9
•же период полураспада велик, то и для облучения, и для
измерения понадобится слишком много времени. С успехом при-
меняются вещества, имеющие периоды полураспада от нескольких
секунд до нескольких лет. Излучение радиоактивных продуктов
должно содержать ₽-частицы и f-лучи сравнительно высокой
энергии, чтобы самопоглощение в детекторе не было чрезмер-
ным и чтобы измерения было удобно выполнять.
Таблица 28
Свойства активационных детекторов
(тепловые и резонансные детекторы)
Элемент	Вешество детектора			Продукт активации		
	эффективное сече- ние активации для тепловых * нейтро-1 нов, барн,	1	резонансная ** энергия, эв	резонансный *** интеграл, барн.	изотоп	период полура- спада ****	основная активность ****
In	145	1,45	2640	Inlie	54,1 мин	р~ (1 Мэв) 7 (различные энер- гии)
Au	96 .	4,9	1558	AU198	27 дней	р- (0,963 Мэв) 7 (0,41 Мэв)
J	5,5	20—200	140	J128	24,99 мин	р- (2,0 Мэв)
Dy	2600	54		Dyies	139,2 мин	р- (1,25; 0,88; 0,42 Мэв) 7 (0,09; 0,36; 0,76 Мэв)
Co	36,0	135	49,3	C0eo *****	5,28 лет	р- (0,31 А1эв) 7 (1,33; 1,17 Мэв)
Mn	13,4	330	11,8	Мп5»	2,58 нас	р- (2,81 Мэв) 7 (0,822 Мэв)
Na	0,56	3000	0,24	Na^	15,0 час	р- (1,39 Мэв) 7 (1,37; 2,75 Мэв)
V	4,5	4 200; 13 000	2,2		3,76 мин	р- (2,1 Мэв) 7 (1,5 Мэв)
Cl	0,56	26000		С188	37,5 мин	р- (5,0; 2,8; 1,1 Мэв) 1 (2,2; 1,6 Мэв)
* Энергия нейтронов равна 0,025 эв; см работу [20}.
** Расположение главного пика; см. работу [20[
*** См. работу [21].
**** См. работу [22].
***** с0бо с периодом полураспада 10,7 мин распадается в Со67, имеющий период полу-
распада 5,28 лет.
Методы регистраций нейтронов
35D
Таблица 29
Пороговые детекторы
Реакция	Эффективный * порог, Мэв	а*, барн	Период полу- распада продукта реакции
1. Р31 (п, р) Si31		2,5	0,075	2,6 час
2. S32 (л, р)। Рз?		2,9	0,30	14,3 дня
3. Mg’i (п, р) Na2<#		6,3	0,048	15,0 час
4. Al27 (п, р) Mg27		5,3	0,08	9,8 мин
5. Al27 (п, a) Na24		8,6	0,11	15,0 час
6. Ni88 (п, р) Со88 ........	5,0	1,23	72 дня
7. Si28 (п, р) А128		6,1	0,19	2,3 мин
8. С12 (п, 2п) Си		20 **		20,4 мин
9. Ag107 (л, 2п) Ag10s		9,6 **		
10. Л27 (л, 2п) Л28			10 **		13 дней
* Эффективные значения пороговой энергии и средние эффективные сечения для веществ
1—7 вычислены в предположении, что спектр потока нейтронов соответствовал спектру нейтро-
нов деления [30].
** См. работу [28].
В табл. 28 и 29 приведены основные свойства некоторых
активационных детекторов. Из таблиц видно, что эффективные
сечения для тепловых нейтронов, резонансные энергии, периоды
полураспада и пороговые энергии имеют самые разнообразные
значения.
§ 178. Регистрация тепловых нейтронов при помощи
тонких фольг
Нейтронно-активационные детекторы часто имеют форму
достаточно тонких слоев, так что поглощение нейтронов в самих
слоях мало. Такими слоями могут служить металлические
фольги, лаковые пленки, пропитанные активируемым веществом,
покрытия на подложках, слабо поглощающих нейтроны, или
другие подобные устройства. Детекторы такого типа естественно
называть тонкими фольгами.
Активность при насыщении для тонких фольг можно найти
по формуле (9.28). Часто бывает удобным заменить полное
число атомов мишени Nt следующим выражением;
NT = ^^,	(9.29)
352
Глава 9
где dm — толщина материала детектора, г/сл2;
W — атомный вес;
А—площадь фольги;
No—число Авогадро.
Если детектор применяется для измерения потока, в котором
присутствуют и тепловые, и резонансные нейтроны, то удобно
разделить возникающую активность на две части в зависимости
от того, наведена она тепловыми нейтронами или надтепловыми
с энергией, соответствующей резонансным пикам. В тепловой
области сечение активации подчиняется закону 1/у в соответ-
ствии с формулой (9.1). В надтепловой области o(v) предста-
вляет собой суперпозицию зависимости вида 1/v и резонансного
члена. Соответственно уравнение (9.28) можно записать в сле-
дующем виде:
_ тепл.
nlvjvdvA- § °а (•») п (у) v dv
иадтепл.
(9.30)
где первый интеграл вычисляется в интервале скоростей тепло-
вых нейтронов, а второй — в надтепловом интервале.
Это уравнение можно переписать так:
~ Ast 4~ Ase ~ Nftlth'Vo^Oa 4~-^se ,	(9.31)
где Ast и Ase—активности при насыщении, наведенные соот-
ветственно тепловыми и надтепловыми нейтронами, a nth —
объемная плотность тепловых нейтронов.
Активности, наведенные двумя группами нейтронов, могут
быть разделены экспериментально при помощи разностного ме-
тода с применением кадмия. Активируемая фольга помещается
между слоями кадмия. Эффективное сечение поглощения в кад-
мии зависит от энергии таким образом, что кадмий поглощает
большую часть нейтронов, энергия которых меньше 0,4 эв (теп-
ловые нейтроны), но пропускает большинство надтепловых ней-
тронов (см. фиг. 20). Таким образом, полная активность при
насыщении, наведенная в фольге, покрытой кадмием As (Cd),
обусловлена надтепловыми нейтронами. Однако эта величина
несколько меньше, чем активность, наводимая надтепловыми
нейтронами в непокрытой фольге A se, поскольку часть этих
нейтронов все же поглощается в кадмии. Поправочный коэффи-
циент на это поглощение равен
(«г)
Величина этого коэффициента зависит от типа и поверхностной
плотности фольги, а также от толщины кадмия. Она больше
для тех детекторов, у которых резонансный пик меньше. Для
Методы регистрации нейтронов
353
индия величина поправки составляет практически несколько
процентов (см. § 179).
Комбинируя формулы (9.31) и (9.32), получаем следующее
выражение для активности Ast, вызванной тепловыми нейтро-
нами:
Ast = А$ — A? (Cd),
(9.33)
где As и As (Cd) — активности при насыщении для фолы с кад-
миевым слоем и без него соответственно.
Если фольга действительно тонкая в том смысле, который
упоминался выше, то при внесении ее в нейтронный поток она
практически не изменяет его величины. В этом случае справед-
ливы приведенные выше формулы, полученные в условиях отсут-
ствия поглощения в фольге. Однако в действительности это
условие часто не выполняется. При измерениях малых потоков
активность, которая наводится в фольгах, не искажающих ней-
тронный поток, недостаточна для точных измерений. Кроме
того, тонкие фольги очень хрупки и неудобны для работы.
Если искажение фольгой нейтронного потока мало, но не на-
столько, чтобы им можно было пренебречь, то его можно рас-
сматривать как малую поправку к теории, рассмотренной выше
для простого случая. Такая поправка должна быть внесена
вследствие двух причин: уменьшения нейтронного потока внутри
детектора, обусловленного поглощением во внешних слоях, и
уменьшения нейтронного потока в непосредственной близости
к детектору, также вызванного поглощением нейтронов в нем.
Последний эффект характерен только для тех сред, в которых
имеет место диффузия нейтронов. Уменьшение потока в этом
случае происходит вследствие того, что поглощенные в детек-
торе нейтроны более не участвуют в процессе диффузии. По-
правку можно ввести в виде фактора, определенного следую-
щим образом:
д'
^А=д7.	(9-34)
где Ast — активация, которую произвели бы тепловые нейтроны,
если бы не было уменьшения потока, и Ast—измеренная вели-
чина активности, определяемая уравнением (9.33).
Комбинируя уравнения (9.31), (9.33) и (9.34), получаем
выражение для плотности тепловых нейтронов. Оно имеет сле-
дующий вид:
„ _р Л-WUCd)
№ th ^TV0a0a
23 В* Прайс
(9.35)
354
Глава 9
Поток тепловых нейтронов можно получить из этой величины
так же, как уже было сделано в § 164, путем умножения на
среднюю скорость нейтронов v.
Таблица 30
Свойства замедлителей *
Замедлитель	Плотность, ?1СМ3	L, см	см
Н2о . .			1,0	2,76	0,425
Парафин 		0,9	2,42	0,395
D2O		1,1	171	2,4
Бериллий 		1,8	31	2,6
Г рафит		1,62	50	2,7
* См. работу |24).
Боте [23] определил величину корректирующего фактора Ftll
при помощи диффузионной теории. Для уменьшения активности
сферы радиусом R он полу-
чил
Р ___ . . а Г 3RL	< I
1	+ £) ~ Ч
для R :>
И
Фиг. 150. Вероятность поглощения
нейтронов при прохождении изотропного
потока сквозь поглотитель толщиной d,
макроскопическое эффективное сечение
поглощения в котором равно
fri	Чг
для R<^\..	(9.36)
В этих формулах L — диф-
фузионная длина (табл. 30)
и \г — средний транспорт-
ный пробег в среде вне де-
тектора, а а — вероятность
того, что нейтрон будет по-’
глощен при однократном
прохождении сквозь детек-
тор. Для изотропного потока
а = 1 — в ~ad (1 —	4~
+ £«№(-ад, (9-37).
где —макроскопическое сечение поглощения и d — средняя
толщина поглотителя (для сферы d =R). Величина ДД—Sad)—
интеграл от экспоненты с аргументом Sad- На фиг. 150 пока-
зана зависимость <х от Sad. При вычислении величины
Методы регистрации нейтронов
355
должна учитываться зависимость сечений от энергии. В погло-
тителях, подчиняющихся закону 1/о, в случае, когда справед-
ливо распределение Максвелла — Больцмана, энергия всех ней-
тронов может быть положена равной (4/тг)й7'. При 20° С ее вели-
чина равна 0,032 эв.
Титтл [24], а также Клема и Ритчи [25] экспериментально
показали, что приведенное выше выражение без всяких попра-
вок справедливо также для поглотителя в форме диска радиу-
сом R и толщиной d.
В тех случаях, когда детектор помещен в пучок нейтронов,
ситуация существенно изменяется. Фольга не создает умень-
шения потока, поскольку диффузия отсутствует. Уменьшение по-
тока внутри детектора может быть подсчитано при помощи
формулы (1.34). Вероятность того, что нейтрон будет поглощен
при прохождении сквозь детектор толщиной d, эффективное се-
чение поглощения в котором равно Sa, равняется 1—
Следовательно, если обозначить интенсивность нейтронов на
единичный интервал энергии через 1(E), то скорость протека-
ния реакции в фольге площадью А равна
R^Afl(E)(l-e~^d~)dE.	(9.38)
о
Детектор, в котором	принято называть черным; R при
этом равно
оо
R4epn=Af I(E)dE,	(9.39)
о
или просто произведению площади фольги на полный поток.
§ 179. Индиевые фольги
Для регистрации нейтронов широко применяются индиевые
фольги. Вслед за ядерной реакцией
«In^+o^-^lnue,
происходящей в такой фольге, следует радиоактивный распад
49In116->50Sn116 + _1e°.
Радиоизотоп In116 имеет метастабильное и основное состояния
с периодами полураспада соответственно 54,1 мин и 13 сек.
Под действием нейтронов из In115 могут образовываться
и другие радиоактивные вещества. В частности, быстрые
нейтроны могут вызывать реакции (п, 2п), (п, р) и (п, а),
23*
356
Глава 9
в результате которых появляются радиоактивные изотопы. Кроме
того, наведенная активность может возникать под действием как
тепловых, так и быстрых нейтронов на менее распространенный
стабильный изотоп In113 (относительная распространен-
ность 4,5%).
Несмотря на крайне сложную картину радиоактивных пре-
вращений, возникающих в индии под действием нейтронов,
практически можно регистрировать излучение только одного
Фиг. 151. Зависимость величины по-
правочного коэффициента Гы от тол-
щины индиевой фольги при различных
значениях толщины кадмиевого экрана
[24].
нейтронов, в обычных условиях не
изотопа с периодом полурас-
пада 54,1 мин. Излучение
изотопа с периодом полурас-
пада 13 сек легко исклю-
чить, если перед измерением
выждать небольшое время
после окончания активации.
Например, по истечении
3 мин изомер, обладающий
периодом полураспада 13 сек,
сохранит только 0,01% ак-
тивности, которую он имел
в момент окончания облуче-
ния. В то же время изомер
с периодом полураспада
54,1 мин сохранит еще 95%
первоначальной активности.
Радиоизотопы, образующие-
ся под действием быстрых
возникают. Полезно, однако,
иметь в виду возможность их существования и учитывать, если
эю необходимо, их присутствие.
Титтл [24] измерял зависимость величины поправочного
коэффициента Fa от толщины индиевой фольги при различных
значениях толщины кадмиевого экрана. Его результаты приве-
дены на фиг. 151. Величину FJh, учитывающую уменьшение по-
тока, можно вычислить для индия при помощи уравнения
(9.36) и фиг. 150.
Пример 5. Рассчитать поправку, связанную с уменьшением
потока, для индиевой фольги толщиной 100 мг/см2 и диаме-
тром 3 см, используемой в обычной воде.
Решение. Величина Zad равна
у tN^a  (0,1) (6,02 • 1023) (175 • 10~24)  n nq9
где t — толщина фольги в г/см2; No— число Авогадро; оа — сече-
ние поглощения для индия при 0,032 эв и W — атомный вес.
Методы регистрации нейтронов
357
Следовательно, а равйо 0,155, как это видно из фиг. 150. Ис*
пользуя формулу. '(9.36), справедливую при условии
получаем
р  1 I-' ® Г____3RL______- "1 4 । 0,155 у.
th— 1 "I 2" |2/.^ (/е + Z.) J	2 А
Г (3) (J,5) (2,76)	_ <1 = 4 1q
А L (2) (0,425) (1,5+ 2,76)	J ’
Пример 5 показывает, что коэффициент Р t!l может иметь
для индия довольно большую величину. Достаточно тонкая ин-
диевая фольга, для которой поправка становится исчезающе ма-
лой, слишком хрупка. При работе с такими веществами, как
кобальт, эффективное сечение которых значительно меньше,
можно применять настолько тонкие фольги, для которых умень-
шением потока можно пренебречь. Кроме того, если активируе-
мый материал используется в виде покрытия, то чувствительный
слой можно сделать достаточно тонким.
Чувствительность метода регистрации нейтронов при помощи
фольг можно определить как активность при насыщении, наве-
денную в фольге единичным нейтронным потоком. Для тепло-
вых нейтронов эту величину можно получить из уравне-
ния (9.35) в виде
»	^^7*
Чувствительность =	’	(9.40)
где активация под действием надтепловых нейтронов не учи-
тывается. Средняя скорость принята равной 1,128 v0, т. е. при-
нят случай распределения Максвелла — Больцмана.
Пример 6. Вычислить чувствительность к тепловым нейтро-
нам индиевой фольги, данные которой приведены в примере 5.
Решение. Согласно уравнению (9.40),
Чувствительность - *т°°а -	С7’0 ’ 0'602)	145 -
чувствительность— 1128/г<л — п5	(1,128)(1,19) ~
= 0,4 распада в 1 сек на единицу нейтронного потока.
Наименьшая величина потока, при которой применимы ин-
диевые фольги, зависит от эффективности счетной аппаратуры,
величины скорости счета фона и требуемой точности измерений.
На практике нижний предел составляет несколько нейтронов
на 1 см2 в 1 сек.
В основном индиевые фольги применяются для относитель-
ных измерений. Однако Кунц и Джарретт [26] исследовали при-
менение этой методики для абсолютных измерений потоков теп-
ловых нейтронов. По их оценке точность таких измерений
равна 5%.
358
Г лав d 9
§ 180.	Измерения резонансных нейтронов при помощи
тонких фолы
Если отношение активностей при насыщении для непокрытой
фольги и для фольги, покрытой кадмием, определить как кад-
миевое отношение /?са, то можно записать
4^=/?са-1,	(9.41)
^se
полагая, что в величину активности фольги, покрытой кадмием,
внесена поправка в соответствии с уравнением (9.32). Исполь-
зуя уравнения (9.30) и (9.31), можно записать
- т пм,а--------= RCd — 1.	(9.42)
f яа(Е) у (Е) dE
0,1 Эв
Часто энергетический спектр замедляющихся нейтронов про-
порционален \/Е, т. е. <р(£) — К/Е, где К — постоянная. Вели-
чину постоянной К можно найти из уравнения (9.42) путем за-
мены <р(Е) на К/Е:
# (9 43)
(«Cd- О S^*E
0.4 эв
Интеграл в уравнении (9.43) известен под названием резо-
нансного интеграла. Величина этого интеграла измерялась для
ряда веществ. Типичные величины, заимствованные из подроб-
ных таблиц Маклина и Померанца [21], приведены в табл. 28.
Дальнейшее исследование вопроса об измерении величины этих
интегралов и об их применении проведено Юзом [27] (гл. 5).
Уравнение (9.43) можно использовать для эксперименталь-
ного определения К и, следовательно, величины нейтронного по-
тока на единичный интервал энергии в той области энергий,
в которой спектр можно считать пропорциональным \/Е.
Для измерения Д необходимо определить Еса и плотность теп-
ловых нейтронов (см. § 178), а также знать резонансный инте-
грал и эффективное сечение активации для тепловых нейтронов.
Активацию под действием нейтронов с энергиями, превы-
шающими границу поглощения в кадмии, можно разделить на
две части. Одна из них обусловлена сечением, изменяющимся
как 1/о, а другая — резонансным пиком активируемого веще-
ства. Сумма этих величин дает резонансный интеграл, приведен-
ный в табл. 28. Теоретически величина члена, обусловленного
Методы регистрации нейтронов	359
сечением, пропорциональным 1/и, определяется путем вычисле-
ния интеграла
/ 0,025 v'! dE
J °°“ \ Е ) Е
0,4 эв
и оказывается равной 0,5 аОа-
Из табл. 28 следует, что для веществ, имеющих большой
резонансный пик при малых энергиях, величина резонансного
интеграла определяется главным образом этим пиком. Напри-
мер, для индия величина резонансного интеграла равна
2640 барн, а вклад сечения, пропорционального l/v, составляет
только 0,44 X 145 = 64 барн. Следовательно, измерения, произ-
водимые с фольгамп такого типа, избирательны к нейтронам,
энергия которых лежит в области резонансного пика. Это свой-
ство было, например, использовано ([27], гл. 5) при измерениях
плотности замедления.
С другой стороны, у таких веществ, как натрий, резонанс-
ные пики расположены при высоких энергиях и величина резо-
нансного интеграла обусловлена главным образом сечением,
изменяющимся по закону 1/v. Эти вещества дают возмож-
ность получить сведения обо всем спектре нейтронов, вплоть
до 0,4 эв. Их можно называть поглотителями 1/v.
§ 181. Пороговые детекторы
Ряд реакций под действием нейтронов происходит только
тогда, когда энергия нейтронов превосходит некоторую порого-
вую величину. Несколько таких реакций, применяемых для ре-
гистрации быстрых нейтронов, перечислены в табл. 29. Там же
указаны периоды полураспада радиоактивных продуктов реак-
ции и приблизительные значения пороговых энергий. Перечень
других пороговых детекторов приводится в работе Коэна [28].
Пороговую энергию для реакций (п, 2/г) можно точно вычис-
лить из энергетических соображений. Однако величина порого-
вой энергии для реакции (п, р), вычисленная из энергетических
соображений, оказывается значительно меньше эксперимен-
тально определяемых значений. Это различие возникает в связи
с тем, что протону необходимо преодолеть кулоновский барьер.
Обычно эффективное сечение медленно возрастает с повыше-
нием энергии от пороговой величины, поэтому эффективную по-
роговую энергию можно определить только для конкретных
условий эксперимента.
Активность насыщения порогового детектора дается уравне-
нием (9.28). В случае реакций Р31(п, р) и S32(n, р) сечение вна-
чале быстро растет только благодаря резонансам, а затем
360
Глава 9
остается почти постоянным. Энергетическая зависимость сечения
многих других реакций является значительно более сложной.
В этих случаях действительное сечение можно заменить идеа-
лизированным, имеющим при энергии Ет скачок от нуля до по-
стоянной величины ое, если известно дифференциальное энерге-
тическое распределение потока нейтронов <р(Е). Такая замена
определяется соотношением
Л = NTac f <р (Е) dE = NT f °а (Е) ср (Е) dE, (9.44)
Ej>	о
где oe (Е) — действительное сечение реакции, зависящее от
энергии. В качестве ас принимается средняя величина сечения
выше порога, и затем вычисляется Ет.. Величины Ет, приведен-
ные в табл. 29, были вычислены в предположении, что <р(Е)
представляет собой энергетический спектр нейтронов деления.
Используя две фольги с пороговыми энергиями Еп и ЕТ2,
можно найти в соответствии с (9.44) полный поток в интервале
энергий от Еп до Еп. Хэрст и др. [29] применяли пороговые
детекторы для определения таким способом спектра нейтронов.
Кроме реакций активации, рассмотренных выше, они широко
применяли также пороговые реакции деления, перечисленные
в табл. 26. В дальнейших измерениях, необходимых для опреде-
ления потока нейтронов, использовалась активность продуктов
деления. Значительный участок спектра нейтронов можно пере-
крыть, используя следующие реакции: Au и Au с Cd для опре-
деления теплового потока; Ри239 с экраном из В10 для определения
полного потока быстрых нейтронов1); Np237 для определения
полного потока с энергией выше 0,74 Мэв\ U238 для определения
полного потока с энергией выше 1,5 Мэв и S32 для энергий
выше 2,5 Мэв.
Узе [30] рассмотрел ошибки, возникающие в том случае, если
энергетические пороги, определенные для спектра деления, ис-
пользуются для других спектров. Он пришел к выводу, что
ошибки могут быть очень велики, и разработал другой метод
анализа данных, полученных при помощи пороговых детекторов.
Этот метод, известный под названием полиномиального метода,
состоит в том, что данные, относящиеся к активации фольг, ис-
пользуются для определения коэффициентов полинома по степе-
ням энергии. Полином представляет собой зависящее от энергии
отношение истинного дифференциального спектра потока к спек-
тру деления.
) Применение экрана из В10 толщиной 1 см приводит [29] к порогу
величиной приблизительно 0,5 кэв для реакции деления в Ри239.
Методы регистрации нейтронов
361
Как правило, чувствительность пороговых детекторов недо-
статочна для измерения малых потоков, представляющих, на-
пример, интерес для дозиметрии. Коуэн и О’Брайен [31] до-
стигли существенного увеличения чувствительности путем при-
менения сцинтилляционных счетчиков, в которых активируемое
вещество является составной частью сцинтиллятора. В табл. 31
приведены используемые при этом ядерные реакции, пороговые
энергии, материал сцинтиллятора и значения минимального
регистрируемого потока.
Таблица 31 § *
Пороговые детекторы, применяемые со сцинтилляторами
Ядерная реакция	Порог, Мэв	Вещество детектора	Минимальный регистрируе- мый поток, нейгпро- ныЦсм^-сек)
U338 (п, /)	1,1	Нитрат ураиа 		6,6
рм (п, р) S13I	2,0	NH4H2PO4 в виде «фос- вича> ** 		200
S32 (п, р) раз	2,0	Плавленная сера 		230
Ag107 (n, 2n) Agio®	9,6	Ортофосфат серебра в виде «фосвича»		350
Ji« (n, 2л) Jt’-s	10	Кристалл NaJ (Т1)		20
Ci2 (n, 2n) CH	20	Антрацен		2,3
Bi208 (n, f)	50	Нитрат висмута 		
* См. работу [31].
** Термин «фосвич» относится к сцинтиллятору с прорезями, в которые вставляется
вешество детектора.
§ 182. Реакция Сцилларда—Чалмерса
Полную активность, возникающую в детекторе при задан-
ном нейтронном потоке, можно повысить путем увеличения раз-
меров детектора вплоть до полного поглощения в нем нейтро-
нов. Вследствие самопоглощения регистрируемого излучения
возросшая активность не всегда приводит к пропорциональному
увеличению скорости счета. Однако в том случае, когда радио-
активный продукт можно отделить от вещества детектора,
удается получить значительное увеличение чувствительности.
Если продукт реакции представляет собой элемент, отличный
от активируемого, как при реакциях (п, р) и (м, а), то возможны
химические методы отделения. Однако при многих других реак-
циях, например (п, 7) и (п, 2п), новый химический элемент не
возникает. Сциллард и Чалмерс предложили метод отделения
362
Глава 9
радиоактивных ядер, получившихся в результате реакции (п, р),
пт их изотопного окружения. В этом методе используется энер-
гия отдачи, которую получает ядро при реакции (п, 7). В ряде
случаев эта энергия достаточно велика для того, чтобы разо-
рвать химическую связь и изменить таким образом химическое
состояние образовавшихся ядер по сравнению с исходными. В не-
которых случаях удается получить 100-процентное отделение
радиоактивных ядер от исходных.
Реакции Сцилларда — Чалмерса и применения этой мето-
дики рассмотрены в обзоре Мак-Кея [32]. Например, реакция
Сцилларда — Чалмерса широко применяется в связи с реак-
цией (п, 7) в марганце. Если марганец присутствует в виде вод-
ного раствора перманганата калия, то отдача ядер Мп56 приво-
дит к образованию МпОг, который нерастворим и может быть
отфильтрован. Детекторы подобного типа применялись для
сравнения активностей искусственных источников нейтронов.
'Источник помещают внутри большого контейнера, заполненного
раствором перманганата калия. Вода служит замедлителем
быстрых нейтронов. Такая система может применяться с ней-
тронными источниками интенсивностью вплоть до 1 нейтрона
в 1 сек.
СЦИНТИЛЛЯЦИОННЫЕ СЧЕТЧИКИ НЕЙТРОНОВ
§ 183.	Введение
Существующие в настоящее время сцинтилляционные счет-
чики нейтронов и их свойства приведены в табл. 32. Счетчики
сгруппированы в соответствии с типом применяемого сцинтил-
лятора. Реакция, благодаря которой образуются заряженные
частицы высокой энергии, необходимые для регистрации, ука-
зана в столбце, озаглавленном «Ядерная реакция». В столбцах
2, 3, 4, 5, объединенных под общим названием «Состав», указаны
-ядерная компонента, в которой происходит первичная ядерная
реакция, атомная компонента, которой заряженные частицы
отдают свою энергию, сцинтиллятор, в котором происходит
первичный процесс образования света, и преобразователь длины
волны. В столбцах 7 и 8, объединенных под общим на-
званием «Чувствительность», указаны области энергии ней-
тронов, которые регистрирует детектор, и чувствительность
к 7-лучам.
Основой для большинства счетчиков быстрых нейтронов слу-
жит процесс рассеяния на протонах [обозначаемый как реакция
Н(п, п)]. Для регистрации тепловых нейтронов широко приме-
няется реакция (п,а). Среди других реакций отмечены также
оказавшиеся полезными реакции (п, р), (п, f) и (п, 7).
Сцинтилляционные счетчики нейтронов
Таблица 32
Тип	Состав				Ядерная реакция	Чувствительность		Ампли- туда импульса по отно- шению к NaJ (Т1)	Время откли- ка, мксек	Лите- ратура
	ядерная компонента	атомная компонента	сцинтиллятор	преобразова- тель длины волны		энергия нейтро- нов, кэв	у-л учи			
Благородный	[Не31	Нс3+Хе	Хе	Кватерфенил	Не3 (л, р)	<500	Мало	7а	0,002	133J
газ	В10	Хе	Хе	Кватерфенил	В10 (л, а)	<10	«		0,002	
	и235	Хе	Хе	Кватерфенил	U231 (л, /)	<10	»		0,002	
Двухатомный	[HJ	н,+?	?	Салицилат	Н (л, п)	>20	»		0,002	
газ				натрия						
Органическая	Толуол	Толуол	РРО **	РОРОР ***	Н (л, н)	>500	Много	7шо	0,002	
жидкость	Триэтил бен-	Триэтил бен-	рро **	РОРОР ***	В10 (п, а)	<50	»	7100	0,5	[34|
	зин+метил	зина								
	борат или октат	Триэтил	РРО**	РОРОР ***	Н (л, л) н +	>1000	Мало	7100	0,002	1351
	кадмия	бензина			+ Cd"= (п, у)					
Органическое	Антрацен	Антрацен	Антрацен	Нет	Н (п, п)	>100	Много —	7^0	0,03	1361
твердое тело							мало			
	Полистирол	Пластмасса	р-терфенил	Тетрафеиил	Н (л, л)	>300	Много	Vso	0,003	1371
	или поливинил-			бутадиен						
	толуол									
Неорганиче-	Li6J	LiJ	Ей	Нет	Lie (л, а)	<50	»	7з	2	|38)
ское твердое	[Li6H]	LiH	?	»	Н (л, n) + Lie (л, а)	>100	Мало	7а	1	|39]
тело	В2°°3	ZnS	Ag	»	В1» (л, а)	<10	»	< 1	0,2	[401
	Люсит+ZnS	ZnS	Ag	»	Н (л, л) или	>100	»	<1	0,2	
					S (л, р)					
	В10	NaJ	Т1	»	Li7* (7) Li’	<1000	Много	1	0,2	
* См. работу [61].
** 2,5-дифеиилоксазол.
*** 1,4-ди-[2-(5-феиилоксазолцл)]-беизии,
364
Глава 9
Одна из основных проблем при регистрации нейтронов сцин-
тилляционным счетчиком состоит в отделении фона 7-излучения.
Прн работе со сцинтилляционными счетчиками эта проблема
оказывается более сложной, чем при работе с ионизационными
камерами или пропорциональными счетчиками, во всех случаях,
кроме случая газового сцинтиллятора. В связи с большой плот-
ностью остальных сцинтилляторов в них часто полностью рас-
сеивают свою энергию не только тяжелые заряженные частицы
(а-частицы или протоны), освобожденные под действием нейтро-
нов, но и вторичные электроны, освобождаемые под действием
7-лучей. Вследствие этого сигнал на выходе счетчика, возникаю-
щий под действием 7-лучей, оказывается иногда по крайней
мере таким же большим, как сигнал, вызванный нейтронами.
Кроме того, в органических фосфорах эффективность перехода
ядерной энергии в световую больше для электронов, чем для
тяжелых частиц. Например, в антрацене конверсионная эффек-
тивность для электронов в 9 раз больше, чем для а-частиц (см.
табл. 16).
Дополнительная проблема связана с дискриминацией
быстрых и медленных нейтронов. Медленные нейтроны могут
захватываться ядрами, входящими в состав органических фос-
форов, предназначенных для регистрации быстрых нейтронов.
Образующиеся в результате захвата 7-лучи приводят к возник-
новению импульсов, обусловленных медленными нейтронами.
Различные методы, используемые для уменьшения фона,
рассматриваются в последующих параграфах. Эти методы
состоят в применении соответствующих сцинтилляторов и спе-
циальных электронных схем.
§ 184.	Регистрация нейтронов по реакции (п, а)
Для регистрации медленных нейтронов широко используются
реакции (п, а) в Li6 и В10. Эти реакции применяются в связи
с тем, что испускаемые а-частицы обладают большой энергией,
а реакция имеет большое эффективное сечение, простым обра-
зом зависящее от энергии. Реакция В10 (л, а) рассматривалась
в § 163. Для реакции Li6 (п, а) освобождаемая энергия равна
4,78 Мэв, эффективное сечение поглощения тепловых нейтронов
равно 945 барн, а зависимость от энергии подчиняется закону
1/ц в тепловой и надтепловой областях.
Свойства кристаллов йодистого лития, активированных тал-
лием, во многих отношениях подобны свойствам кристаллов
йодистого натрия, активированных таллием. Последний является
наиболее распространенным сцинтиллятором для регистрации
7-лучей. Хофштадтер (см. работу [40]) показал, что LiJ(Tl) дей-
ствительно сцинтиллирует под действием тепловых нейтронов.
Методы регистрации нейтронов
365
причем амплитуда импульса пропорциональна энергии. Конвер-
сионные эффективности LiJ(Tl) для а- и g-частиц равны. Следо-
вательно, импульсы, вызванные нейтронами, будучи образованы
а-частицами с энергией 4,78 Мэв, можно отделить от импульсов,
вызванных 7-лучами и электронами, энергия которых обычно
меньше 2 Мэв. Шенк [38] сообщил об аналогичных результатах,
полученных им с йодистым литием, активированным европирм.
Эффективность кристаллов LiJ очень велика. Если прене-
бречь многократным рассеянием нейтронов, то, согласно фор-
муле (1.34), эффективность оказывается пропорциональной
1—е~”^, где d — толщина кристалла в сантиметрах, N — число
атомов лития в 1 см3 и с — сечение для р,еакции (п, а). Для
естественного лития N = 1,827 • 1022 атомоц в 1 см3, а о = 71 барн
при 0,025 эв. Следовательно, кристалл Толщиной 1 см обладает
эффективностью для тепловых нейтронов, равной 69%, а эффек-
тивность кристалла толщиной 2 см равна 90%. Таким образом,
преимущество йодистого литий по сравнению с газонаполнен-
ными счетчиками состоит в том, что большая эффективность мо-
жет быть достигнута прй меньших размерах.
Мюльхауз (см. работу [34]) исследовал жидкие органические
сцинтилляторы, содержащие соединения бора. В одном из удач-
ных составов применялся метиловый борат в терфениле. Ока-
залось, чту Добавление соединения бора не влияет на процесс
флуоредп^нции. Эффективность этого жидкого сцинтиллятора
для тепловых нейтронов очень высока. При сравнительно не-
брлЬших размерах она достигает 100%. Ячейка толщиной 46 мм
'имеет эффективность около 90% [34].
Жидкие сцинтилляторы даже в том случае, если в их состав
входят только легкие элементы, благодаря комптон-эффекту
обладают значительной эффективностью регистрации 7-лучей.
Импульсы от 7-лучей часто оказываются больше импульсов от
нейтронов вследствие малой конверсионной эффективности для
а-частиц по сравнению с эффективностью для электронов. Таким
образом, основная трудность состоит в дискриминации фона
7-лучей.
Боллинджер [41] описал жидкий сцинтилляционный счетчик,
содержащий бор, в котором фон 7-лучей сведен к минимуму.
Ячейка, содержащая сцинтиллятор, окружена четырьмя фото-
умножителями. Аноды противоположных фотоумножителей со-
единены между собой. Сигналы от каждой пары умножителей
усиливаются независимо и подаются на схему совпадений. При
этом исключается шум умножителей и сводится к минимуму
фон 7-лучей, так как схемой регистрируются только те импульсы,
сумма амплитуд которых находится в заданном диапазоне.
Если в жидкий сцинтиллятор, содержащий бор, попадает
быстрый нейтрон, то могут возникнуть два импульса света.' Один
366
Глава 9
создается протоном отдачи, другой — при захвате нейтрона бо-
ром. Промежуток времени между импульсами, который необхо-
дим для замедления нейтрона и его захвата бором, должен со-
ставлять около 0,5 мксек. Поскольку длительность отдельных
импульсов очень мала (около 5- 10~9 сек), их можно зарегистри-
ровать раздельно. Таким образом, быстрые нейтроны можно
Идентифицировать по появлению двойных импульсов. При по-
мощи.схемы запаздывающих совпадений (см. гл. 10) быстрые
нейтроны, можно зарегистрировать на фоне 7-лучей и медленных
нейтронов\цаждый из которых создает только по одному им-
пульсу.
Очень хорошими сцинтилляторами для нейтронных измерений
являются смеси соединений бора и лития с фосфорами ZnS(Ag).
Такие сцинтилляторы рассматриваются в следующем параграфе.
§ 185.	Сцинтиллятор на основе ZnS(Ag)
Благодаря высокой чувствителырти к а-излученйю и срав-
нительно низкой — к ^-излучению (этот\фактор играет важную
роль в дискриминации 7-лучей) смеси фоЬфора ZnS(Ag) нашли
Фотоумножитель
типа Дю Монт 6292
Фиг. 152. Схема аппаратуры для исследования различных
смесей фосфора [42].
широкое применение для регистрации нейтронов. Было устано-
влено [42], что время высвечивания основной компоненты
ZnS(Ag) равно приблизительно 0,04 мксек, а не 10~5 сек, как
утверждалось ранее. Следовательно, такие смеси можно исполь-
зовать и в том случае, когда требуется малое разрешающее
время.
Методы регистрации нейтронов
367
При помощи аппаратуры, схематически показанной на
фиг. 152, Кунц, Кинин и. Эшли [42] исследовали следующие
смеси:
1.	Фосфор ZnS(Ag) в виде порошка;
2.	ZnS(Ag) + соединения водорода [рассеяние (п, р)];
3.	ZnS(Ag) + соединения лития [Li6(n, а)];
4.	ZnS(Ag) + соединения урана [U(n,/)].
Результаты приведены на фиг. 153.
153. Зависимость эффектив-
регистрации нейтронов и
Фиг.
ности
Т-излучения от их энергии для
различных смесей ZnS (Ag) [42].
Фиг. 154. Чувствительность смеси
пластмассы, содержащей бор, и фос-
фора ZnS (Ag) при регистрации f-лучей
и нейтронов [43].
Активность Ra-источиика f-лучей приблизительно
в 20 раз больше активности Ро-Ве-источника
Сан и др. [43] применяли в качестве детектора медленных
нейтронов, обладающего высокой эффективностью, смесь пласт-
массы, содержащей бор, и фосфора ZnS(Ag). Наиболее удач-
ным из разработанных сцинтилляторов был формованный пласт-
массовый диск, состоящий из двух частей ZnS(Ag) и одной
части пластмассы, содержащей бор. Пластмасса, содержащая
<5ор, была образована путем нагревания смеси борной кислоты
и глицерина (весовое отношение 6:1). Эффективность регистра-
ции сцинтиллятора толщиной 1,2 мм достигала 33% для
368
Глава 9
тепловых нейтронов при малой чувствительности к f-лучам. Это
иллюстрируется приведенной на фиг. 154 зависимостью относи-
тельной скорости счета от напряжения на дискриминаторе как
для источников 7-лучей, так и для полониево-бериллиевых источ-
ников нейтронов.
Сан [44] применил этот сцинтиллятор и для фотографической
регистрации нейтронов. При этом слой сцинтиллятора толщи-
ной 1 мм наносился на высокочувствительную фотопленку. Чув-
ствительность детектора такова, что интегральный поток, рав-
ный всего 250 нейтронам на 1 мм2, образует на пленке видимое
изображение.
§ 186. Сцинтилляционные детекторы, использующие
протоны отдачи
Было обнаружено [46—48], что смесь ZnS(Ag) с водородом,
состоящая из зерен ZnS'(Ag), взвешенных в парафине или
в пластмассе типа люсита или биопластика, — сравнительно
эффективный детектор быстрых нейтронов с малой чув-
ствительностью к 7-лучам. Сцинтиллятор, разработанный
Хорньяком [46], содержит 1,5 г ZnS(Ag) в 10 г люсита. Он имеет
форму цилиндра диаметром 25,3 мм и высотой 16 мм. Чувстви-
тельность таких сцинтилляторов при регистрации нейтронов и
7-лучей изображена на фиг. 155 и 156. Детекторы такого типа,
известные под названием «пуговиц Хорньяка», широко приме-
няются в дозиметрии нейтронов.
Все органические сцинтилляторы регистрируют быстрые ней-
троны благодаря появлению протонов отдачи. Однако эти сцин-
тилляторы обладают высокой чувствительностью и к электро-
нам. Поэтому регистрация нейтронов при помощи таких детек-
торов в присутствии интенсивных потоков 7-лучей возможна
только в том случае, когда энергия нейтронов существенно
больше энергии 7-лучей. Фолк и др. [45] для раствора терфенила
в ксилоле получили отношение максимальных амплитуд импуль-
сов от 7-Лучей Со60 (1,2 Мэв), 7-лучей ThC" (2,6 Мэв) и нейтро-
нов с энергией 14 Мэв, равное 1 : 1,4 : 2,4. Фон таких 7-лучей мож-
но успешно отделить от нейтронов с энергией 14 Мэв. Подобные
детекторы нашли широкое применение при регистрации быстрых
нейтронов. Типичный пример представляет собой детектор, описан-
ный Кристи и др. [49]. Согласно их данным, эффективность при-
бора при регистрации нейтронов с энергией 130 Мэв равна 5%.
В работе [50] описан оригинальный детектор для регистрации
быстрых нейтронов, который нечувствителен к 7-лучам и эффек-
тивность регистрации которого сильно зависит от энергии. Его
устройство показано на фиг. 157. Он состоит из шариков сцин-
тиллирующей пластмассы, погруженных в оптически инертный
Амплитуда импульса
Фиг. 155. Интегральный амплитудный спектр импуль-
сов и зависимость эффективности от порогового напря-
жения дискриминатора для „таблетки Хорньяка" с раз-
личными источниками нейтронов [46].
Детектор содержит в 10 г люсита 1,5 г ZnS (Ag).
Эффективность,
Амплитуда импульса
Фиг. 156. Интегральный амплитудный спектр импуль-
сов и зависимость эффективности от порогового напря-
жения дискриминатора для „таблетки Хорньяка*
с различными источниками 7-излучения.
Условия те же, что и для фиг. 155.
Эффективность,
370
Глава 9
материал (стекло или жидкий трифторохлорэтилен), не содер-
жащий водорода. Диаметр шариков выбирается настолько боль-
шим, чтобы большая часть протонов отдачи рассеивала всю
свою энерию внутри сцинтиллятора. Однако этот диаметр до-
статочно мал для того, чтобы максимальные импульсы, образо-
ванные 7-лучами, не попадали в тот же диапазон амплитуд,
Положение
рассеивателя
^Алюминиевая фольга
h изоляционная лента
। жидкость
| Сцинтиллиру-
। ющив сферы '
квар-
цевый]
стер-]
жень I
Алюминиевый
слой
Латунь
< Фотоумножитель /.
. г-к. . п — /) , л ЛЛл1 im
у, T'UIHUymnUSnUIIICJlD /,
/типа Дю Монт 6291/
ШХШ
Фиг. 157. Сцинтилляционный детектор для
регистрации быстрых нейтронов [50].
в котором лежат импульсы, вызванные нейтронами. Не содер-
жащая водорода среда, разделяющая шарики, поглощает элек-
троны, появившиеся под действием 7-лучей, благодаря чему они
пересекают не более чем один шарик. Для регистрации нейтро-
нов, имеющих энергию 3,5; 4,5; 7,0; 14 Мэв, диаметры сфер равны
соответственно 1,5; 2,5; 6; 10 мм.
§ 187. Сцинтилляционные детекторы, использующие
реакцию (л,у)
Захват нейтрона приводит обычно к излучению 3 или 4
7-квантов с общей энергией приблизительно 8 Мэв. В связи
с этим представляется привлекательной идея добавить к сцин-
тиллятору, содержащему водород, поглотитель тепловых нейтро-
нов, обладающий высоким эффективным сечением. Если боль-
Методы регистрации нейтронов
371
шая часть энергии 7-лучей рассеивается в сцинтилляторе,
то амплитуда образующихся при этом импульсов значительно
превышает импульсы от 7-лучей фона. Энергия этих
последних обычно существенно меньше 8 Мэв. Следовательно,
оказывается возможным регистрировать нейтроны на фоне
7-лучей.
Существуют металлоорганические соединения, растворимые
в жидких сцинтилляторах, не обладающие практически гася-
щими свойствами. Однако
их растворимость невелика, не
более 5%, и чувствительность
таких сцинтилляторов на еди-
ницу толщины сравнительно
низка. Самый простой способ
состоит в том, чтобы по-
местить пластинки поглощаю-
Фиг. 158. Схематическое устройство детектора нейтронов, регистрирую-
щего y-лучи, возникающие при захвате нейтронов [51].
щего вещества, такого, как кадмий, в жидкий сцинтилля-
тор. На фиг. 158 схематически изображен подобный де-
тектор, описанный Мюльхаузом [51]. Дискриминация фона
7-лучей в таком счетчике недостаточно эффективна, так как
7-лучи, возникшие в результате захвата нейтронов, могут терять
лишь часты своей энергии в сцинтилляторе, что приводит к не-
прерывному распределению амплитуд импульсов от нуля до
максимальной величины. Вследствие этого для получения разум-
ной величины эффективности регистрации необходимо устано-
вить такой нижний уровень дискриминатора, при котором будет
регистрироваться и часть импульсов фона.
В экспериментах по обнаружению нейтрино, описанных
в § 129, для регистрации тепловых нейтронов использовалась
реакция (я, 7). В этих экспериментах к органическому сцинтил-
лятору добавлялся пропионат кадмия.
Другое интересное применение реакции (п, 7) состоит в со-
здании детекторов, чувствительных в первую очередь к надтеп-
ловым нейтронам. Этого можно достигнуть, если 7-чувствительный-
24*
372
Глава 9
сцинтиллятор, подобный кристаллу NaJ(Tl), окружить таким
веществом, как серебро, имеющее большой резонансный пик
для реакции (п, -у).
§ 188. Сцинтилляционные спектрометры быстрых нейтронов
Измерение энергии быстрых нейтронов основано на соотно-
шении между энергиями нейтрона и протона отдачи, летящего
под определенным углом [см. уравнение (9.12)]. Энергию этих
протонов отдачи можно измерить при помощи сцинтилляцион-
ного счетчика. Для этого регистрируются только те протоны от-
дачи, которые сопровождаются нейтронами, рассеянными на за-
Ф и г. 159. Установка для измерения энер-
гии нейтронов.
данный угол. На фиг. 159
схематически изображена
такая установка. Детек-
торы А и В представляют
собой фотоумножители
с антраценовыми сцинтил-
ляторами. Быстрый ней-
трон, энергию которого
надо измерить, попадает в
детектор А. Протон отда-
чи создает в нем импульс.
Если нейтрон рассеялся
на угол 0, он может со-
здать импульс в счетчи-
ке В. Импульсы счетчика А
поступают в схему совпадений после задержки на время, равное
времени пролета нейтроном расстояния между счетчиками А и В.
Следовательно, импульсы в счетчиках А и В, сответствующие
рассеянию (п, р) на угол 0, попадают в схему совпадений одно-
временно. В амплитудный анализатор попадают только те им-
пульсы счетчика А, которые совпадают (после задержки) с им-
пульсами счетчиков. Затем при помощи уравнения (9.12) опре-
деляется энергетический спектр первичных нейтронов.
Дрейпер [52] описал подобный детектор, в котором применя-
лись два стильбеновых кристалла каждый высотой 1,9 см и
диаметром 3,2 см с фотоумножителями типа 5819. Угол Э = тс/4,
расстояние между счетчиками А и В было 50 см, а расстояние
от источника до детектора А—28 см. Для энергии первичных
нейтронов, равной 14 Мэв, скорость счета совпадений соста-
вляла 1 - 10 4 от скорости счета совпадений нейтрон — протон
в кристалле А и 1-10"8 от интенсивности источника нейтронов.
Другой метод измерения энергии нейтронов по протонам от-
дачи состоит в том, что выбираются только те протоны отдачи,
которые сопровождаются надтепловыми нейтронами. Пои этом
Методы регистрации нейтронов
373
гарантируется, что протоны отдачи получают по меньшей мере
99% энергии первичного нейтрона. В таком приборе с успехом
можно использовать счетчик надтепловых нейтронов, описанный
в § 187.
Использование метода совпадений в рассмотренных спектро-
метрах не только обеспечивает регистрацию нужных протонов
отдачи, но и позволяет исключить импульсы фона от посторон-
него излучения.
РЕГИСТРАЦИЯ НЕЙТРОНОВ ПРИ ПОМОЩИ ЯДЕРНЫХ ЭМУЛЬСИЙ
§ 189.	Измерение энергии нейтронов при помощи
ядерных эмульсий
Ядерные эмульсии нашли широкое применение для измере-
ния энергии нейтронов и для определения их энергетического
спектра. Подробный обзор такой методики сделан Розеном [53].
Эта методика обладает достоинством, заключающимся в том,
что в эмульсиях можно одновременно определить и энергию, и
направление движения частицы. Аналогичные измерения могут
выполняться с камерами Вильсона. Однако эксперименты
с ядерными эмульсиями можно выполнить за меньшее время.
Кроме того, ядерные эмульсии значительно меньше по размерам
и компактнее большинства других регистрирующих устройств.
Недостатки ядерных эмульсий для регистрации нейтронов свя-
заны с временем, необходимым для анализа достаточного числа
следов, и с ограниченной точностью, присущей методу ядерных
эмульсий вообще.
. Для измерения энергии и спектра нейтронов при помощи
ядерных эмульсий были разработаны различные методы. Выбор
того или иного метода определяется различными факторами, та-
кими, как степень коллимации нейтронного пучка, диапазон
энергий, в котором необходимо выполнить измерение и наличие
технических средств и времени для измерения следов.
Наиболее широко применяемая методика состоит в измере-
нии пробега тех протонов отдачи, направление движения кото-
рых составляет малый угол с направлением движения первич-
ных нейтронов. Для этой методики необходимо, чтобы напра-
вление движения первичных нейтронов было четко определено
либо путем коллимации, либо благодаря тому, что нейтроны ис-
пускаются небольшим источником, отстоящим достаточно далеко
от пластинки. Эмульсия располагается таким образом, чтобы ее
поверхность была параллельна направлению движения первич-
ных нейтронов.
Энергия протонов отдачи определяется при помощи рассмот-
ренных ранее (см. фиг. 116 и § 134) соотношений между
374
Глава 9
энергией и пробегом в эмульсиях. Процедура измерения следов
состоит в том, что выбирается фиксированный объем эмульсии,
в котором измеряется длина всех следов с направлением, отли-
чающимся от направления движения первичных нейтронов не
более чем на заданный угол, обычно на 15°. Особое внимание
уделяется тому, чтобы выбрать следы, которые оканчиваются
в эмульсии. При измерении протоны разбиваются на малые
энергетические группы, и результаты выражаются числом про-
тонов на единицу энергетического интервала.
Даже для моноэнергетических нейтронов протоны отдачи
распределены в некотором энергетическом интервале. Частично
это объясняется тем, что несколько меняется угол между напра-
влениями движения первичного нейтрона и протона отдачи,
частично — разбросом пробегов моноэнергетических протонов.
Ниресон и Рейнес [54] обнаружили, что разрешение (относитель-
ная ширина распределения на уровне половины высоты пика)
изменяется от 25% для нейтронов с энергией 0,24 Мэв до 6°/о
для нейтронов с энергией 1,5 Мэв. По мере увеличения энергии
нейтронов возрастает относительный вклад в разрешение раз-
броса, обусловленного неопределенностью углов, и при 1,5 Мэв
он становится равным вкладу, обусловленному разбросом про-
бегов моноэнергетических протонов.
Если распределение по энергиям протонов отдачи обозна-
чить через Np(E), то соответствующее распределение по энер-
гиям первичных нейтронов М„(Е) выражается соотношением
Nn(E)~^L,	(9.45)
р
где ар — эффективное сечение процесса рассеяния.
Ядерные эмульсии оказались подходящими средствами для
измерения энергетического распределения нейтронов в интервале
энергий приблизительно от 0,5 до 15 Мэв. Нижний предел свя-
зан с тем, что треки становятся слишком короткими для точного
выполнения измерений; верхний предел связан с ограниченной
толщиной эмульсии. Эффективность регистрации такова, что при
энергии нейтронов, равной 7 Мэв, поток нейтронов интенсивно-
стью 108 нейтронов]см2 образует на 1 мм2 эмульсии толщиной
200 мк приблизительно 60 благоприятных протонов отдачи, ко-
торые летят под углом, меньшим 15°, с направлением движения
первичных нейтронов и могут потерять всю свою энергию внутри
эмульсии.
Другой метод, применимый при измерениях с хорошо колли-
мированными потоками, это—метод ядерно-пластиночных ка-
мер. Схематически такая камера изображена на фиг. 160. Изме-
рения с такой камерой проводятся быстрее и менее трудоемки,
чем измерения с ядерными эмульсиями. Однако ее можно ис-
Методы регистрации нейтронов
375
пользовать только с хорошо коллимированными пучками доста-
точной интенсивности.
Нейтроны проходят коллиматор и ударяются в радиатор, со-
держащий водород, например полиэтилен. Толщина полиэтилена
должна быть мала по сравнению с пробегом протонов отдачи.
Однако если поток не обладает достаточной интенсивностью,
приходится идти на некоторое увеличение толщины для того,
Фиг. 160. Камера с ядерной эмульсией для опреде-
ления энергетического спектра нейтронов.
чтобы получить достаточное количество протонов отдачи. Обычно
толщина равна нескольким миллиграммам на 1 см2. Чтобы из-
бежать поглощения протонов, камера эвакуирована. Пластинка
с ядерной эмульсией располагается под углом 10° к направле-
нию движения первичных нейтронов. Протон образует в пла-
стинке след, длина которого пропорциональна энергии протона.
Все измеряемые треки протонов начинаются на повеохности
пластинки. Следовательно, следы подлежащие измерению, мо-
гут быть легко идентифицированы. Особенно удобна камера
при измерениях спектров нейтронов, обладающих высокой энер-
гией, когда могут использоваться толстые радиаторы
376
Глава 9
Если направление нейтронов нельзя определить, то измерить
их энергию значительно труднее. Один из методов, которые пы-
тались применять, состоит в использовании эмульсий, содержа-
щих литий. Реакция Li6(и, а)Н3 приводит к появлению двух
следов: одного, создаваемого а-частицей, и другого — трито-
ном (Н3). Измеряя пробеги а-частицы и тритона, а также угол
между ними, можно определить энергию и направление движе-
ния первичных нейтронов.
Практическое использование этой методики наталкивается,
однако, на ряд трудностей, связанных, в частности, с необходи-
мостью различать весьма схожие следы тритонов, а-частиц и
протонов отдачи, которые также возникают в эмульсии. Далее,
достаточно точное определение точки начала измеряемых следов
также представляет значительные трудности. Для точного ис-
пользования этого метода необходима дальнейшая его разра-
ботка [55].
§ 190.	Измерения нейтронных потоков при помощи
ядерных эмульсий
Ядерные эмульсии представляют собой чувствительный при-
бор для измерения нейтронных потоков. Чтобы сделать ядерные
эмульсии чувствительными к нейтронам, применяются следую-
щие методы: 1) использование захвата или рассеяния нейтро-
нов на ядрах, обычно имеющихся в эмульсии, 2) добавление
к эмульсии ядер, обладающих высоким эффективным сечением,
и 3) комбинации ядерных эмульсий и внешних радиаторов.
Сечение реакции N14(n, р) на ядрах азота, содержащегося
в обычной эмульсии, для тепловых нейтронов равно 1,76 барн.
Протоны, образуемые при захвате тепловых нейтронов, имеют
энергию 0,63 Мэв и пробег в эмульсии 7 мк. В эмульсии толщи-
ной d число треков на 1 см2 эмульсии на единицу нейтронного
потока можно получить из выражения (1.37). Оно равно
Число следов на 1 CM2 = Nantpd,	(9.46
где N—число атомов азота в 1 см5, а с„,р— эффективное сече-
ние реакции (и, р). Считая, что М =4,7 • 1021 атомов на 1 см5,
что соответствует пленке типа NTA, а толщина пленки
d = 30 мк, получаем величину 2,5 • 10~5 следов на 1 см2 на еди-
ницу нейтронного потока. Такая чувствительность удобна для
измерения индивидуальной дозы, полученной персоналом при
облучении медленными нейтронами. Максимально допустимая
доза, равная 1800 медленных нейтронов на 1 см2 в 1 сек, дает
при сорокачасовой рабочей неделе общее облучение, равное
2,6- 108 нейтронов на 1 см2. Эта полная доза приведет к появле-
нию 6500 следов на 1 см2 (удобная для регистрации плотность).
Методы регистрации нейтронов
377
В поле зрения, равном 2• 10"4 см2, будет в среднем находиться
1,3 следа.
Недостаток такого метода состоит в том, что следы возни-
кающих протонов легко спутать со следами протонов отдачи,
созданных быстрыми нейтронами. Чувствительность эмульсии
при регистрации быстрых нейтронов по протонам отдачи сильно
зависит от энергетического спектра и от критерия, принятого
для отбора регистрируемых следов. Кроме того, регистрируются
также протоны отдачи, возникающие в бумаге, в которую обер-
нута пленка.
Чека [56], исследуя применение пленок для дозиметрии бы-
стрых нейтронов, обнаружил, что максимально допустимая не-
дельная доза быстрых нейтронов от Ро-Ве-источника, равная
4,96- 106 нейтронов на 1 см2, создает 2500 следов на 1 см2. Тол-
щина эмульсии была равна 30 мк. Это соответствует чувстви-
тельности 5,6- 10~4 следов на 1 см2 на единицу нейтронного по-
тока.
Эмульсии с очень высокой чувствительностью к тепловым
нейтронам можно получить путем добавления к ним веществ,
имеющих большое эффективное сечение захвата тепловых ней-
тронов. Например, Каплан и Ягода [57] с успехом добавляли
к эмульсиям типа Илфорд 34 мг]см2 бора и 12 мг/см3 лития.
Используя высокое эффективное сечение Li7 и особенно В10,
можно получить чувствительность до 0,94 следа на 1 см2 на еди-
ницу нейтронного потока с эмульсией толщиной 200 мк. Это
соответствует эффективности 0,94 следа на нейтрон, проходя-
щий сквозь эмульсию.
Между слоями таких веществ, как кадмий, имеющих высо-
кое эффективное сечение реакции (п, -у), могут прокладываться
эмульсии, чувствительные к электронам. При этом мерой ней-
тронного потока служит не плотность следов, а общее почер-
нение пластинки.
КАЛОРИМЕТРИЧЕСКИЕ МЕТОДЫ РЕГИСТРАЦИИ НЕЙТРОНОВ
§ 191.	Термоэлемент, чувствительный к нейтронам
Для измерения больших нейтронных потоков, существующих
в реакторах, можно использовать макроскопические физические
и химические явления. Дозиметрия нейтронов при помощи хими-
ческих методов рассматривалась в § 156. В настоящем пара-
графе рассмотрим термоэлемент, чувствительный к нейтронам.
Принцип действия термоэлемента, чувствительного к ней-
тронам, основан на термоэлектрическом эффекте. Если два про-
водника из различных металлов соединены по схеме, изобра-
женной на фиг. 161, а, и спаи поддерживаются при различных
378
Глава 9
температурах Л и Тъ, то возникает разность потенциалов V, про-
порциональная разнице температур. Если на одном из спаев
термопары выделяется тепло за счет ядерной реакции, проте-
кающей под действием нейтронов, то результирующее напряже-
ние может быть принято за меру нейтронного потока.
В качестве материалов, которые наносятся на один из спаев,
могут применяться как расщепляющиеся вещества, напри-
мер U235, так и вещества, в которых происходит реакция (м, а),
например В10. Количество
• Покрытый
О Непокрытый
Ф и г. 161. Принципиальная схема термо-
элемента, чувствительного к нейтронам.
а - одиночная термопара; б — термоэлемент с тремя
термопарами.
тепла, выделяемое в каж-
дом из этих веществ, на
единицу нейтронного по-
тока примерно одинаково.
Однако U235 имеет тот'
недостаток, что после об-
лучения нейтронами он
становится радиоактив-
ным.
Величину выходного
напряжения можно уве-
личить путем последова-
тельного включения не-
скольких термопар, как
это показано на фиг.
161,6. Напряжение на вы-
ходе термоэлемента, со-
стоящего из п последова-
тельно включенных тер-
мопар, будет в «раз боль-
ше, чем на выходе одной
термопары. В качестве веществ, подходящих для термопары,
можно указать хромель и алюмель. Поскольку термоэлемент
должен в конечном счете соединяться с другими материалами
во внешней измерительной цепи, к его зажимам можно присо-
единить выводы, например медные, как указано на фиг. 161,6.
Спаи с медными проводами ничем не покрываются.
Следует отметить, что напряжение на выходе термопары не
зависит от температуры окружающей среды. Однако поскольку
спаи находятся на конечном расстоянии друг от друга, темпе-
ратурный градиент в окружающей детектор среде может созда-
вать напряжение на выходе. Это явление можно устранить
тщательным конструированием. Если в плоскости, перпендику-
лярной к направлению температурного градиента, имеется рав-
ное количество холодных и теплых спаев, то влияние темпера-
турного градиента равно нулю. Кроме того, оба спая с медными
выводами должны иметь одинаковую температуру.
Методы регистрации нейтронов
379
Лэпсли [58] описал компактный термоэлемент, чувствитель-
ный к нейтронам. Он состоит из стандартных пирометрических
термопар, на которые нанесено покрытие, содержащее В10. По-
крытие изготовлялось следующим образом. Порошок бора до-
бавлялся в фарфоровый цемент, и эта смесь наносилась на спаи
термопар. 15 мг порошкообразного бора содержались в диске
диаметром 3,5 мм и толщиной 1 мм. Термоэлемент состоял из
10 хромель-константановых термопар и развивал полное напря-
жение 0,5 мв на 1°С. Под воздействием нейтронного потока ин-
тенсивностью 10й нейтронов/ (см2 • сек) ячейка создавала напря-
жение, равное 1 мв. Ожидалось, что чувствительность ячейки
будет падать при потоках около 1013, поскольку соответствую-
щая разница температур, равная 200° С, приведет к некоторой
потере тепла за счет излучения.
Покрытие В10 действует как поглотитель, поглощающий все
нейтроны, попадающие в него. По мере облучения чувствитель-
ность детектора падает вследствие уменьшения эффективной
площади покрытий, вызванного выгоранием В10 в поверхност-
ных слоях. Лэпсли [58] подсчитал, что для описанного выше
термоэлемента, находящегося под воздействием потока 1012 ней-
тронов/ (см2 • сек), выгорание уменьшит чувствительность при-
близительно на 1 % за 3 года.
Выпускается серийная модель1) нейтронного термоэлемента.
Он состоит из 21 термопары, упакованных в алюминиевую
трубку длиной 165 мм и диаметром 13 мм. Термопары изготов-
лены путем сварки хромелевых и алюмелевых проводов № 28.
Поток интенсивностью 2-1011 нейтронов/(см2 • сек) создает на-
пряжение около 1 мв. Показания прибора линейны в интервале
от 107 до 1012 нейтронов/(см2 • сек). Сопротивление термоэле-
мента равно всего 4 ом, так что для измерения выходного на-
пряжения при больших потоках может использоваться сравни-
тельно простой гальванометр. Прибор нечувствителен к градиен-
там температуры, к потокам 7-излучения, существующим в со-
временных реакторах, и изменениям окружающей температуры
в пределах от 20 до 400° С. Постоянная времени переходного
процесса при скачкообразном изменении нейтронного потока ле-
жит в пределах от 5 до 8 сек.
АБСОЛЮТНЫЕ НЕЙТРОННЫЕ ИЗМЕРЕНИЯ
§ 192.	Введение
При многих измерениях с нейтронами требуются лишь отно-
сительные, а не абсолютные величины. Их можно получить
с большой точностью, иногда до долей процента. В некоторых
’) Фирма Ньюклеар Инструмент энд Кемикал Корпорейшн; модель 3782.
380
Глава 9
случаях, однако, возникает необходимость в абсолютных изме-
рениях нейтронных потоков и активностей источников. Точность
таких измерений обычно невелика; часто она ограничивается не-
сколькими процентами.
В каждой лаборатории, широко ведущей нейтронные изме-
рения, желательно иметь разработанную методику абсолютных
измерений. Для этого необходимы либо регистрирующие при-
боры с известной чувствительностью, либо источники с извест-
ной активностью и потоком нейтронов для калибровки измери-
тельной аппаратуры. Абсолютные измерения потоков требуются,
например, при дозиметрии.
§ 193.	Калибровка стандартного источника нейтронов
При абсолютных измерениях нейтронов широко используются
искусственные источники нейтронов с известной активностью.
Обычно применяются источники, в которых происходит реакция
(а, м), например радий-бериллиевые.
Методы, применяемые для калибровки нейтронных источни-
ков, кратко описаны Фельдом [59]. Обычно калибровка произво-
дится методом «пространственного интегрирования». Имеется
много разновидностей этой методики, но суть ее состоит в сле-
дующем. Источник нейтронов активностью Q помещается в цен-
тре сосуда с водным раствором, содержащим поглотитель теп-
ловых нейтронов с большим эффективным сечением, такой, как
бор. Нейтроны замедляются при столкновениях с водородом
воды. В установившемся состоянии справедливо соотношение
оо	Е
Q = 4ttJvJ' г2dr J* (г, E)aa(E)dE, (9.47)
о	о
где г —расстояние от источника;
N —число ядер в 1 см3 среды;
са (Е)— эффективное сечение поглощения нейтронов с энер-
гией Е;
у(г,Е)—величина потока нейтронов с энергией Е, прихо-
дящаяся на единичный интервал энергий, на рас-
стоянии г от источника.
Второй интеграл можно записать в виде Ф(г)оа, где Ф(г) —
полный поток на расстоянии г, а аа — среднее эффективное се-
чение. Тогда уравнение (9.47) принимает следующий вид:
Q = 4tzN § Ф (г) aar2 dr.
о
(9.48)
Методы регистрации нейтронов
381
Величину Ф(г)оа можно определить при помощи детектора, за-
висимость эффективного сечения которого от энергии такая же,
как у растворенного вещества. Например, если раствор содер-
жит поглотитель, подчиняющийся закону 1/и, такой, как В10, то
должен применяться детектор с аналогичной энергетической за-
висимостью чувствительности. У счетчика, наполненного BF3,
зависимость скорости счета R(r) от г имеет, согласно уравнению
(9.4), следующий вид:
Я(г) = К'тФ(г)а'а,	(9.49)
где ЛД— полное число атомов В10 в детекторе, а — среднее
значение эффективного сечения для В10. Комбинируя уравнения
(9.48) и (9.49), получаем
Q = ^f K{r)r‘dr.
т а о
(9.50)
При использовании этого метода ошибки измерения зависят от
того, с какой точностью известна эффективность счетчика, на-
полненного BF3.
Поскольку счетчики, наполненные BF3, занимают большой
объем, при их использовании трудно определить R(r). Другой
метод состоит в использовании активационных счетчиков, таких,
как индиевые или марганцевые. Уокер [60] детально описал эту
методику.
§ 194.	Абсолютные измерения потока тепловых нейтронов
Используя стандартный источник нейтронов, подобный опи-
санному в предыдущем параграфе, можно создать поток теп-
ловых нейтронов, величина которого известна почти с такой же
точностью, как и активность источника. Для получения потока
тепловых нейтронов стандартный источник нейтронов помещают
в большой графитовый блок. Такое устройство известно под на-
званием «стандартного котла». Соотношение между активностью
источника нейтронов и распределением потока тепловых нейтро-
нов в стандартном котле было рассмотрено Юзом [27] (гл. 3).
Пространственное распределение плотности замедления
при энергии, соответствующей резонансу в индии, определяется
в котле при помощи индиевых фольг. Абсолютные величины
вычисляются затем из измеренной плотности замедления, так
как объемный интеграл от этой величины равен полной актив-
ности источника. Поток тепловых нейтронов определяется
также по измеренным значениям плотности замедления. На
фиг. 162 изображена зависимость потока тепловых нейтронов
382
Глава 9
и плотности замедления от расстояния до источника в стан-
дартном котле Аргоннской лаборатории. Активность источника
(5,5 ±0,4) ' 106 нейтронов/сек.
Стандартный котел можно применять для калибровки раз-
личных типов счетчиков тепловых нейтронов. При дальнейших
измерениях следует учитывать возмущение, вносимое в поток
Фиг. 162. Зависимость потока тепловых нейтронов и плот-
ности замедления от расстояния до источника нейтронов
в стандартном котле Аргоннской лаборатории [27].
счетчиком. Если счетчик был калиброван при помощи «стандарт-
ного графитового котла», то его можно затем применять для из-
мерения потоков в графитовом диффузионном объеме без по-
правок на возмущение.
Измерения зависимости потока тепловых нейтронов от рас-
стояния до Ra-Be-источника с определенной активностью про-
водились для воды. Выражение для потока тепловых нейтронов
имеет вид
•	(9.51)
где Q — число нейтронов, испускаемых источником, и f(r) —
функция расстояния г от источника. На фиг. 163 представлен
Методы регистрации нейтронов
383
график функции f(r), построенный на основании данных Фельда
[59]. Если есть возможность работать со стандартным Ra-Be-
источником, то при помощи графика на фиг. 163 можно опреде-
лить величину потока тепловых нейтронов.
Если для калибровки нельзя использовать нейтронные по-
токи с известной интенсивностью, то абсолютные измерения по-
Фиг. 163. График функции f (г) для Ra-Be-источ-
ника в воде [59].
нейтронных детекторов. Пропорциональный счетчик для абсо-
лютных измерений потоков, наполненный трехфтористым бором,
был рассмотрен в § 165. Абсолютные величины потоков можно
также определить путем измерения абсолютной величины актив-
ности, наведенной в фольгах, если применить соотношения, рас-
смотренные в § 176. Кроме того, можно использовать фотоэмуль-
сии с известным содержанием бора (см. § 190).
§ 195.	Абсолютные измерения потока быстрых нейтронов
Полный поток быстрых или не испытавших столкновений
нейтронов, проинтегрированный по поверхности, окружающей
стандартный источник нейтронов, равен, конечно, активности
источника Q. Поток на заданном расстоянии от источника можно
вычислить при условии, что распределение по направлениям
и закон поглощения нейтронов известны. Например, поток на
384
Глава 9
расстоянии г от точечного изотропного источника нейтронов
с активностью Q равен
Ф(г)= 4^	(9.52)
при условии, что поглощение нейтронов между источником и
рассматриваемой точкой отсутствует. Это соотношение можно
использовать для калибровки детекторов. Следует иметь в виду,
что полученная таким образом калибровка справедлива только
при измерениях потоков, имеющих такой же энергетический
спектр.
Можно вычислить абсолютную чувствительность некоторых
счетчиков, использующих протоны отдачи. Например, чувстви-
тельность счетчика, разработанного Скирмом, Тэнниклифом и
Уардом (см. § 172), можно рассчитать с точностью до 5% для
нейтронов с энергиями от 0,1 до 1 Мэв.
Фиг. 164. Телескопическая система счетчиков для абсолютных измерений
потоков нейтронов [62].
Наиболее удобным и точным прибором для абсолютных из-
мерений потоков нейтронов с энергией, превышающей 3 Мэв,
является, по-видимому, телескопическая система счетчиков, изо-
браженная на фиг. 164. Устройство регистрирует протоны от-
дачи, вылетающие в заданном телесном угле из тонкого водород-
содержащего радиатора, вес и поперечное сечение которого
известны. В этом устройстве выбираются только те протоны от-
дачи, которые вылетают из тонкого твердого радиатора в на-
правлении, близком к направлению движения первичных
нейтронов. Протоны отдачи коллимируются, проходя через си-
стему диафрагм с тщательно измеренной геометрией, а затем
пересекают два пропорциональных счетчика. В каждом из них
протоны создают некоторое число пар ионов, и в счетчиках воз-
никают импульсы. В конце концов большая часть энергии
теряется протоном в сцинтилляторе NaJ. Применение схемы
Методы регистрации нейтронов
385
тройных совпадений (два пропорциональных и сцинтилляцион-
ный счетчики) существенно уменьшает число импульсов фона.
Точность измерения потоков с таким телескопом равна при-
близительно 3%.
§ 196.	Дозиметрия нейтронов
Одно из важнейших применений методов регистрации ней-
тронов, рассмотренных в предыдущих параграфах, относится-
к задачам, связанным с дозиметрией нейтронов и техникой бе-
зопасности. Такие измерения проводятся с целью определить
Фиг. 165. Переход от потока нейтронов к мощности дозы
биологическое воздействие излучения на человека или дозу, вы-
раженную в единицах биологического эквивалента рентгена
(бэр). Доза в бэрах связана с поглощенной энергией и учиты-
вает относительную биологическую эффективность излучения.
Величину нейтронного потока, которая даст максимально допу-
стимую дозу в заданный промежуток времени, можно опреде-
лить, исходя из механизмов взаимодействия нейтронного излу-
чения с веществом.
Основные механизмы взаимодействия нейтронного излучения
с тканью сводятся к реакциям НЦм, ч)Н2 и N14(n, р)С14 для
25 В. Прайс
386
Глава 9
медленных нейтронов и к возникновению протонов отдачи для
быстрых. При помощи графика, приведенного на фиг. 165,
можно, зная измеренные величины нейтронных потоков в раз-
личных энергетических интервалах, определить мощности дозы
в мбэрах/час. Если известно энергетическое распределение ней-
тронного потока, то мощность дозы может быть определена из
равенства
d= f	(9-53)
'	1 Xй)
о
где F(E) — функция, заданная графиком на фиг. 165.
Некоторые методы регистрации нейтронов оказались осо-
бенно удобными для дозиметрии нейтронных потоков и измере-
ния доз. К ним относятся пропорциональные счетчики, напол-
ненные BF3 (см. § 165), интегрирующие ионизационные камеры
компенсационного типа, наполненные BF3 (см. § 167), метод
активации фольг (см. § 178) и метод фотопластинок (см. § 189)
для медленных нейтронов, а также импульсные камеры с про-
тонами отдачи типа Хэрста, Ритчи, Вильсона (см. § 173), ком-
пенсационные интегрирующие ионизационные камеры, исполь-
зующие протоны отдачи (см. § 174), фотоэмульсии, использую-
щие протоны отдачи (см. § 190), и таблетки Хорньяка (см.
§ 186) для быстрых нейтронов. Подробное рассмотрение вопро-
сов нейтронной дозиметрии см. в статьях Хэрста и др. [63, 64] и
Росси [65].
Задачи
1.	Рассчитать максимальную эффективность регистрации тепловых ней-
тронов пропорциональным счетчиком, выложенным литием.
2.	Детектор нейтронов, в котором применяется В10, используется для
измерения потока ядерного реактора, равного 109 нейтронов/(см2 • сек). Оце-
нить уменьшение эффективности (в процентах) за неделю работы, обусло-
вленное уменьшением содержания В10 под действием нейтронов.
3.	Какой процент нейтронов с энергией 0,3 эв пройдет сквозь слой
кадмия толщиной 0,25 мм? Вычислить то же для нейтронов с энергиями
0,025 и 1,0 эв.
4.	Следующие данные получены со счетчиком, содержащим В10: ско-
рость счета равна 374 имп/мин, когда счетчик полностью обернут в кадмий
толщиной 1 мм. Если в кадмиевом экране проделано окно площадью 7,5 см2,
то скорость счета возрастает до 1295 имп/сек. Вычислить поток тепловых
нейтронов, падающих на окно, если эффективность регистрации тепловых
нейтронов равна 0,03.
5.	Рассчитать ток на единицу нейтронного потока для нейтронной ка-
меры, описанной в § 167.
6.	Рассчитать максимальную чувствительность регистрации нейтронов
с энергией 10 Мэв, которую можно получить в пропорциональном счетчике,
Методы регистрации нейтронов
387
содержащем полиэтиленовый радиатор толщиной 0,5 мг]см2 и пло-
щадью 10 см2.
7.	Вычислить активность при насыщении, наведенную в индиевой фольге,
покрытой кадмием, если толщина фольги равна 100 мг/см2, площадь—7 см2,
а поток тепловых нейтронов— 1800 нейтронов/(см2•сек).
8.	Сравнить чувствительности и активности при насыщении на единицу
нейтронного потока для фольг из золота и кобальта (толщиной 100 мг^м2),
применяемых для регистрации тепловых нейтронов.
9.	Кадмиевое отношение для фольг нз золота в области, содержащей
надтепловые нейтроны с распределением 1/Е, оказалось равным 30. Если
поток тепловых нейтронов равен 1012 нейтронов](см2. сек), то каков поток
нейтронов на единичный энергетический интервал в области надтепловых
нейтронов?
10.	Рассмотреть применение Р31 в качестве порогового детектора, в кото-
ром используется реакция Р31 (п, p)S31. Вычислить нейтронный поток
с энергией выше порога реакции, если после 2 час облучения иа 1 г Р31
получена активность S31, равная 1 кюри. Эффективное сечение для реак-
ции Р31 (п, р) S31 равно приблизительно 75 мбарн.
11.	Вычислить время, необходимое для того, чтобы чувствительность
термоэлемента, покрытого В10, упала на 1 % из-за выгорания В10, если прибор
регистрирует поток тепловых нейтронов, равный 1013 нейтронов](см2 • сек).
ЛИТЕРАТУРА
1.	Р е t г е е G., J о h п s о п С. Н., М i 11 е г D. W., Phys. Rev., 83, 1148 (1951).
2.	Graves А. С., F г о m а п D. К., Miscellaneous Physical and Chemical
Techniques of the Los Alamos Project, National Nuclear Energy Se-
ries, div. V, Vol. 3, New York, 1952.
3.	Low de R. D., Rev. Sci. Instr., 21, 835	(1950).
4.	Abel e R. K-,	G u n d 1 a c h J., U.	S.	Atomic Energy	Comm.	Document
AECD-3494. 1951.
5.	McCreary H.	S., Jr., Bayard R.	T.,	Rev. Sci. Instr.,	25, 161	(1954).
6.	Hanson A. O.,	McKibben J. L.,	Phys. Rev., 72, 673	(1947).
7.	Nobles R. A. et al., Rev. Sci. Instr., 25, 334 (1954).
8.	Rossi В. B., Staub H. H., Ionization Chambers and Counters, National
Nuclear Energy Series, div. V, Vol. 2, New York, 1949. (Имеется
перевод: Б. Росси, Г. Ш т а у б, Ионизационные камеры и счет-
чики, ИЛ, 1951).
9.	Baer W„ Bayard R. T., Rev. Sci. Instr., 24, 138 (1953).
10.	Nobles R. G.. Smith A. B., Nucleonics, 14, 60 (January, 1956).
11.	Allen W. D„ Ferguson A. T. G, Journ. Nucl. Energy, 2, 38 (1955).
12.	Wiegand C.. Rev. Sci. Instr.. 19, 790 (1948).
25*
388
Глава 9
13.	The Reactor, Handbook, Vol. 2, U. S. Atomic Energy Comm. Document,
New York, 1955, p. 951.
14.	Skyrm e T. H. R., Tunnicliffe P. H., Ward A. G., Rev. Sci. Instr.,
23, 204 (1952).
15.	Hurst G. S., Ritchie R. H., Wilson H. N„ Rev. Sci. Instr., 22, 981
(1951).
16.	Red die J. S., Whipple G. H., U. S. Atomic Energy Comm. Document
HW-17561, 1950.
17.	Rossi H. H., Fa ill a G., Nucleonics, 14, 32 (February, 1956).
18.	G a m e r t s f e 1 d e г С. C., U. S. Atomic Energy Comm. Document
AECD-2173, 1948.
19.	Ray W. H., U. S. Atomic Energy Comm. Document AECD-2357, 1944.
20.	Hughes D. J., Harvey J. A., Neutron Cross Sections, (J. S. Atomic
Energy Commission Document, New York, 1955. (Имеется перевод:
Д. Юз, Нейтронные эффективные сечения, ИЛ, 1959).
21.	Macklin R. L., Pomerance Н. S., Proceedings of the International
Conference on the Peaceful Uses of Atomic Energy, Vol. 5, New York,
1956, p. 96. (Имеется перевод в Материалах межд. конф, по мир-
ному использованию атомной энергии, Женева, 1955, т. 5, М., 1958,
стр. 119).
22.	Hollander J. М., Perlman I., Seaborg G. Т., Rev. Mod. Phys., 23,
613 (1953). (Имеется перевод: Г. Сиборг, И. Перлман,
Д. М. Холландер, Таблицы изотопов, ИЛ, 1956).
23.	В о the W„ Zs. f. Phys., 120, 437 (1943).
24.	T i 111 e C. W. Nucleonics, 9, 60 (July, 1951); 8, 5 (June, 1951).
25.	KI ema E. D., Ritchie R. H., Phys. Rev., 87, 167 (1952).
26.	Koontz R. L., Jarrett A. A., Paper at Second Annual Meeting, Ameri-
can Nuclear Society, 1956.
27.	Hughes D. J., Pile Neutron Research, Reading, Mass., 1953. (Имеется
перевод: Д. Юз, Нейтронные исследования иа ядерных котлах,
ИЛ, 1954).
28.	Cohen В. L., Nucleonics, 8, 29 (February, 1951); Phys. Rev., 81, 184 (1951).
29.	Hurst G. S. et al., Rev. Sci. Instr., 27, 153 (1956).
30.	U t h e P. M„ Attainment of Neutron Flux-Spectra from Foil Activations,
Thesis, Air Force Institute of Technology, Ohio, 1957.
31.	Cowan F. P., O’Brien J. F., Proceedings of the International Conference
on the Peaceful Uses of Atomic Energy, Vol. 14, New York, 1956,
p. 213. (Имеется перевод в Материалах межд. конф, по мирному
использованию атомной энергии, Женева, 1955, т. 14, М„ 1958,
стр. 279).
32.	McKay Н. А. С., в книге Progress in Nuclear Physics, ed. О. R. Frisch
Vol. 1, New York, 1950.
33.	Eggler C„ Huddleston С. M., Nucleonics, 14, 34 (April, 1956).
34.	M u e h 1 h a u s e С. O., Thomas G. E., Nucleonics, 11, 44 (January, 1953),
35.	Reines F.,Cowan С. C., Harrison F. B., Carter P. S., Rev. Sci,
Instr., 25, 1061 (1954).
Методы регистрации нейтронов
389
36.	McCrary J. Н., Taylor Н. L., Bonner Т. W., Phys. Rev., 94, 908
(1954); Nucleonics, 13, 77 (September, 1955).
37.	Buck W. L., Swank R. K., Nucleonics, 11, 48 (November, 1953).
38.	Schenck J., Nature, 171, 518 (1953).
39.	Cleland R„ Phys. Rev., 89, 896A (1953).
40.	Hof st ad ter R., McIntyre J. A., Roderick H., West H. 1., Jr.,
Phys. Rev., 82, 749 (1951).
41.	Bollinger L. M., Proceedings of the International Conference on the
Peaceful Uses of Atomic Energy, Vol. 4, New York, 1956, p. 47.
(Имеется перевод в Материалах межд. конф, по мирному исполь-
зованию атомной энергии, Женева, 1955, т. 4, М., 1958,
стр. 61.)
42.	Koontz Р. G., Keepin G. R., Ashley J. Е., Rev. Sci. Instr., 26, 352
(1955).
43.	S u n К. H., Mai mb erg P. R., Pecjak F. A., Nucleonics, 14, 46
(July, 1956).
44.	Sun К. H., Paper at Second Annual Meeting, American Nuclear Society,
1956.
45.	Falk С. E., Poss H. L., Yuan L. C. L., Phys. Rev., 83, 176 (1951).
46.	Horn yak W. F„ Rev. Sci. Instr., 23, 264 (1952).
47.	Emmerich W. S., Rev. Sci. Instr., 25, 69 (1954).
48.	Seagondollar L. W., Esch K. A., Cartwright L. M., Rev. Sci.
Instr., 25, 689 (1954).
49.	C h г i s t i e E. R., Feld В. T., Odian A. C., Stein P. C., Wai ten-
berg A., Rev. Sci. Instr., 27, 127 (1956).
50.	McCrary J. H„ Taylor H. L., Bonner T. W., Phys. Rev., 94, 808
(1954).
51.	M u e h 1 h a u s e С. O., U. S. Atomic Energy Comm. Document BNL-242,
1953.
52.	Draper J. E., Rev. Sci. Instr., 25, 558 (1954).
53.	Rosen L., Nucleonics, 11, 32 (July, 1953); 11, 38 (August, 1953); Procee-
dings of the International Conference on the Peaceful Uses of Ato-
mic Energy, Vol. 4, New York, 1956, p. 97. (Имеется перевод в Ма-
териалах межд. конф, по мирному использованию атомной энергии,
Женева, 1955, т. 4, М„ 1958, стр. 121.)
54.	Nereson N., R е i п е s F., Rev. Sci. Instr., 21, 534 (1950).
55.	Barton D. M., К e e p i n G. R., Roberts J. H., U. S. Atomic Energy
Comm. Document LA-1526, Los Alamos Scientific Laboratory
56.	Cheka J. S., Nucleonics, 12, 40 (June, 1954).
57	К a p 1 a n N., Ya go da H., Rev. Sci. Instr., 23, 155 (1952).
58.	Lapsley A. C., Nucleonics, 11, 62 (May, 1953).
59.	Feld В. T., в книге Experimental Nuclear Physics, ed. E. Segre Vol. II,
New York, 1953. (Имеется перевод в книге «Экспериментальная
ядериая физика» под ред. Э. Сегре, т. II, ИЛ, 1955.)
60.	Walker R. L., U. S. Atomic Energy Comm. Document MDDC-414, 1946.
61.	Muehlhause С. O., Nucleonics, 14, 39 (April, 1956).
390
Глава 9
62.	D i v e n В. C., Proceedings of the International Conference on the Peaceful
Uses of Atomic Energy, Vol. 4, New York, 1956, p. 251. (Имеется
перевод в Материалах межд. конф, по мирному использованию
атомной энергии, Женева, 1955, т. 4, М., 1958, стр. 296.)
63.	Н u г s t G. S, М i 11 s W. А, С о п t е F. Р„ U р t о п А. С., Radiation Res.,
'	4, 49 (1956).
64.	Hurst G. S., Brit. Journ. Radiol, 27, 353 (1954).
65.	Rossi H. H„ в книге Radiation Dosimetry, eds. G. J. Hine and G. L. Brow-
nell, New York, 1956. (Имеется перевод в книге «Радиационная
дозиметрия» под ред. Дж. Хайна, Г. Браунелла, ИЛ, 1958.)
ГЛАВА
10
ЭЛЕКТРОННЫЕ СХЕМЫ ДЛЯ РЕГИСТРАЦИИ
ЯДЕРНЫХ ИЗЛУЧЕНИИ
В большинстве детекторов под действием излучения возни-
кает электрический сигнал. Для усиления и измерения этого
сигнала используется разнообразная электронная аппаратура.
В предыдущих главах эта аппаратура рассматривалась лишь
в той степени, которая была необходима для понимания мето-
дов применения детекторов излучения. Настоящая глава посвя-
щена детальному рассмотрению такой аппаратуры. Главное
внимание уделяется при этом радиотехническим схемам, приме-
няемым при работе с детекторами импульсного типа, такими,
как, например, импульсные ионизационные камеры, пропорцио-
нальные и сцинтилляционные счетчики.
В заключение рассмотрены' некоторые специальные схемы,
предназначенные для работы с интегрирующими ионизацион-
ными камерами, и другие приборы, показания которых опреде-
ляются усредненными по времени значениями токов. Основное
внимание уделяется приборам, применяемым в схемах управле-
ния ядерными реакторами.
Большая часть приборов, рассматриваемых в этой главе,
выпускается промышленностью. Некоторые практические во-
просы, возникающие при конструировании приборов такого типа,
рассмотрены Элмором и др. [I]1).
ФОРМИРОВАНИЕ ИМПУЛЬСОВ
§ 197.	Характеристики входных импульсов
Импульс на входе электронной схемы' является следствием
взаимодействия ядерной частицы с детектором, в результате
которого в детекторе освобождается электрический заряд.
Форма и величина сигнала ча выходе электронной схемы
*) По этому вопросу см. также работы: А. А. Санин, Радиотехниче-
ские методы исследования излучений, М.—Л., 1951 и А. М. Бонч-Бруе-
вич, Применение электронных ламп в экспериментальной физике. М.—Л.,
1956. — Прим. ред.
392
Глава 10
зависят как от параметров входного импульса, так и от харак-
теристик схемы.
Типичная схема входного каскада, применяемого при работе
с импульсной ионизационной камерой или пропорциональным
Ионизационная камера
или пропорциональный
счетчик
Собирающий
Электрой
+ Высокое напряжение
Смещение
Фиг. 166. Схема включения пропорциональных счетчиков
или импульсных ионизационных камер.
счетчиком, изображена на фиг. 166. На фиг. 167 изображена
схема входного каскада, применяемого при работе со сцинтил-
+ Высокое напряжение	К анодной цепи
Фиг. 167. Схема включения сцинтилляционных счетчиков.
ляционным счетчиком. В обеих схемах электрод, на котором
собирается заряд, находится под большим положительным по-
тенциалом относительно земли и отделяется от сетки лампы
разделительным конденсатором. Преимущество такой схемы
включения состоит в том, что основные части прибора (напри-
Электронные схемы для регистрации ядерных излучении
393
мер, стенки ионизационной камеры) могут не изолироваться от
земли. В обеих схемах С2 представляет собой сумму входной
емкости лампы, всех паразитных емкостей и любых других кон-
денсаторов, которые могут быть специально включены в этом
месте.
На фиг. 168 изображена эквивалентная схема входных кас-
кадов, показанных на фиг. 166 и 167. Постоянные напряжения
на эквивалентной схеме не показаны. Емкость С, заменена ко-
ротким замыканием. Фотоумножитель, ионизационная камера
или пропорциональный счет-
чик заменены конденсато-
ром С'з, емкость которого
равна емкости собирающего
электрода относительно зем-
ли. Такая эквивалентная
схема справедлива для им-
пульсного входного сигнала,
так как обычно много
больше С2 и С3, а постоян-
ные составляющие напряже-
ний не влияют на характер
протекающих в цепи про-
цессов. В целях дальнейшего упрощения сопротивления /?. и R2
можно заменить сопротивлением Ro, равным RiRzKRi + R2),
а конденсаторы С2 и С3—конденсатором Со, емкость которого
равна С2 Ч"
Для исследования входного сигнала рассмотрим процесс
в цепи, когда постоянная времени RoCo много больше времени
собирания заряда. В этом случае форма импульса определяется
исключительно временной зависимостью процесса собирания за-
ряда. Мгновенное значение напряжения v(t) связано с величи-
ной собранного заряда q(t) соотношением
(10.1)
Со
Форма импульсов, возникающих в плоско-параллельных и
цилиндрических ионизационных камерах, рассматривалась
в гл. 4. Когда камера наполнена газом, в котором отрицательные
ионы не образуются, отрицательный заряд переносится электро-
нами. Такие камеры называют обычно камерами с электронным
собиранием, или просто электронными камерами.
Электронные камеры характеризуются быстрым начальным
ростом напряжения, связанным с собиранием электронов, и
дальнейшим медленным ростом, обусловленным собиранием по-
ложительных ионов. В качестве примера на фиг. 169,а изобра-
жена форма импульса, возникающего при образовании /V пар
394
Глава W
ионов на равных расстояниях от обеих пластин плоско-парал-
лельной ионизационной камеры. Если в плоско-параллельной
камере ионы созданы на различных расстояниях от собираю-
щего электрода (это относится и к цилиндрической камере), то
рост напряжения по мере собирания
Около /мксек
Несколько мксек
Время высвечивания фосфора
/от Ю'5до 10~9сек)
электронов не подчиняется
линейному закону, одна-
ко для промежутков вре-
мени порядка микросе-
кунды сохраняется линей-
ный характер этого ро-
ста.
Форма импульса в про-
порциональных счетчиках
рассматривалась в гл. 5
и 6. Собирающим элек-
тродом в этом случае слу-
жит провод, натянутый по
оси счетчика. В непосред-
ственной близости к со-
бирающему электроду об-
разуется заряд, в М раз
превышающий первичный
заряд Ne. Зависимость ве-
личины напряжения на со-
бирающем электроде от
времени носит логариф-
мический характер [см.
выражение (5.3)]. Напря-
жение вначале возрастает
очень быстро, достигая
половины своей конечной
величины приблизитель-
но за 1 мксек. Для пол-
ного собирания всех ионов
требуется несколько мил-
лисекунд. Типичная фор-
ма импульса пропорцио-
нального счетчика изо-
бражена на фиг. 169,6.
Фиг. 169. Формы импульсов различных
детекторов (постоянная времени беско-
нечна).
а —плоскопараллельная ионизационная камера;
б— пропорциональный счетчик (разбросом во времени
собирания пренебрегаем); в — сцинтилляционный
счетчик.
Пример 1. Вычислить время, необходимое для того, чтобы
входное напряжение достигло: а) половины своей конечной ве-
личины и б) конечной величины после прохождения одной иони-
зующей частицы через пропорциональный счетчик, размеры вну-
треннего и внешнего электродов которого равны соответственно
6-10'4 и 1,75 см, давление наполняющего газа равно 1 атм,
а приложенное напряжение составляет 500 в. Предположить,
Электронные схемы для регистрации ядерных излучений 395
что постоянная времени входной цепи велика по сравнению
со временем собирания положительных ионов.
Решение. Для решения задачи «а» положим величину v(t)
в уравнении (5.3) равной —Ne!2C, т. е.
t In (2 Vpt/rl in r2'r1 -f-1)
~~ In (r2/n)	—
In Г (2) (500) (1040) t t -1
L (6-IQ-4)2 In (1,75 6-10~4)	]_ In (4,9 • 108Z 4-1)
—	In (1,75/6 • IO-4)	“ In (2,9-103)	’
где ц взято из табл. 11. Решая относительно t, получаем, что
время нарастания напряжения до половины максимальной ве-
личины равно 5,9 мксек.
Согласно уравнению (5.4), промежуток времени, необходи-
мый для собирания положительных ионов t+, равен
f _(^-Г0^1пГ2 __
l+—	2V> ln ~
---	2(500) (1040)
[(1,75)2 — (6-10 4)2] 760 , (n n . пз\____________ч 7 . 1 n-3
Когда первичная ионизация в пропорциональном счетчике
распределена в направлении, перпендикулярном к собирающему
электроду, первичные электроны, вызывающие вторичную иони-
зацию, приходят к центральному электроду в различные мо-
менты времени, в течение нескольких микросекунд. Это иска-
жает форму фронта импульса, несколько уменьшает скорость
его нарастания и приближает форму фронта к линейной.
В сцинтилляционном счетчике фронт входного импульса на-
пряжения (см. фиг. 169,в) определяется временем высвечивания
сцинтиллятора и разбросом времени пролета электронов в фо-
тоумножителе. Число фотонов, испущенное после прохождения
ионизующего излучения, нарастает экспоненциально [см. урав-
нение (7.3)]. Время высвечивания для различных сцинтиллято-
ров изменяется от нескольких миллисекунд до нескольких мик-
росекунд (см. табл. 16). Влияние разброса времени пролета
электронов на форму импульса рассматривалось Льюисом и
Уэллсом [2] (гл. 7). Оказалось, что время пролета является слу-
чайной величиной с нормальной функцией распределения и
стандартным отклонением, равным 10~9 сек. Когда время высве-
чивания фосфора равно или больше 10-8 сек, влияние разброса
времени пролета на форму импульса становится несущественным.
Каждый из рассмотренных выше входных импульсов харак-
теризуется крутым передним фронтом. В импульсных электрод-
ных схемах, изучаемых в этой главе, форма и величина выход-
ного сигнала определяются только той частью входного
396
Глава 10
импульса, которая длится первые несколько микросекунд. Следо-
вательно, при работе с импульсными ионизационными камерами
следует учитывать лишь крутой передний фронт, обусловлен-
ный собиранием электронов. Во всех случаях, кроме тех, когда
необходимо точно воспроизвести крутой передний фронт вход-
ного импульса, сигнал импульсной ионизационной камеры
можно рассматривать как мгновенное появление заряда на
входе. Амплитуда импульса равна полному заряду, появивше-
муся на электроде к концу собирания электронов. Такой сигнал
мы будем называть скачком. Точно так же в сцинтилляционном
счетчике, сцинтиллятор которого имеет время высвечивания,
меньшее 1 мксек, входной сигнал может во многих случаях
быть принят за скачок заряда, равный Мпее, т. е. полному за-
ряду, возникшему в результате сцинтилляции. Аналогичное
представление возможно и для пропорционального счетчика.
Однако вследствие большей длительности фронта и значитель-
ного времени, необходимого для полного собирания положи-
тельных ионов, такое представление оказывается иногда неспра-
ведливым.
Следующая характеристика входных сигналов — это их слу-
чайное распределение во времени. Если обозначить через п —
среднее число импульсов в единицу времени, то вероятность по-
явления k импульсов в течение промежутка времени 5t в соот-
ветствии с уравнением (3.17) равна
И7(^) = -^^|е~--.	(Ю.2)
Пример 2. Вычислить вероятность появления одного, двух и
грех импульсов в течение интервала времени, равного среднему
промежутку между импульсами.
^Решение. Среднее число импульсов за время 1/л равно
п/п = 1. Вероятность появления одного импульса W (1) равна
W (1) =	= - = 0,368.
' ' II е
Аналогично,
117(2) = 0,164 и 117(3) = 0,061.
Если считать, что промежуток времени 3/ начинается сразу
после появления очередного импульса, то
117(1) = п Zte~~nit	(10.3)
можно рассматривать как вероятность того, что следующий им-
пульс появится в течение этого промежутка времени. Формула
(10.3) определяет также, какая доля от общего числа импульсов
Электронные схемы для регистрации ядерных излучении
397
следует за предыдущим в течение интервала времени 5/. Когда
эта доля много меньше 1, она может быть приближенно при-
нята равной пЫ. Так, например, если п равно 2000 имп/сек, то
приблизительно 2% импульсов отделены друг от друга интер-
валом времени, меньшим 10 мксек.
§ 198. Требования к форме импульса
В зависимости от характера применения импульсные детек-
торы можно разделить на три большие группы: 1) измерение
скорости счета, 2) измерение энергии и 3) измерение интервалов
времени или дискриминация импульсов по разделяющим их
промежуткам времени. В каждом из этих случаев необходимо
формирование импульсов в электронной схеме.
Форму импульса можно охарактеризовать при помощи сле-
дующих четырех величин: длительности фронта, времени за-
держки импульса, дли-
тельности спада и дли-
тельности импульса. Эти
же величины характери-
зуют и импульсные усили-
тели. Свойства усилителя
определяются формой им-
пульса, появляющегося на
его выходе, когда на вход
подается скачок напря-
жения. Время задержки
TD можно определить как
Фиг. 170. Длительность фронта Т р, врем
задержки TD и длительность спада Тр.
время, в течение которого импульс достигает половины своей
максимальной величины. Длительность фронта Тр определяется
как величина, обратная наклону фронта в точке половинной ам-
плитуды. Согласно другому определению, обычно принятому
в лабораторной практике, длительность фронта — это отрезок
времени, необходимый для того, чтобы величина импульса воз-
росла от 0,1 до 0,9 его максимального значения. Такое опреде-
ление Тr иллюстрируется иа фиг. 170, на которой показана также
и величина TD.
Длительность спада, или длительность заднего фронта ТР,
иногда произвольно определяется как время, необходимое для
того, чтобы величина импульса упала от максимального значе-
ния до 0,1 от этой величины, что также показано на фиг. 170.
Часто спад импульса определяется единственной дифференци-
рующей цепочкой с малой постоянной времени. В таком случае
для характеристики спада используется величина постоянной
времени этой цепочки; последняя называется иногда временем
ограничения усилителя.
398
Глава 10
Понятие длительности импульса имеет очевидный смысл
только для импульсов прямоугольной формы. Элмор [3] предло-
жил определение длительности импульса т, пригодное для форм
импульса, подобных показанной на фиг. 170. Длительность им-
пульса он определял следующим образом:
СО
2я J (t~ to^v^dt
т2=;_Л__-------------,	(Ю.4)
J v(t)dt
о
где
со
J* tv (t) dt
t _ о________
Г0— оо
J v{t)dt
о
— центр тяжести импульса. Это определение эквивалентно опре-
делению длительности импульса как умноженному на У2^
интервалу времени, соответствующему стандартному отклоне-
нию v(t).
Основные требования к счетным схемам состоят в следую-
щем. Они должны обладать способностью: 1) точно считать
импульсы, часто при высоких скоростях счета, и 2) отличать
регистрируемые импульсы, являющиеся полезным сигналом, от
помех. Импульсы помех могут возникать либо в детекторе под
действием других излучений, либо в самих электронных схемах
вследствие присущих им шумов.
Для рассмотрения вопроса о формировании импульсов удоб-
но разделить счетную аппаратуру на три последовательных эле-
мента ). Это — усилитель, дискриминатор и пересчетная схема.
В усилителе импульсы усиливаются и формируются. Дискрими-
натор пропускает только регистрируемые импульсы. Наконец,
пересчетная схема считает импульсы, прошедшие через дискри-
минатор.
Способность аппаратуры точно считать импульсы при высо-
ких скоростях счета характеризуется разрешающей способ-
ностью. Обратная величина разрешающей способности, назы-
ваемая разрешающим временем, представляет собой минималь-
ный промежуток времени, которым должны быть разделены на-
чала двух импульсов, чтобы они были зарегистрированы раз-
*) Это деление не соответствует тому, которое обычно применяется при
размещении аппаратуры по блокам.
Электронные схемы для регистрации ядерных излучении
399
дельно. Доля потерянных импульсов вычисляется при помощи
формулы (10.3). При этом вместо величины 8/ следует подста-
вить разрешающее время.
Разрешающее время аппаратуры зависит от свойств всех со-
ставляющих ее элементов. Если характеристики детектора и
электронной схемы известны, то разрешающее время всей ап-
паратуры можно вычислить [4] по крайней мере в некоторых
идеальных случаях. Методы измерения разрешающего времени
обсуждались в гл. 5. Метод
двух источников основан на
уравнении (5.8). Чтобы по-
казать влияние формы им-
пульса на разрешающее
время, рассмотрим разре-
шающее время аппаратуры,
кончающейся дискриминато-
ром. Оно равно разрешаю-
щему времени всей аппара-
туры, если разрешающее
время пересчетной схемы не
превышает его. Зависимость
разрешающего времени счет-
ной системы, содержащей
дискриминатор, от формы
импульса иллюстрируется на
фиг. 171. Очевидно, что в
данном случае уменьшение
длительности фронта, дли-
тельности спада и длитель-
ности импульса приводит к
увеличению разрешающей способности. Видно также, что разре-
шающее время зависит от амплитуды импульса: при заданном
пороге дискриминатора оно возрастает с увеличением ампли-
туды.
Влияние формы импульса на способность счетной аппара-
туры отличать полезные импульсы от импульсов помех, связано
с наличием определенного, конечного отношения сигнала к шуму
и с эффектом наложения нежелательных импульсов. Отношение
сигнала к шуму рассматривается в § 200. Наложение импульсов
происходит, когда в течение промежутка времени порядка дли-
тельности импульса появляется больше одного импульса. Если
отношение амплитуд регистрируемых и нежелательных импуль-
сов достаточно велико, то одиночные импульсы легко дискрими-
нируются. Однако наложение импульсов даже в этом случае мо-
жет привести к ложным отсчетам, если скорость появления
импульсов помех достаточно 'велика.
Фиг. 171. Зависимость разрешающего
времени счетной системы, содержащей
дискриминатор, от формы импульса.
400
Глава 10
Другое проявление такого эффекта состоит в том, что им-
пульсы помех малой величины могут накладываться на фронт
или на спад регистрируемого импульса. При этом одиночный
регистрируемый импульс можно зарегистрировать дважды. Это
происходит, например, при регистрации а-частиц в присутствии
большого фона 7-лучей.
Джиллеспи [5] провел полуколичественное рассмотрение
этого эффекта. Качественно ясно, что эффект можно свести
к минимуму путем уменьшения длительности фронта, длительно-
сти спада и длительности импульса. Чем короче рассматривае-
мый интервал времени, тем меньше вероятность появления од-
ного или нескольких других импульсов, которые могли бы на-
ложиться.
Фиг. 172. Ошибки в определении амплитуды импульсов, вызванные
их наложением.
л—импульсы 1 и 2 разделены, но импульс 2 наложился на хвост импульса 1, ^ — им-
пульсы 1 н 2 не разделены.
Схемы, предназначенные для измерения энергии, состоят
обычно из усилителя и амплитудного дискриминатора. Усили-
тель должен усиливать и формировать импульсы таким обра-
зом, чтобы кривая распределения импульсов по амплитуде со-
впадала бы с кривой распределения регистрируемого излучения
по энергии (см. § 27). Таким образом, основное требование
к усилителю состоит в том, чтобы амплитуда импульса была
пропорциональна энергии частицы. Наложение импульсов ока-
зывается важным и при измерении энергии, но по другим при-
чинам, чем при простом счете частиц. На фиг. 172 приведены
две иллюстрации. На фиг. 172, а показано, что если импульс 2
слишком быстро следует за импульсом 1, то вместо правильной
амплитуды, обозначенной пунктирной кривой 2, измеряется лож-
ная амплитуда, изображенная сплошной кривой 2'. В некоторых
схемах дискриминаторов автоматически отбрасываются все им-
пульсы, перед которыми в течение фиксированного интервала
времени появлялись другие импульсы. На фиг. 172,6 два им-
пульса не разделены и измеряется амплитуда единственного
импульса, равная сумме амплитуд импульсов 1 и 2.
Электронные схемы для регистрации ядерных излучений г01
В усилителях, предназначенных для измерения энергетиче-
ского распределения, разрешающее рремя можно определить
как минимальный интервал между двумя импульсами, при ко-
тором их амплитуды с заданной точностью пропорциональны
энергии частиц.
Пример 3. Вычислить разрешающее время усилителя, пред-
назначенного для измерения энергетического распределения,
если время ограничения усилителя равно 10 мксек, а ошибка
в амплитуде импульса, вызванная наложением другого импульса
на спад измеряемого, должна быть меньше 1% максимальной
амплитуды.
Решение. Если пренебречь длительностью фронта, то разре-
шающее время равно времени, необходимому для того, чтобы
величина импульса упала до 1/100 максимальной величины.
Время t определяется из уравнения е~ г/|0 = 0,01, или t=
= 4,6 • 10 = 46 мксек.
Из этого примера ясно, что длительность спада импульсов
играет важную роль при измерениях энергии.
Для тех измерений, в которых существенно время появления
связанных импульсов, важную роль приобретают длительность
фронта и время задержки импульса. Для получения макси-
мальной точности этих измерений необходимо, чтобы длитель-
ность фронта была как можно меньше, а время задержки-дол-
жно быть или пренебрежимо малым, или во всяком случае
иметь постоянное значение.
§ 199. Методы формирования импульсов
Форма импульса на выходе усилителя определяется формой
входного сигнала и свойствами усилителя. На фиг. 173 предста-
влена идеализированная схема усилителя, которой мы восполь-
зуемся для рассмотрения процесса формирования импульса.
Фиг. 173. Эквивалентная схема входной цепи и усилителя импульсов.
Любой реальный усилитель, верхняя и нижняя границы полосы
пропускания которого определяются простыми /?С-ячейками,
можно представить такой эквивалентной схемой. Элементы
схемы Ро и Со представляют собой типичную входную цепь,
подобную рассмотренной в § 197, Идеальный усилитель
26 В. Прайс
402
Глава 10
характеризуется бесконечно большим входным сопротивлением,
нулевым выходным сопротивлением и бесконечно широкой поло-
сой пропускания с постоянным усилением во всей полосе. Следо-
вательно, идеальный усилитель не искажает формы импульса.
Цепь, состоящая из Ri и Ci, называется дифференцирующей
цепочкой. Она определяет нижнюю границу полосы пропускае-
мых частот и время ограничения усилителя. Постоянная времени
RiCi, обозначаемая ть называется постоянной времени диффе-
ренцирования. Цепь R2C2 образует интегрирующую ячейку с по-
стоянной времени т2, равной R2C2- Она определяет верхнюю
границу полосы пропускания, длительность фронта и время за-
держки импульса. Нижняя граничная частота на уровне поло-
винной мощности определяется как частота, при которой коэф-
фициент усиления для синусоидального сигнала падает до 0,707
от коэффициента усиления в центре полосы пропускания. Она
связана с постоянной времени дифференцирования Т| соотно-
шением
~ 2^ = l-nRiCi 
Верхняя граничная частота на уровне половинной мощности
определяется соотношением
/2 = -Д- = о-Ьг- •	(10.6)
В качестве примера рассмотрим входной сигнал в форме
скачка напряжения с аплитудой Vo- Такой сигнал поступает от
детектора с пренебрежимо малым временем собирания, если
величина созданного в нем заряда равна C0V0. Выходной сиг-
нал в этом случае имеет вид:
Выходной сигнал —	(е~^—(10.7)
если постоянная времени входной цепи R0C0 много больше тц
В качестве второго примера рассмотрим линейно нарастаю-
щий входной импульс, подобный тому, который появляется
в процессе собирания электронов в плоско-параллельной иони-
зационной камере. Выходной сигнал имеет вид:
Выходной сигнал = - уТ1-(1—е-^3)—
GVnt*
- г(^_Т2)	для 0<1<Т,
GVot“
Выходной сигнал =	(е~/т' —	—
—	\)е~^ для т</, (10.8)
12)
Электронные схемы для регистрации ядерных излучений
403
где Т — время, в течение которого входной сигнал нарастает от
нуля до максимальной величины Ко. Эти выражения получены
путем последовательного исследования действия дифференци-
рующей и интегрирующей ячеек.
На фиг. 174 показана форма импулйсов на выходе усили-
теля, в котором Tt = 5т2. Рассмотрены случаи, когда Т = 0, Т =
= т2 и Т = 5т2. Видно, что длительность фронта входного им-
пульса влияет на форму выходного импульса. Однако до тех
Фиг. 174. Форма импульсов на выходе усилителя.
Постоянная времени дифференцирования этого усилителя *i = 5t2, где ^—постоянная
времени интегрирования. Параметр Т представляет собой длительность фронта вход-
ного импульса (сигнал нарастает по линейному закону). Постоянная времени входной
цепи намного превышает хх.
пор, пока Т меньше постоянной времени интегрирования т2, это
влияние невелико. Когда Т значительно больше т2, длительность
фронта выходного импульса определяется входным импульсом
и не зависит от характеристик усилителя.
Влияние постоянных времени дифференцирующей и интегри-
рующей цепей на максимальную величину выходного импульса
показано на фиг. 175. Отношение максимальной величины вы-
ходного импульса Vm к величине GVo, которая была бы полу-
чена с усилителем, имеющим бесконечную полосу пропускания,
изображено в зависимости от отношения ti/t2. Параметром кри-
вых служит полная длительность фронта Т линейно нарастаю-
щего входного импульса.
Пример 4. Найти изменение амплитуды выходного импульса
при изменении длительности линейно нарастающего входного
импульса от 0,5 до 2,5 мксек, если время ограничения усили-
26*
404
Глава 10
теля равно 10 мксек, а постоянная времени интегрирующей
ячейки составляет 0,5 и 1,0 мксек.
Решение. Из графика на фиг. 175 видно, что амплитуды им-
пульсов относятся как 0,85 к 0,82 при тг = 0,5 мксек и как 0,77
к 0,76 при Т2 = 1 мксек.
Как уже указывалось выше, характеристики выходного им-
Ф и г. 175. Зависимость амплитуды импульса от времени собирания в ка-
мере и постоянных времени усилителя [5].
Г —длительность фронта входного импульса; t(— постоянная времени дифференцирования;
т2—постоянная времени интегрирования.
вид [2, 3]:
= ]/2tc R2C2,
= Ц2С2,
= ^£1,	(10.9)
= /2~ т?2С2(1
вход, являются одновременно и характеристиками импульсного
усилителя. Для рассмотренного выше идеализированного усили-
теля эти характеристики имеют
Время нарастания
Время задержки
Время ограничения
Длительность импульса
Максимальная амплитуда
импульса = х\
где X = RxCxlRiCz и Vo = Q0/C0.
Другой метод формирования импульсов состоит в использо-
вании линий задержки [3]. Идеализированная схема такого типа
представлена на фиг. 176. Волновое сопротивление линии за-
держки равно Zo, а длина ее такова, что время прохождения
Электронные схемы для регистрации ядерных излучений 405
сигнала от входа до конца равно Td- Эта линия задержки вклю-
чается в качестве анодной нагрузки лампы. Линия подключается
к сопротивлению, равному ее волновому сопротивлению Zo. Вто-
рой конец линии замкнут накоротко. Если подать на сетку лам-
пы скачок напряжения, то вдоль линии' задержки будет также
распространяться скачок напряжения. На коротко замкнутом
конце он отразится с изменением знака. Появляясь на входном
Выходной
Фиг. 176. Формирование импульса при помощи линии задержки.
Идеализированный случай: скачкообразный входной сигнал; линия без затухания..
конце через время 2TD, отраженный сигнал, складываясь с пря-
мым, гасит его. Таким образом возникает прямоугольный им-
пульс длительностью 2ТD.
Длительность спада импульса, сформированного при помощи
линии задержки, меньше той величины, которую1 можно полу-
чить при помощи дифференцирующей цепочки. Кроме того, пре-
имуществом этого метода является постоянная ширина основания
импульса. Для входных импульсов с очень малой длитель-
ностью фронта выходные импульсы имеют постоянную длитель-
ность. Кроме того, отношение сигнала к шуму также несколько1
лучше, чем для схемы с дифференцированием, при условии, что
длительность фронта входного импульса меньше времени нара-
стания усилителя (см. § 200). Главный недостаток этого ме-
тода заключается в невозможности рёгулировать простым спо-
собом форму импульса, как это можно делать при использова-
нии дифференцирующих цепочек.
406
Глава 10
ЛИНЕЙНЫЕ УСИЛИТЕЛИ
§ 200. Шумы усилителя
Шум в импульсном усилителе — это любой сигнал, возни-
кающий не из-за ядерного излучения. Частично шум обуслов-
лен причинами, которые можно устранить путем соответствую-
щего конструирования и эксплуатации усилителя. Остающаяся
при этом часть шума связана с принципом работы усилителя и
определяет, следовательно, нижний предел, до которого можно
уменьшить шумы. К источникам шума первого рода относятся
всевозможные внешние помехи, сетевой фон, микрофонный эф-
фект и шум, вызванный неисправными деталями. К источникам
шума второго рода относятся шумы сопротивлений, шумы, свя-
занные с сеточными токами, дробовой эффект и фликкер-эф-
фект. При использовании сцинтилляционных счетчиков дополни-
тельно возникает шумовой сигнал за счет фотоумножителя. Это
явление обсуждалось в § 118.
Фликкер-эффект представляет собой флуктуации анодного
тока, которые, по-видимому, вызываются случайным появле-
нием примесных центров на поверхности катода. Спектр флик-
кер-эффекта настолько низкочастотен, что его вклад в интере-
сующем нас здесь диапазоне частот пренебрежимо мал. В связи
с этим мы его дальше рассматривать не будем.
Тепловые шумы сопротивлений возникают вследствие того,
что свободные электроны в проводнике постоянно находятся
в состоянии случайного теплового движения. Это движение вы-
зывает малые флуктуации тока в проводнике и приводит к по-
явлению малых флуктуаций напряжения на его концах. Ампли-
туда этих флуктуаций зависит от сопротивления проводника.
Дробовой эффект возникает вследствие того, что электрон-
ная эмиссия с катода осуществляется отдельными порциями или
электронами, а вылет отдельного электрона является случайным
событием. Таким образом, на постоянный анодный ток лампы
накладывается шум, известный под названием дробового.
Шумы, связанные с сеточным током, возникают вследствие
статистических флуктуаций тока, текущего на сетку, главным
образом тока положительных ионов. В значительной степени
эти флуктуации также обусловлены статистическими флуктуа •
циями электронной эмиссии.
Все эти источники шума подробно рассматривались многими
авторами, например Джиллеспи [5]. Элмор [3] изложил теорию
в форме, удобной для анализа усилителей, применяемых с им-
пульсными детекторами. Он выразил результаты через величину
— среднеквадратичного значения эквивалентного шумового
заряда на входе усилителя, ширина полосы которого опреде-
Электронные схемы для регистрации ядерных излучений 407
ляется постоянными времени -ti и тг. Зная эту величину, можно
определить среднеквадратичное шумовор напряжение на вы-,
ходе, равное GQn/C0, где G — усиление, которое имел бы усили-
тель, если бы его полоса пропускания была бесконечно широка,
а Со — входная емкость. Для величины Q„ Элмор получил сле-
дующую формулу:
^ = kT-^- п- + ^-
-г х2 \ Kq Kg
(10.10)
где Rg = 4kT/2eIg;
R=^2elpl4kTg^
k — постоянная Больцмана;
Т — абсолютная температура;
Ig — сеточный ток;
1р — анодный ток;
gm — крутизна входной лампы;
т] — коэффициент, равный или меньший 1, учитывающий
подавление дробового эффекта объемным зарядом.
Для типичного триода
(Ю.П)
ёт
для пентода
о Г2’5 I 2(М
' Ip + Is \ gm gms)'
где 1 s — ток, a gms — крутизна экранной сетки. В качестве се-
точного тока lg следует подставлять сумму величин тока поло-
жительных ионов и электронов.
Пример ф. Вычислить среднеквадратичный эквивалентный
шум на входе усилителя со следующими характеристиками: по-
стоянная времени интегрирования равна 1 мксек, время ограни-
чения составляет 10 мксек, полная входная емкость 30 пф, пол-
ное входное сопротивление 108 ом, входная лампа типа 6ДК5.
Температура равна 27° С. Параметры лампы 6АК5: gm =
= 4000 jhkojh-1 и gms = 1000 мком~', 1 g= 10-8 a, Ip = 5 • 10~3 о и
Is = 2 - 10-3 а.
Решение. Среднеквадратичное шумовое напряжение Vn равно
где Qn вычисляется по формуле (10.10), а Со равно 30 пф.
408
Глава 10
производится в системе MKS, в которой
Вычисление
k = 1,37 • 1023 джоуль/град:
*g =
Q2„ = 4,1 • 10
10+1
= 3,7- 10
«7 = (2)(l.37.10-")(3W)=	.
2e/g (1,60-10“19) (10“8)
Ip / 2,5	20/, \	0,005
= Ip^-Is \IT + 77/ = 0,005 + 0,002 X
Г 2,5	(20) (0,002)1 _ 4 _
X L 0,004 '	0,001 J —4/0 0M'
-21 (102) (10~6) Г 1	1	. (475) (30- 10 ~12)2 =
[. 108 + 5,13- 106 ' (10"6)(10- 10 6)_
34 (1 +- 0,02 4- 4,3) —19,6- 10’34 кулон*.
Следовательно,
Vn
4,4 - 1017
30-10~12
1,5 мкв.
Интересно сравнить относительную величину различных видов
шума. Они располагаются по величине в том порядке, в кото-
ром фигурируют в выражении (10.10), а именно тепловой шум,
шум, связанный с сеточным током, и дробовой эффект.
Как видно из уравнения (10.10), шум зависит от постоянных
времени усилителя -tt и Зависимость амплитуды, сигнала от
Ti и Т2 для заданного входного сигнала Qo определяется форму-
лами (10.9). Условия для оптимального отношения сигнала
к шуму зависят от требований к форме импульса, как показано
Элмором [3]. Оптимальное отношение сигнала к шуму дости-
гается, когда время нарастания и время ограничения усилителя
приблизительно равны друг другу. Следовательно, при измене-
ниях длительности импульса желательно производить одновре-
менную регулировку этих постоянных времени. Такая регули-
ровка не является однако очень критичной, так как при отно-
шении ti/t2, равном 5, отношение сигнала к шуму уменьшается
всего вдвое по сравнению с оптимальной величиной, получаю-
щейся при Tt/T2, равном 1.
Джиллеспи [5] рассматривал величину отношения сигнала
к шуму для усилителей, в которых формирование производится
при помощи линии задержки. Оказалось, что наилучшее отно-
шение сигнала к шуму достигается, когда время задержки Т d
равно половине времени нарастания усилителя. Это отношение
лучше, чем при использовании дифференцирующих цепей, если
длительность входного импульса значительно меньше времени
нарастания усилителя.
Электронные схемы для регистрации ядерных излучений 499
§ 201. Требования к импульсному усилителю
Требования, предъявляемые к импульсному усилителю
с точки зрения формирования импульсов, рассматривались
в § 198. Другие требования относятся к усилению, полярности,
стабильности, линейности и конструктивным особенностям.
Требования к коэффициенту усиления зависят, естественно,
от величны входного сигнала и от желаемого выходного на-
пряжения. Обычно среднеквадратичное напряжение шума равно
около 3 мкв (см. пример 5). Появление пиков шумового напря-
жения, втрое превышающих среднеквадратичное напряжение,
т. е. около 10 мкв, является редким событием. Следовательно,
10 мкв — это типичная величина нижнего предела амплитуды
полезного входного импульса. Для работы дискриминаторов и
для пересчетных схем требуется входное напряжение порядка
10 в. Следовательно, максимально необходимая величина коэф-
фициента усиления равна 106. Для точного анализа амплитуд
импульсов необходимы выходные напряжения с максимальной
амплитудой до 100 в. Однако поскольку нежелательно, чтобы
шумовые пики с амплитудой 10 мкв усиливались более чем до
1/10 амплитуды максимального выходного импульса, макси-
мальный коэффициент усиления 106 будет достаточным и в этом
случае. Если усилитель должен обладать некоторой гибкостью,
то он должен быть снабжен регулировкой усиления.
Ввиду большого разнообразия схем, которые могут вклю-
чаться за усилителем, его полное выходное сопротивление дол-
жно быть как можно более низким. Поскольку это несовместимо
с требованием высокого напряжения, на практике предусматри-
вают две выходные цепи: одну с низкими полным выходным со-
противлением и напряжением, другую с высокими полным вы-
ходным сопротивлением и напряжением. В типичной конструк-
ции предусматривается 9 в при 90 ом и 100 в при 1000 ом.
Входной импульс может быть как положительным, так и
отрицательным, хотя чаще встречаются отрицательные им-
пульсы, создаваемые в схемах, подобных изображенным на
фиг. 166 и 167. Выходной импульс должен быть положитель-
ным, поэтому в качестве выходного каскада можно использо-
вать катодный повторитель, обладающий малым выходным со-
противлением. Работа катодного повторителя будет рассмотрена
в § 202.
Часто очень важную роль играет стабильность коэффициента
усиления усилителя. При измерении энергии должна сохра-
няться пропорциональность между амплитудой импульса и
энергией частицы. При простой регистрации частиц изменение
коэффициента усиления приводит к изменению доли импульсов,
проходящих сквозь амплитудный дискриминатор. Нередко
410
Глава 10
предъявляется требование, чтобы коэффициент усиления изме-
нялся на малую долю процента при изменении напряжения сети
на 1%. Обычные методы для стабилизации коэффициента уси-
ления — применение отрицательной обратной связи в блоке уси-
лителя и применение стабилизации в блоке питания.
Часто бывает необходима строго линейная связь между ам-
плитудами выходных и входных импульсов с точностью, напри-
мер, до 0,5%. Это достигается работой в середине линейного
участка характеристики усилительных ламп и применением от-
рицательной обратной связи.
Импульсный усилитель обычно разделяется на две части —
предусилитель и основной усилитель. Использование предусили-
теля позволяет существенно уменьшить длину соединительных
проводов, идущих от детектора, и свести, таким образом, к ми-
нимуму входную емкость. Коэффициент усиления предусилителя
зависит от конструкции. Его величина колеблется от приблизи-
тельно 1 до 100. Выходным каскадом предусилителя всегда слу-
жит катодный повторитель, к которому можно подключить
длинный кабель (с сравнительно большой емкостью), необхо-
димый для соединения с основным усилителем.
Регулировка коэффициента усиления импульсного усилителя
осуществляется через несколько каскадов после входного.
Обычно регулировка усиления помещается между основным
усилителем и предусилителем, например, если усиление пред-
усилителя порядка 100. Место расположения регулировки уси-
ления определяется компромиссом между двумя факторами.
Если регулировка усиления располагается слишком близко
к входному каскаду, то ухудшается отношение сигнала к шуму
вследствие того, что шум, возникающий за регулирующим ор-
ганом, не будет убывать пропорционально уменьшению сигнала.
Расположение регулировки усиления на слишком высоком
уровне сигнала приведет к перегрузке каскадов, непосредст-
венно предшествующих регулирующему органу, когда он уста-
новлен на минимальное усиление.
§ 202. Схемы импульсных усилителей
Обычно устройство для линейного усиления импульсов пред-
ставляет собой реостатно-емкостной усилитель с отрицательной
обратной связью. Длительность спада импульса регулируется
при помощи простого дифференцирования. Можно показать [6],
что сигнал на выходе многокаскадного усилителя с /?С-связью
при скачке напряжения на входе имеет осциллирующий харак-
тер. Однако эту осциллирующую часть можно сделать прене-
брежимо малой, если дифференцирующую цепочку с малой по-
стоянной времени ц (определяющей время ограничения усили-
Электронные схемы для регистрации ядерных излучений
411
теля) использовать только в одном каскаде, а постоянные вре-
мени остальных цепочек связи сделать равными по крайней
мере 100-ti. Дифференцирующую ячейку можно заменить линией
задержки, рассмотренной в § 199.
Специально следует остановиться на вопросе о положении
цепи, формирующей импульс. В тех случаях, когда важную роль
играет уровень шумов, цепь с малой постоянной времени нельзя
включить слишком рано, так как связанное с ней малое сопро-
тивление приведет к недопустимым уровням тепловых шумов.
Это видно из зависимости Qn от Ro [см. выражение (10.10)].
С другой стороны, формирование импульса не может произво-
диться в каскадах с высоким уровнем сигнала вследствие воз-
можного смещения рабочей точки лампы. Смещение возникает
вследствие перекрытия импульсов с большими длительностями
спада. Обычно формирующая цепь располагается после усиле-
ния импульса приблизительно в 100 раз, часто между предуси-
лителем и основным усилителем. Еще одно преимущество вклю-
чения формирующей цепи не во входных каскадах, а в каска-
дах со средним уровнем сигнала состоит в том, что при этом
уменьшается фон и другие низкочастотные шумы, создаваемые
во входных каскадах усилителя.
Время нарастания реостатно-емкостного усилителя без об-
ратной связи определяется анодными цепями отдельных каска-
дов. При заданном коэффициенте усиления общее время нара-
стания минимально, когда времена нарастания отдельных
каскадов одинаковы [6]. При этом условии время нарастания
n-каскадного усилителя равно
Tr = V2^R2C2,	(10.12)
где /?2 — анодное сопротивление, а С2 — распределенная ем-
кость в анодной цепи. Приближенное выражение, связываю-
щее время нарастания многокаскадного усилителя с верхней
границей полосы пропускания на уровне половинной мощности,
имеет вид [6]:
(10.13)
Коэффициент усиления, приходящийся на один каскад, ра-
вен gmR2, где gm — крутизна лампы. Следовательно, полное
усиление G п-каскадного усилителя без обратной связи равно
Q = (gmR2y.	(10.14)
Распределенную емкость С2 нельзя сделать меньше 10 пф. Из
формул (10.12) и (10.14) ясно, что для получения усилителя
с заданными усилением и временем нарастания, содержащего
412
Глава 10
минимальное число каскадов, должны применяться лампы с вы-
сокой крутизной и малыми входной и выходной емкостями.
Пример 6. Вычислить время нарастания и сопротивление
анодной нагрузки для реостатно-емкостного усилителя (без
коррекции и без обратной связи) со следующими характеристи-
ками: полное усиление 10®, 6 идентичных каскадов, крутизна
ламп 0,009 ом~1, шунтирующая емкость в анодной цепи 20 пф.
Решение. Из формулы (10.14) имеем
1g = V ~ 1g £т = 1 - lg 0,009 = 3,046,
или
/?2= 1ЮО ом.
Время нарастания определяется по формуле (10.12)
7’₽ = /2щГ/?2С2 = /2^6(1100)(20- 10~1а) = 0,13 мксек.
В тех случаях, когда необходимо меньшее время нарастания
(например, 0,1 мксек или меньше), может использоваться схема
параллельной коррекции [6], нашедшая широкое применение
в обычных видеоусилителях. Если же необходимо чрезвычайно
малое время нарастания, как, например, при воспроизведении
импульсов от органических сцинтилляторов, можно использо-
вать усилитель с распределенным усилением ([2], гл. 5). Сооб-
щалось о получении таким способом времени нарастания, мень-
шего 2 ммксек.
Применение обратной связи позволяет значительно улучшить
характеристики усилителей. Одна из наиболее употребительных
схем такого рода — трехламповая схема с обратной связью,
изображена на фиг. 177. Схема состоит из двух реостатно-емко-
стных усилительных каскадов на лампах Jli и Л2 и катодного
Электронные схемы для регистрации ядерных излучений 413
повторителя на лампе Л3. Доля р выходного напряжения, опре-
деляемая следующим выражением:
подается обратно на входной каскад. Коэффициент усиления G'
усилителя с обратной связью равен
°' = тй<т>	<1016’
где G — коэффициент усиления схемы без обратной связи.
Улучшение стабильности по отношению к флуктуациям сете-
вого напряжения или изменению ламповых характеристик
можно выразить при помощи отношения
00.17)
Из уравнения (10.17) видно, что во столько же раз умень-
шается нелинейность амплитудной характеристики.
Чтобы обратная связь была эффективной, величина fjG
должна быть значительно больше 1. При этом условии коэффи-
циент усиления становится равным
(Ю.18)
Ki
Время нарастания этой схемы с обратной связью может регу-
лироваться при помощи конденсатора Сз. Минимальное время
нарастания без осциллирующей части равно
-р V4ic RvCy
1 R —г--__" — »
/1 + ₽с ’
(10.19)
где Сг — паразитная шунтирующая емкость в анодных цепях
Л[ и Л2. Из формулы (10.12) видно, что это время нарастания
в (1 4- fjG) раз меньше, чем время нарастания двухкаскад-
ного усилителя без обратной связи с такими же величинами R%
и С2. Однако если, уменьшая величину анодных сопротивлений
до Ri, понизить коэффициент усиления усилителя без об-
ратной связи до такой же величины, которую имеет усилитель
с обратной связью, то его время нарастания уменьшится. Можно
показать [6], что при равных коэффициентах усиления времена
нарастания трехлампового усилителя с обратной связью и двух-
лампового усилителя без обратной связи равны.
Сопротивления обратной связи можно сделать сравнительно
малыми. Часто величину Ra можно выбрать таким образом,
чтобы обеспечить необходимую величину смещения для лампы Л{.
Например, если Лх — лампа типа 6АС7, то может быть
равно 100 ом. Если коэффициент усиления трехлампового уси-
414
Глава 10
лителя равняется 100, то /?3 = 10 000 ом. Для регулировки вре-
мени нарастания емкость С3 обычно должна быть равна не-
скольким пикофарадам.
В усилителях импульсов от детекторов ядерного излучения
широко применяется катодный повторитель. Основное примене-
ние его состоит в согласовании сопротивлений, когда импульсы
с крутым фронтом должны передаваться по коаксиальному ка-
белю от одной части установки к другой. Второе важное приме-
Фиг. 178. Принципиальная схема катод-
нение — создание высоких
входных сопротивлений и
малых входных емкостей,
необходимых при работе с
импульсами, имеющими ма-
лую длительность фронта.
На фиг. 178 изображена
принципиальная схема ка-
тодного повторителя. Коэф-
фициент усиления повтори-
теля равен
G —________Sill_____~ 1
IIRk + gm+ llrp
(10.20)
него повторителя.	где гр — динамическое вну-
треннее сопротивление лам-
пы. Во всех практических случаях \/гр намного меньше gm, а
\/Rk обычно мало по сравнению с рт. Таким образом, коэффи-
циент усиления катодного повторителя приблизительно равен 1.
Выходное сопротивление Zo при этих условиях равно
gm Т ^IRk 4” ^lrp gm
(10.21)
Эффективное входное полное сопротивление Zln между сеткой
и катодом равно
7 ___ 7 gm + ^!Rk + ZgmrpRK
l\RK+llrp ~ RK + rp
где Z — входное сопротивление без обратной связи.
Катодный повторитель особенно удобен в качестве выход-
ного каскада для положительных импульсов с крутым фронтом.
В этом случае на сетку подается смещение, близкое к напряже-
нию запирания лампы. При появлении на сетке положительного
скачка напряжения анодный ток резко возрастает. Вначале
почти весь этот ток идет на зарядку емкости С#, шунтирующей
катодную нагрузку В результате выходное напряжение
Электронные схемы для регистрации ядерных излучений
415
очень быстро нарастает. Когда же входной импульс резко спа-
дает до нуля, анодный ток сразу становиФся равным нулю вслед-
ствие того, что катод находится под положительным потенциа-
лом. Этот потенциал уменьшается вначале с постоянной вре-
мени RkCk.
Пример 7. Катодный повторитель, катодное сопротивление
которого равно 4000 ом, нагружен на коаксиальный кабель дли-
ной 1,5 м. Емкость кабеля равна 66,7 пф!м. Найти начальную
скорость нарастания выходного напряжения, если скачок на-
пряжения на входе вызывает нарастание тока в лампе на 40 ма.
Далее, найти длительность той части спада выходного им-
пульса, в течение которой вслед за скачкообразным исчезнове-
нием напряжения отсут-
ствует анодный ток.
Решение. Начальная ско-
рость нарастания напряже-
ния равна
/ __	40-10-3	_
dt ~~ Cj<~ (1,5) (66,7 • IO”12) ~
~ 400 в!мксек.
Длительность спада
RKCK = (4000) (100- 10-12) =
— 10-7 сек=\<У~1 мксек.
Фиг. 179. Схема использования катод-
ного повторителя для уменьшения вре-
мени нарастания усилителя.
В схеме, изображенной на фиг. 179, уменьшение входной ем-
кости,- которое обеспечивается катодным повторителем, исполь-
зуется для того, чтобы поднять верхнюю границу полосы, пропу-
скания усилительного каскада на лампе Л\. Полная емкость,
шунтирующая анодную нагрузку лампы Л\, может быть еще
уменьшена, если использовать в этой схеме миниатюрный двой-
ной триод, подобный 12АХ7, так что анод лампы Л\ может быть
присоединен к сетке Л% при помощи короткого прямого провода
непосредственно на цоколе лампы.
§ 203.	Полная схема импульсного усилителя
Принципиальная схема универсального линейного усилителя
изображена на фиг. 180 и 181. На фиг. 180 представлена схема
блока предусилителя, а на фиг. 181—схема усилителя и ди-
скриминатора вместе с источником питания. Этот прибор пред-
ставляет собой улучшенную модель линейного усилителя, раз-
работанного Джорданом и Беллом [8].
Усилитель состоит из трех секций, каждая из которых пред-
ставляет собой трехламповую схему с обратной связью, описан-
Фиг. 180. Предусилитель типа AID.
Разработан Беллом, Келли и Госсом в Окриджской национальной лаборатории.
Электронные схемы для регистрации ядерных излучений
417
•ную в предыдущем параграфе. Первая секция расположена
в блоке предусилителя. Выход предусилителя связан с основ-
ным усилителем при помощи лампы Л4, включенной по схеме
катодного повторителя.
Форма импульса на выводе усилителя регулируется при по-
мощи переключателя Si. Секция переключателя Sla регулирует
длительность спада, а секция Slb—длительность фронта. Спад
импульса регулируется при помощи линии задержки или одной
из двух дифференцирующих /?С-ячеек. Длительность фронта ре-
гулируется при помощи интегрирующих RC-ячеек. Трем поло-
жениям переключателя соответствуют длительности фронта,
приблизительно равные 0,15, 0,7 и 4 мксек.
Коэффициент усиления этого усилителя по напряжению ко-
леблется от 5-Ю4 до 5-10s, возрастая с увеличением длитель-
ности фронта. Коэффициент усиления предусилителя равен
всего 30; его величина ограничивается тем, что перед дифферен-
цированием необходимо избегать чрезмерного наложения им-
пульсов. Дальнейшее увеличение полного коэффициента усиле-
ния не принесет пользы, так как оно приведет к увеличению
шума усилителя до величины, достигающей максимально воз-
можного выходного напряжения. Выходное напряжение может
достигать на высокоомной нагрузке 100 в. Вплоть до этого
уровня можно получить хорошую линейность.
В некоторых случаях, когда на вход поступают импульсы
большой амплитуды, усилитель оказывается в условиях, кото-
рые существенно отличаются от расчетных. Величины импуль-
сов, следующих непосредственно за перегружающими, обычно
оказываются искаженными главным образом вследствие сеточ-
ного тока, который возникает при перегрузке. Этот сеточный
ток стремится зарядить разделительные конденсаторы в выход-
ных каскадах. При разряде таких конденсаторов через сеточные
сопротивления линия основания импульсов смещается и ам-
плитуда импульсов искажается. Чейз и Хигинботэм [9] разрабо-
тали усилитель импульсов с хорошими перегрузочными характе-
ристиками. В нем использованы усилители с катодной связью
в цепи отрицательной обратной связи, которые способны усили-
вать без появления сеточных токов сигналы,, значительно пре-
вышающие величину статического напряжения смещения ламп.
АМПЛИТУДНЫЕ ДИСКРИМИНАТОРЫ
§ 204.	Спусковые схемы
В амплитудных дискриминаторах и пересчетных схемах, об-
суждаемых в настоящей главе, обычно используются спусковые
или триггерные схемы. В связи с этим мы кратко рассмотрим
27 В. Прайс
418
Глава 10
Фиг. 182. Схема триггера Икклза —
Джордана.
подобные схемы. Более подробное рассмотрение можно найти
в специальных руководствах [Ю]1).
На фиг. 182 изображена принципиальная схема триггера
Икклза — Джордана [11]. Эта схема обладает двумя устой-
чивыми состояниями. В одном из них лампа Лх проводит,
а лампа Л2 заперта. В другом устойчивом состоянии проводя-
щая и запертая лампы меняются местами. Режим, в котором
ток поровну делится между двумя лампами, нестабилен. Это
можно показать при помощи следующих рассуждений. Предпо-
ложим, что обе половины
схемы симметричны, т. е. в
них входят совершенно оди-
наковые лампы и все
остальные элементы. Пред-
положим далее, что в лам-
пах текут равные токи. Если
малая флуктуация, напри-
мер мгновенное увеличение
напряжения анодной бата-
реи Ebbl, вызывает увеличе-
ние анодного тока гй1 , то
мгновенно возникает реге-
неративный процесс, который вызывает дальнейшее нарастание
анодного тока ibl в то время, как анодный ток ib2 уменьшается
до очень малой величины. Следовательно, состояние, при кото-
ром токи равны, неустойчиво.
Регенеративный процесс развивается следующим образом.
Увеличившееся падение напряжения на сопротивлении /?е1 пе-
редается на сетку лампы Л2 и приводит к уменьшению тока
ib2. Это уменьшение приводит в свою очередь к росту сеточ-
ного напряжения лампы Ль поддерживая, таким образом,
первоначальный рост тока ibl . Если крутизна ламп и сопроти-
вления достаточно велики, рост сеточного напряжения превы-
шает начальную флуктуацию.
Схема перебрасывается из одного стабильного состояния
в другое при помощи соответствующего спускового импульса.
Например, отрицательный импульс, приложенный к сетке лампы
Л1 (когда она проводит), может привести к тому, что лампа
Л1 перестанет, а лампа Л2 начнет проводить.
§ 205.	Интегральные амплитудные дискриминаторы
Различают амплитудные дискриминаторы двух видов. Одни
из них — интегральные дискриминаторы — пропускают все им-
пульсы, амплитуда которых превышает некоторый порог. Дру-
1) См. примечание на стр. 391. — Прим, ред,
в 2а
2К 57,
RG 65~U Линия задержки
^1а . .
2400пф Т
I /?28 Линия
-----мм—о задержки
/50 Sta
0, 0 00J ,Q*Kiq Ширина
“----—ой, 1 полосы
- 40мкф
В
1К
«2
1К
Cz"0,01	мггц
С3100	800
27,
R4
400
27,
200
Усиление
плавно
При использовании R,
линии задержки
устанавливать
на максимум
Вб
100
R?
SO
27,
Be
SO
64
Л,
6SJ7
82
Усиление
грубо
Вюах
100
1,5в &_[_+
40мкф
[Re
1ЮК
2вт '
1256 ц5
8 0,01
6 125в
В io
150
57,
1вт
Вход
-€)
В„
15 К
1вт
«4
22K?
«н
ЮК
2вт
Св
Лг ,г09|(У?
6AC7
8
Л
га
X
ms
7 1,6в
, «;4
Вго
680
% 2504
+ 195в Ювт
------—ЛЛ/' * —
«23 J Вгза
39К ? ЗЭК
2вт ? 2вт
|+П5в
+isoe
Лз
6АС7
3,8в
+265в+5в
я Входной Л4
импульс RAC7
с7.
25мкф
25в
iiso
•Jem
„ , . Яб7
Входной* в8О
Сз
-0,01
> ^ЮО
B,s
1М
R21:
680:
1вт
0,01
11 Cl sa
4^6	"1,8 пф
18 К 57, Cis22
-Линия
задержки
ВгвА «27
ЗЭКА зэк
2вт\ '2вт
Сю
?,3е С„ .
40мкф
8 0,0056
\6+115в
'13
1,01
Ла'
6AG7
1,6 в
Вгз iBjn I «j; I «31а
24К ?24< <24К 524К
2вт 12в п I 2вт |
+15в
150_в 12в1,. i —
г^Омкгн
х
«24
22 К
Вгз
200
57,
1вт
г-Вход :
°)импульса1
Т проверки I |L
Г Регулировка усиления Г
Вгз
47К
Лзг
51
1вт
,3e 0,6а
6,Зв 9а
z
83
Гг
2а 0,75ом 0£мгн
-----------W—------------
6,38 0,6а
+95в
+ 265в+58
115в60~
А. Прайс
ЗЗК 57,^016
«|8>	«19
32 К 5%	1К
од; Ширина полосы
мггц
7CTW-
/?24а ° °,5вт
2К B24S
R34
—^vw-----
18К 57,1вт
2-7,5пф
Rs9
47
Лв
44 К о
2вт
47
R3;
4700
2вт
Язв
150
1вт
100
ь С18
ф40мкф
«35
100
В40
W7----
100
___18
Высокоомный
выход
усилителя
t
? Низкоом-
ный выход
- усилителя
С is
0,01
265в + 5в
Rios t 1-R,
24К 2вт[ 2‘
f375e
|375в^
г-ЛяЛ,
5U4G
в
+400в
г./
+380в
Сг7 Т
4мкф
воов^~1:
«66 Л8
«58 А/457
I Res
ilOK
'Ювт
В41
91К
2вт>
l5j
+ 265в±5в
TC2S	«59 Г\1
4мКф	4-J |>
бООв +2408
Л3
6АС7м-
Сгз 1
0,001
'з

1 Rei
|?5К
’/ей
Сзо
0,1
Ввз 'Г
RgglSOK	А12 о К
у1вт 57,
8
’4 +1508 (fat
il5K
+ 150в \1втп
,6+2108
Ло
Ве4
150 К
1вт 5%
Лг
ВАК.5
R45
16800
Rae
24К lem
«м x
1M
Ai
6AL5
Влг!
750:
1вт ।
а
Lfi-
J7B43
]5ОК (переменное сопротивление
0,1°/,)'
С го
0,01
Л13
6АК5
RfSa
100 s
93в х‘
С21
.0,01
+ J25S
90в
«47
3300
1вт 5%
,+446
х
RsO
1>К
1 51
'5К
Л,4
6AK5
,44 8
В4Э
2-7 510К
-- С24
' 2 °>01
'j3
24K
2em
С23
,22
С22
ПО
+?47е
+37в
Л/5
6АК5
RS3a
100
+45в
Rs2
4700
1вт
«54:
4700
£«1
0,5мгн1
Biot < Res
4700 i20K
пп,	Телефон
°’0,1 lRG6-U^
8
6АС7
 в____
f+250e
^26
Т0,1
R$e
2200
i С25
0,01
Фиг. 181. Импульсный усилитель типа AID.
Разработан Беллом, Келли и Госсом в Окриджской национальной лаборатории.
Электронные схемы для регистрации ядерных излучений
419
гие — дифференциальные дискриминаторы —пропускают только
те импульсы, амплитуда которых лежит в определенных преде-
лах. Дифференциальные дискриминаторы могут состоять из
комбинации интегральных.
Простой дискриминатор интегрального типа можно полу-
чить при помощи диода со смещением. Схема такого устройства
изображена на фиг. 183. Входной сигнал имеет вид отрицатель-
ного импульса, приложенного к катоду диода. Когда амплитуда
импульса достаточно высока и потенциал катода оказывается
Входной сигнал |
Противофазный
входной сигнал
*- Выход
Смещение
Фиг. 183. Диодный дискриминатор.
ниже потенциала анода, находящегося под постоянным отрица-
тельным потенциалом, через диод и сопротивление R протекает
ток. Таким образом, сигнал проходит через дискриминатор. Им-
пульс с очень крутым фронтом может пройти сквозь емкость
анод — катод диода, даже если его амплитуда меньше постоян-
ного напряжения смещения. Этот сигнал подавляется при по-
мощи импульса противоположной полярности с амплитудой,
равной амплитуде сигнала, прошедшего через емкость диода.
Видоизменение диодного дискриминатора представляет собой
триод или пентод, включенный как усилитель, на сетку кото-
рого подано запирающее смещение. Подобная схема изобра-
жена на фиг. 184. Положительные импульсы подаются на сетку
лампы 6AU6. Когда амплитуда импульса достаточна, чтобы
открыть лампу 6AU6, на аноде этой лампы появляется отрица-
тельный импульс.
Дискриминатор должен при любом проходящем сигнале да-
вать стандартный выходной импульс. Схема формирования та-
ких импульсов, собранная на двойном триоде 12AU7, изобра-
жена на фиг. 184. Эта схема, известная под названием одно-
вибратора, представляет собой видоизменение схемы Икклза —
Джордана. Состояние, в котором проводит лампа Лга> ста-
бильно. Состояние, в котором проводит лампа Лъо, только
квазистабильно. После появления на сетке лампы Jha отрица-
тельного сигнала, прошедшего через дискриминатор, начинает
27*
420
Глава 10
проводить лампа Л2в. Напряжение на ее аноде падает и на вы-
ходе возникает импульс. Продолжительность периода времени,
в течение которого проводит лампа Лчв, определяется величиной
проходной емкости С и сеточного сопротивления R. Когда за-
рядный ток емкости С достаточно уменьшается, происходит оп-
рокидывание и схема возвращается в исходное состояние. Та-
ким образом, фиксируется амплитуда и длительность выходного
импульса.
Фиг. 184. Пентодный дискриминатор и одновибратор для формирования
импульсов [32].
Способность различать импульсы близкой по величине
амплитуды ограничена и у диодных дискриминаторов, и у диск-
риминаторов, собранных по схеме запертого усилителя. Это
ограничение связано с логарифмической зависимостью выход-
ного сигнала от входного вблизи порога. Поэтому такие дискри-
минаторы удобны для работы со счетчиками Гейгера—Мюллера,
когда разница амплитуд полезных импульсов и тех, которые
должны быть отброшены, очень велика. В то же время они не
годятся для точных измерений, в которых анализируется непре-
рывное распределение импульсов по амплитуде. При таких из-
мерениях обычно применяются приборы, работающие по прин-
ципу триггерной схемы Шмитта.
§ 206.	Дискриминаторы Шмитта
Типичная схема прибора, работа которого основана на триг-
герной схеме Шмитта [6], изображена на фиг. 185. Работа схемы
основана на том, что проводит либо лампа либо лампа Л2
в зависимости от потенциала ЕссХ управляющей сетки лампы
Если этот потенциал повышается от начальной величины, лежа-
щей значительно ниже +100 в, то приблизительно при +100 в
достигается критическое состояние. При этом происходит опро-
Электронные схемы для регистрации ядерных излучений 421
кидывание схемы и лампа Л\ очень быстро становится проводя-
щей. Пока Есс1 выше критической величины, лампа Л^ остается
проводящей. Когда Е cci понижается, проводящей снова стано-
вится лампа Л2, однако это происходит при напряжении Есс1,
на несколько вольт меньшем критического напряжения для на-
растающих величин Есс1. Эта разница в критических напряже-
ниях может изменяться от долей вольта приблизительно до 50 в
Фиг. 185. Амплитудный дискриминатор импульсов, в котором
использована триггерная схема Шмитта [6].
в зависимости от величины сопротивления Rs. Однако некото-
рая величина этого гистерезиса (порядка нескольких вольт)
необходима для того, чтобы предотвратить колебания, когда
напряжение Есс1 близко к критическому значению.
При использовании этой схемы в качестве амплитудного ди-
скриминатора импульсов для установки уровня дискриминации
можно применять потенциометры Р\ и Р2. Схема может рабо-
тать как от положительных, так и от отрицательных входных
импульсов. Например, если желательно пропускать все положи-
тельные импульсы с амплитудой выше 20 в, то напряжение
смещения лампы Л1 должно быть установлено на 20 в ниже
критического для растущих напряжений.
На фиг. 186, а и б изображены выходные импульсы для
входных сигналов с двумя различными длительностями. График
422
Глава 10
на фиг. 186, а соответствует случаю, когда критическое сеточное
напряжение оказывается превышенным в течение промежутка
времени, значительно большего 1 мксек. При этом импульс на
выходе имеет прямоугольную форму. В случае, когда критиче-
ское напряжение превышается на время порядка 1 мксек
(фиг. 186,6), схема не успевает прийти в установившееся со-
стояние. Длительность фронта выходного импульса определяется
прежде всего величиной со-
противления /?5. Разрешаю-
щее время рассматриваемой
схемы несколько меньше
5 мксек. Разрешающее вре-
мя 0,3 мксек можно полу-
чить, применяя лампы с бо-
лее высоким значением gm
и меньшие анодные нагруз-
ки [6].
Дискриминатор Шмитта
обладает хорошими пере-
Время —»-
грузочными характеристика-
ми. Было обнаружено [3],
что амплитуда входного им-
пульса может превышать
критическое напряжение на
100 в, прежде чем возник-
нет сеточный ток лампы Ль
изменяющий напряжение
смещения.
Ф и г. 186. Зависимость формы выход-
ного импульса схемы Шмитта от дли-
тельности входного импульса [6].
Неопределенность, поро-
га срабатывания схемы
Шмитта может быть связа-
на с нестабильностью на-
пряжения источника пита-
ния и с изменениями вели-
чин входящих в схему дета-
лей, в частности сопроти-
влений. Применяя стабилизированные источники питания и про-
волочные сопротивления, можно уменьшить неопределенность
порога до величины порядка 0,1 в [6].
Дискриминатор, входящий в универсальный усилитель, схема
которого изображена на фиг. 181, состоит из триггера Шмитта
с включенным перед ним дифференциальным усилителем с ко-
эффициентом усиления 10. Величина смещения этого усилителя
соответствует желаемому уровню дискриминации. Эта схема
была проанализирована Ван-Реном [12]. Благодаря тому, что
к основной схеме дискриминатора Шмитта добавлен усилитель,
Электронные схемы для регистрации ядерных излучений
423
оказалось возможным анализировать меньшие импульсы, так
как усилитель уменьшает ограничение, накладываемое гистере-
зисом схемы.
§ 207.	Дифференциальные дискриминаторы
Применение дифференциальных амплитудных анализаторов
обсуждалось в § 27. Кроме того, там была представлена блок-
схема одноканального прибора. Многоканальный дифферен-
циальный амплитудный анализатор представляет собой даль-
нейшее развитие одноканального прибора. С его помощью можно
быстрее получить дифференциальные кривые амплитудного рас-
пределения, поскольку можно одновременно регистрировать
импульсы, амплитуды которых лежат в нескольких различных
интервалах.
Многоканальный анализатор можно изготовить в виде на-
бора простых интегральных дискриминаторов, пороги которых
последовательно возрастают на точно одинаковую величину.
Каждому каналу анализатора соответствует приращение на-
пряжения на двух соседних дискриминаторах. Каждая пара
соседних дискриминаторов включается на схему совпадений
таким образом, что импульс регистрируется только в канале,
расположенном между дискриминаторами, один из которых
пропускает импульс, а другой — нет.
Превосходная серия обзорных статей, посвященных анали-
заторам амплитуд импульсов, была опубликована Ван-Реном
[12—15]. Обзор работ в этой области, выполненных с 1952 г.,
дал Келли [16]. Кроме электронных анализаторов, в настоящее
время разрабатываются и такие, работа которых основана на
электромеханическом и электрооптическом принципах.
ПЕРЕСЧЕТНЫЕ СХЕМЫ
§ 208.	Типичная бинарная пересчетная схема
Типичная бинарная пересчетная схема типа, упоминавшегося
в § 26, изображена на фиг. 187. Это — триггер, представляющий
собой непосредственное развитие основной схемы Икклза—
Джордана. Принцип действия схемы таков. Размыкание ключа
приводит к тому, что лампа Лначинает проводить. При этом
неоновая интерполяционная лампочка не горит. Замыкание
ключа не приводит к дальнейшим изменениям. Входной сигнал
представляет собой уменьшение входного напряжения с 300 до
250 в или до меньшей величины (фиг. 188). Это приводит к про-
теканию тока через лампу Л;а, в результате чего уменьшается
анодное напряжение лампы Л 2а и она становится проводящей
Фиг. 187. Бинарная пересчетиая схема [6].
° +300в
R; = 20 ком (100 ком)
R. = 5 ком (25 ком)
Rs = 15 ком (75 ком)
R4=200 ком (1 мгом)
Rs =100 ком (500 ком)
R..= 10 ком (40 ком)
R, = 50 ком
R3= 1 мгом
С1 = 50 пф (43 пф)
Са = 0,1 мкф
Фиг. 188. Эпюры напряжений в бинар-
ной пересчетной схеме [6].
Электронные схемы для регистрации ядерных излучений
425
вместо лампы Лы. Пока входное напряжение снова не будет
равно 300 в, анодное напряжение лампы Л ж не достигает своей
конечной величины, так как через диод Ли, протекает ток. Ко-
гда входное напряжение снова становится равным 300 в, обрат-
ного переброса схемы не происходит. Этот переброс происхо-
дит, когда входное напряжение снова падает, и сопровождается
уменьшением выходного напряжения, которое запускает сле-
дующий бинарный пересчетный каскад. Интерполяционная
неоновая лампочка горит, когда проводит лампа Лга. Неоновые
лампочки используются для того, чтобы определить число им-
пульсов, попавших в пересчетную схему, которое должно быть
добавлено к показаниям механического счетчика.
При тех значениях элементов схемы, которые указаны на
фиг. 187, разрешающее время схемы равно 3—5 мксек [3].
Если используются величины, указанные в скобках, и лампа
6SL7, то схема потребляет меньшую мощность, а ее разрешаю-
щее время равно около 20 мксек.
§ 209.	Быстродействующие бинарные пересчетные схемы
Максимальная скорость, с которой могут работать описан-
ные выше схемы, ограничена реостатно-емкостными цепями,
связывающими аноды и сетки ламп. Если сделать емкость
в этих цепях слишком малой, то на сетки попадет недоста-
точное напряжение. Следовательно, основное уменьшение раз-
решающего времени должно производиться за счет уменьшения
величины анодного сопротивления. Таким путем можно полу-
чить разрешающее время порядка 1 мксек [6]. Однако эти при-
боры требуют частой регулировки, так как схема нестабильна
и, кроме того, чрезмерно велика величина анодного тока.
426
Глава 10
Дальнейшее повышение разрешающей способности бинар-
ной пересчетной схемы можно достигнуть путем ограничения
перепадов анодного и сеточного напряжений. При этом лампы
всегда работают в области, где их крутизна высока. Кроме того,
не требуется, чтобы разряд реостатно-емкостной цепи связи был
полным. Муди и др. [17] описали пересчетную схему подобного
типа с разрешающим временем 0,25 мксек. Одна из таких би-
нарных пересчетных схем изображена на фиг. 189. Триггерная
схема собрана на пентодах Л2 и Л3. Лампа Л1 формирует спус-
ковой импульс. Перепады напряжения на сетке при опрокиды-
вании происходят между 0 и —6 в. Верхний уровень устанавли-
вается сеточным током, протекающим при нулевом напряжении.
Нижний — фиксируется при помощи двойного диода Л4. Макси-
мальные анодные напряжения ламп Л2 и Л3 поддерживаются
на уровне 65 в при помощи кристаллических диодов Xi и Х2.
Анодное напряжение на лампу JJt подается через эти же диоды
за счет избыточного тока через них.
§ 210.	Декадные пересчетные схемы
В последние годы появилась тенденция заменять бинарные
пересчетные схемы декадными в тех случаях, когда десятичная
система регистрации имеет особые преимущества. Было разра-
ботано несколько декадных пересчетных схем, основанных на би-
нарных каскадах [18, 19]. В этих схемах регистрируется обычно
либо каждый 24 — 6, либо 23 + 2 импульс. В схемах такого
типа насчитывается большее число ламп, чем в бинарных пере-
счетных устройствах. Кроме того, сообщалось, что настройка
таких приборов значительно сложней.
В настоящее время разработаны различные декатроны, т. е.
замкнутые декадные счетные лампы. Эти устройства обладают
10 различными состояниями проводимости. Кроме того, некото-
рые типы декатронов дают возможность визуально наблюдать,
в каком состоянии находится лампа. Благодаря декатронам
оказалось возможным разработать надежные и компактные де-
кадные пересчетные схемы. Декатроны бывают двух типов: либо
газонаполненные с холодным катодом, либо вакуумные, элект-
ронно-лучевого типа.
Преимущества декатронов с холодным катодом состоят в их
практически неограниченном сроке службы, сравнительной не-
чувствительности к колебаниям напряжения и температуры,
а также в их компактности. С другой стороны, разрешающая
способность таких декатронов ограничена, так как процесс де-
ионизации газа протекает сравнительно медленно.
Электронно-лучевые декатроны обладают значительно боль-
шей разрешающей способностью, чем декатроны с холодным ка-
тодом. Однако они обладают ограниченным сроком службы, так
Электронные схемы для регистрации ядерных излучений
427
как содержат подогревный катод. Кроме того, схемы, в кото-
рых они применяются, значительно более критичны к настройке.
Бэйкер и Эйхгольц [20] составили обзор по имеющимся ти-
пам декатронов и надежным схемам их использования. Приме-
ром декатронов с холодным катодом служат лампы, изготовляе-
мые фирмой Эрикссон Телефон Компани [21, 22]. Декатрон
GC10A представляет собой
один из наиболее удачных
образцов. Серия катодов
расположена вокруг общего
центрального анода. Разряд
переходит с одного катода
на другой под действием
управляющего напряжения,
подаваемого на промежу-
точные электроды или «под-
катоды». Схематически уст-
ройство такой лампы изо-
бражено на фиг. 190. В лам-
пе имеется 31 электрод:
один анод, десять катодов,
десять подкатодов 1 и де-
сять подкатодов 2. Девять
катодов соединены внутри,
как показано на фиг. 190.
Десятый катод отдельно
выведен наружу для созда-
ния выходного сигнала.
Все десять подкатодов 1,
обозначенные gi и giA
и т. д., соединены внутри
лампы так же, как и десять
подкатодов 2.
Предположим, что раз-
Ф и г. 190. Схематическое устройство
декатрона с холодным катодом.
ряд имеет место между ано-
дом А и катодом fe2. Если на группу подкатодов 1, которая предва-
рительно была под напряжением +60 в, подается отрицательный
импульс напряжения с амплитудой 120 в, то разряд перейдет на
электрод giA. Если одновременно с восстановлением прежнего
напряжения +60 в на giA отрицательный импульс с амплиту-
дой 120 в подается на g2, то разряд переходит на g2A- Когда
g2A снова оказывается под своим прежним напряжением +60 в
по отношению к катоду, то разряд движется дальше к соседнему
катоду k3. Таким образом, каждая последовательная пара им-
пульсов приводит к тому, что разряд переходит к следующему
катоду в направлении движения часовой стрелки.
428
Глава 10
Схема, в которой может применяться декатрон GC10A, изо-
бражена на фиг. 191. На вход подается импульс фиксированной
амплитуды и длительности, формируемый одновибратором. Два
импульса, необходимые для подкатодов, с подходящими сдви-
гами по времени формируются схемой, собранной на двойном
триоде (Ли и Л.б), обе половины которого заперты соответ-
ствующим смещением. Задержанный импульс получается, когда
фронт импульса на аноде Jlia после дифференцирования запус-
кает лампу Л 1б. Форма и взаимное расположение импульсов
показаны на фиг. 191. Когда разряд достигает десятого катода
Фиг. 191. Схема запуска декатрона типа ОСЮА [20].
декатрона, возникает выходной импульс. Схема может работать
при скоростях счета до 2500 имп!сек.
Лампа Е1Т фирмы Филипс [23] представляет собой один из
наиболее удачных декатронов электронно-лучевого типа. В этом
устройстве электронный пучок фокусируется на экране со ще-
лями, соответствующими 10 устойчивым положениям пучка. Ка-
ждому положению соответствует нумерованное пятно на флуо-
ресцентном экране, нанесенном на внутренней поверхности
колбы. Это пятно светится, когда его облучает пучок. Когда пу-
чок пробегает мимо щелей, ток изменяется незначительно. Боль-
шой импульс получается, когда пучок достигает последней, деся-
той позиции.
Для запуска лампы Е1Т было предложено несколько схем
[23]. Бэйкер и Эйхгольц [20] описали одну из них, способную на-
дежно работать при скоростях счета до 105 имп/сек.
ИЗМЕРИТЕЛИ СКОРОСТИ СЧЕТА
§ 211.	Принципиальная схема измерителя скорости счета
Измеритель скорости счета представляет собой прибор, не-
посредственно показывающий скорость поступления импульсов.
Он отличается от пересчетной схемы с механическим счетчиком,
Электронные схемы для регистрации ядерных излучений
429
применяемой вместе с измерителем времени, тем, что позволяет
наблюдать и регистрировать скорость счета непрерывно. С дру-
гой стороны, комбинация пересчетная схема — измеритель вре-
мени может дать большую точность в тех случаях, когда время
измерения ограничено.
Большинство измерителей скорости счета устроено таким об-
разом, что каждый входной импульс добавляет известный заряд q
в накопительный конденсатор, шунтируемый сопротивлением /?.
Напряжение на конденсаторе достигает некоторого равно-
весного значения, при котором разряд емкости через шунтирую-
щее сопротивление компенсируется ее зарядом регистрируемыми
Фиг. 192. Диодный измеритель скорости счета.
импульсами. Если заряд, приносимый одним импульсом, постоя-
нен, то установившаяся величина напряжения и равна
v — rqR,	(10.23)
где г — среднее число импульсов в 1 сек. Если для измерения
v применяется линейный прибор, то между показанием прибора
и скоростью счета имеется линейное соотношение.
Из формулы (10.23) видно, что установившееся напряжение
не зависит от емкости накопительного конденсатора. Однако от
величины емкости зависит время, в течение которого дости-
гается равновесие, и статистическая ошибка измерения (см.
§ 214).
Широко применяется диодный измеритель скорости счета
[24], изображенный на фиг. 192. В генераторе Е с внутренним
сопротивлением Rf возникают прямоугольные импульсы дли-
тельностью Тис амплитудой V. Конденсатор С? заряжается че-
рез сопротивление R^ и лампу Лх практически до полного на-
пряжения импульса V, если длительность импульса Т больше
или приблизительно равна bRfCf. Когда входное напряжение
по окончании импульса падает до нуля, конденсатор Сf
разряжается через лампу Л2, передавая в накопительный
430
Глава 10
конденсатор Ct фиксированный заряд VCf на каждый импульс
при условии, что выполняются следующие соотношения:
и
c,^ct,
ф<С V
1 - Г > 5Я/С/.
Два первых условия обеспечивают практически полный разряд
Cf. Выполнение третьего условия обеспечивает установление
равновесного состояния прежде, чем появляется следующий им-
пульс.
Если условие не выполняется, то величина заряда на
каждый импульс становится равной (V — v)Cf. Из формулы
(10.23) получаем
VrCfR
1 + rCfR ’
(10.24)
Это выражение показывает, что, подбирая соответствующим
образом элементы схемы, можно получить соотношение между
напряжением и скоростью счета, которое отличается от линей-
ного.
§ 212.	Линейный измеритель скорости счета
В литературе описаны несколько схем линейных измерителей
скорости счета [6, 24, 25]. Блок-схема таких приборов изобра-
жена на фиг. 193. Схемы усилителей и дискриминаторов и предъ-
являемые к ним требования не отличаются от тех, которые рас-
Ф и г.
193. Блок-схема линейного
измерителя скорости счета.
сматривались в предыдущих параграфах. В некоторых измери-
телях скорости счета формирование импульсов выполняется
одновибраторами (см. § 205), в других — входным импульсом
служит выходной сигнал бинарной пересчетной схемы.
Практически все измерители скорости счета построены по
схеме, представленной на фиг. 192. Они отличаются способом
изменения пределов измерения, постоянной времени и методом
Электронные схемы для регистрации ядерных излучений
431
линеаризации. В схеме Кука-Ярборафа [24] условие вы-
полняется благодаря тому, что элементы Ct и R схемы на
фиг. 192 включены в цепь обратной связи усилителя постоянного
тока с обратной связью (фиг. 194). Конденсатор Cf по-преж-
нему разряжается на Ct через лампу Л2. 'Однако практически
все возникающее изменение напряжения появляется на выход-
ных зажимах, так как благодаря обратной связи в усилитель-
ной схеме на лампах Л3 и Л4 потенциал на сетке лампы Л3 со-
храняется почти постоянным. Изменение напряжения в этой
точке меньше, чем изменение напряжения на Ct в G раз, где
Фиг. 194. Диодный измеритель скорости счета с усилителем
с обратной связью [24].
G — коэффициент усиления усилителя постоянного тока без об-
ратной связи.
На фиг. 195 представлена полная (за исключением дискри-
минатора) принципиальная схема линейного измерителя скоро-
сти счета Кука-Ярборафа [24]. Цепь формирования импульсов
выполнена в виде бинарного пересчетного каскада на лам-
пах Jlj и Л8, вслед за которыми включена ограничительная
лампа Л9. Кроме этого, в схему входят собственно измеритель
скорости счета и усилитель с обратной связью, описанные
выше.
Прибор имеет шесть поддиапазонов от 0—1 имп/сек до 0—
100'000 имп/сек. Переключение диапазонов производится трой-
ным переключателем S5. Переключатель 56 изменяет постоян-
ную времени цепи накопительного конденсатора.
Отсчет производится при помощи стрелочного прибора.
Предусмотрена возможность подключения самописца. При со-
ответствующей настройке и калибровке прибор обеспечивает
точность измерения, равную 1 % во всем диапазоне. Разрешаю-
щее время прибора меньше 5 мксек.
Фиг. 195. Схема линейного
измерителя скорости счета
Кука — Ярборафа [24].
#52=3,3 ком.
Рз,= 27 КОМ
Pr>i = 270 КОМ
#55 = 15 КОМ
Ры = 180 ком
Р57= 100 ОМ
#58=100 КОМ
Р59- 82 ком
Рб,= 82 КОМ
Р'Л = 180 КОМ
#62 = 100 ом
#68=100 КОМ
/?м=3,9 ом
Ръ5= 15 ком
#бв = 12 ком
#.;7 = 6,8 ком
#68 = 10 ком
/?в9 = 6,8 ом
#71 = 240 ком
#74 = 2,4 мгом
Р-п*= Ю мгом
#74 = 27 ОМ
#75=330 ком
#7Й = 1 мгом
ком
Р78 = 82 ком
#79= 18 ОМ
#80=100 ом
Р81 = 220 КОМ
#8, = 22О КОМ
#83 = 22 ком
#84 = 6,8 ком
#85 = 3,3 КОМ
#86= 20 ОМ
VPi =5000 ом
Г#5 = 5000 ом
VPq =5000 ОМ
УР7 - 5000 ом
УР3 =5000 ОМ
УРц =5000 ом
V#12 = 2500 ом
У#13 = 2500 ОМ
С;2 = 0,001 мкф
С13 = 15 пф
Си =15 Пф
Cj«=0,05 мкф
Cie= 0,005 мкф
С17 = 470 пф
Cj8 = 220 пф
С1а=30 пФ
С,-.=47 пф
См = 30 пф
С» = 22 пф
Саз = 8 мкф
С24 = 2 мкф
См = 0,5 мкф
С>в = 0,1 мкфф
= мк
Jl7 CV140
Л CV858
Л CV858
Ml CV140
ЛиСУ138
J/13CV138
‘105^
Электронные схемы для регистрации ядерных излучений 433
§ 213.	Логарифмические измерители скорости счета
В тех случаях, когда необходимо перекрыть широкий диа-
пазон скоростей счета, линейные измерители скорости счета об-
ладают серьезным недостатком. Точность' и чувствительность
в нижней части каждого поддиапазона становятся малыми.
Разбиение на поддиапазоны не устраняет полностью этот недо-
статок, особенно в тех случаях, когда скорость счета быстро из-
меняется и возникает необходимость в частом переключении
поддиапазонов. Для измерений в широком диапазоне были раз-
работаны логарифмические измерители скорости счета.
Логарифмическая зависимость показаний прибора от скоро-
сти поступления импульсов может быть получена при исполь-
зовании для измерения напряжения на накопительном конден-
саторе Ct логарифмического катодного вольтметра постоянного
тока. Усилители с логарифмической характеристикой рассма-
триваются в § 220. Стоун и Уэйд [26] описали прибор, в котором
применяется логарифмический усилитель диодного типа. При-
бор откалиброван для отсчета на одной шкале от 1 до 105 имп/сек.
Левин [27] также описал'логарифмический измеритель скорости
счета. Это — прибор средней точности, перекрывающий пять и
более порядков. Он специально приспособлен для работы с пор-
тативным сцинтилляционным счетчиком. В схеме используется
зависимость сеточного тока от анодного в лампе с удлиненной
характеристикой, имеющая приблизительно логарифмический
характер.
Кук-Ярбораф [28] сконструировал прибор с очень хорошим
приближением к логарифмическому закону. Работа этого при-
бора не зависит в то же время от формы ламповых характери-
стик. Необходимая форма градуировочной кривой получается
путем сложения сигналов от нескольких диодных измерителей
скорости счета, каждый из которых имеет характеристику, опи-
сываемую уравнением (10.24). Если все эти диодные измери-
тели скорости счета включены в параллель и постоянная вре-
мени RCt каждого из них отличается от предшествующего
множителем 10, то можно показать [28], что сумма выходных
сигналов нескольких таких измерителей будет логарифмической
функцией от скорости счета г. Прибор [28] содержит шесть диод-
ных измерителей скорости счета. Он охватывает пять порядков
изменения скорости счета. Ошибки измерения меньше 10% во
всем "чапазоне. Уменьшая диапазон, можно повысить точность
измерения.
В логарифмическом самопишущем приборе для измерения
скорости счета с ошибкой, меньшей 1%, используется вращаю-
щийся цилиндр с намотанной на него логарифмической спи-
ралью [29]. На шкале самописца отмечаются точки, расстояние
28 В. Прайс
434
Глава 10
между которыми пропорционально логарифму времени, необхо-
димого для набора заранее определенного числа импульсов.
Самописец управляется пересчетной схемой. В начале измере-
ния цилиндр начинает вращаться, заставляя перо самописца
передвигаться по логарифмической спирали. При наборе зара-
нее определенного количества импульсов пересчетная схема воз-
действует на маркер, отметка которого пропорциональна лога-
рифму прошедшего времени.
§ 214.	Точность измерителей скорости счета
Мгновенная величина напряжения на накопительном конден-
саторе измерителя скорости счета флуктуирует, даже если
источник регистрируемых импульсов обладает постоянной интен-
сивностью. Причина этого заключается в экспоненциальном ха-
рактере процессов в зарядно-разрядной цепи накопительного кон-
денсатора, а также в статистической природе сигнала на выходе
детектора ядерного излучения. Поскольку эта проблема по су-
ществу идентична той, которая обсуждалась в § 38 для инте-
грирующей ионизационной камеры, результаты, полученные там,
применимы и здесь. Согласно формуле (10.23), средняя вели-
чина установившегося напряжения v равна rqR. Случайное
среднеквадратичное отклонение с мгновенного значения в соот-
ветствии с уравнением (3.33) равно
где R— сопротивление, a Ct—емкость накопительной цепи из-
мерителя скорости счета.
Чтобы определить, насколько улучшается точность, если из-
мерять среднюю по времени регистрируемую величину, можно
использовать уравнение (3.36) [30].
Пример 8. Линейный измеритель скорости счета с постоян-
ной времени накопительной цепи, равной 20 сек, применяется
для измерения скорости счета порядка 10 имп/сек. Найти отно-
сительную среднеквадратичную ошибку отдельного измерения и
результата, усредненного по записи самописца в течение двух-
минутного интервала. Предположить, что прошло достаточное
время для установления равновесия и что ошибка прибора но-
сит чисто статистический характер. Кроме того, подсчитать, ка-
кое время необходимо для того, чтобы получить такую же точ-
ность с пересчетной схемой и измерителем времени.
Решение. Согласно выражениям (10.23) и (10.25), относи-
тельная ошибка отдельного измерения равна
Относительная ошибка = (r2/?Cz)~J/j • 100% =
= [(10) (2) (20)]~'/а  100% =5%.
Электронные схемы для регистрации ядерных излучений
435
Ошибка измерения за двухминутный интервал, согласно урав-
нению (3.36) ’), равна
_	, a-flRCf /. RCf , RCf -t/rcX
Относительная ошибка = 1 т 11-----*) =
=4(1-4+'h-“)=1'4%-
Согласно уравнению (3.24), время t, необходимое для получения
заданной относительной ошибки с, равно t = 10*/а2г. Следова-
тельно, для получения 5-процентной ошибки необходимо
(5)2(10) — 40 сек'
в то время как для ошибки, равной 1,4%, необходимо t = 500 сек.
Результаты этого параграфа базируются на предположении,
что прошло достаточное время для того, чтобы в накопительной
цепи установилось равновесие. Можно показать [31], что если на
вход измерителя подается неизменный сигнал, то напряжение
на накопителе будет отличаться от установившегося значения
не более чем на величину оь т. е. на величину среднеквадратич-
ного отклонения отдельного отсчета через промежуток вре-
мени t0, определяемый формулой
^ = 7^ (-J-In 2/7^-1-0,394).	(10.26)
СХЕМЫ СОВПАДЕНИЙ
§ 215.	Разрешающее время схем совпадений
Общее рассмотрение схем совпадений было проведено в §28.
Кроме того, во многих местах книги приведены многочислен-
ные примеры применения схем совпадений. Подробное описание
применений метода совпадений содержится во многих литера-
турных источниках, в частности в книге Блейлера и Гольд-
смита [32].
*) При вычислении относительной ошибки измерения, усредненного по
записи самописца, автор пользуется ошибочной формулой (см. примечание
на стр. 87) и получает неправильный результат. В действительности, со-
гласно работе [30], выражение для интересующей нас величины имеет вид
«с,	J}’-.
Откуда относительная ошибка измерения, усредненного по записи самописца
за двухминутный интервал, равна приблизительно 3%. В соответствии с этим
и время, необходимое для достижения такой же точности при измерениях
с пересчетной схемой, равно не 500 сек, а приблизительно 350 сек. —•
Прим, ред.
28*
436	Глава 10
Важное значение разрешающего времени т схем совпадений
обсуждалось в § 28. Уменьшение т не только уменьшает число
случайных совпадений, определяемое уравнением (2.5), но также
увеличивает точность при измерении коротких промежутков
времени между импульсами.
Разрешающее время можно экспериментально определить
методом, который основан на применении уравнения (2.5). Из-
лучение двух независимых источников регистрируется двумя
различными детекторами. Источники должны быть хорошо экра-
нированы друг от друга так, чтобы никакое прямое или рассеян-
ное излучение, могущее дать истинные совпадения, не попадало
бы в оба детектора. При этих условиях скорость счета совпаде-
ний пс вызывается случайными совпадениями сс, обусловлен-
ными конечным разрешающим временем схемы, и совпадениями
импульсов фона Ьс, обусловленными космическими лучами, воз-
действующими на оба детектора. Таким образом, имеем
пс = сс-\-Ь(. = 2хп1'п2-\-Ьс,	(10.27)
где П] и п2 — скорости счета, измеренные отдельно каждым де-
тектором от своего источника. Таким образом, величина 2т пред-
ставляет собой тангенс угла наклона прямой, характеризующий
зависимость измеренной скорости счета совпадений пс от вели-
чины произведения П\п2.
Другой метод определения т сводится к измерению числа
истинных совпадений при изменении времени задержки, вноси-
мой между двумя совпадающими, импульсами. Полуширина
пика кривой зависимости скорости счета совпадений от времени
задержки принимается по определению за величину 2т.
Величина разрешающего времени схемы совпадений зависит
не только от свойств аппаратуры, но и от характеристик вход-
ных импульсов. Сравнительно легко можно построить схемы
совпадений, разрешающее время которых ограничено свойствами
имеющихся в настоящее время детекторов. Белл [33] составил
обзор современного состояния техники счета совпадений с ма-
лым разрешающим временем. В приборах, в которых приме-
няются сцинтилляционные, черенковские и электронно-умножи-
тельные счетчики, удавалось получать разрешающее время
вплоть до 10~9 сек.
Для получения наименьших значений разрешающего времени
необходимо, чтобы импульсы попадали в схему совпадений,
пройдя минимальное количество каскадов усиления и формиро-
вания импульсов. В связи с этим лучшими оказываются такие
схемы совпадений, которые могут работать с малыми импуль-
сами, непосредственно от детектора.
Электронные схемы для регистрации ядерных излучений
437
§ 216.	Параллельные схемы совпадений, или схемы Росси
Принципиальная схема регистратора совпадений, предложен-
ная Росси, изображена на фиг. 196. Схемы подобного рода
иногда называют параллельными схемами совпадений вслед-
ствие того, что токи двух ламп в этой схемц направлены парал-
лельно. В исходном состоянии обе лампы Л\ и Л2 проводят. Ток
каждой из них равен i. Падение напряжения на общей анодной
нагрузке равно 2Ri. Входной сигнал имеет вид отрицательного
импульса. Одиночный отрицательный импульс уменьшает ток
в одной из ламп и снижа-
ет таким образом паде-
ние напряжения на сопро-
тивлении R. Однако если
отрицательные импульсы
появятся одновременно на
обеих входных клеммах,
произойдет значительно
большее изменение паде-
ния напряжения на сопро-
тивлении и возникнет со-
ответственно больший по-
фиг. 196. Основная схема совпадений
Росси.
ложительный выходной
импульс. Если поставить за этой схемой дискриминатор, про-
пускающий входные импульсы, возникшие при совпадении
входных импульсов, но отсекающий импульсы, возникающие
при появлении на входе схемы одиночных импульсов, то будут
регистрироваться совпадения.
Если величина сопротивления R велика по сравнению с вну-
тренними сопротивлениями ламп в исходном состоянии, то па-
дение напряжения на этом сопротивлении приближается к +Е.
Благодаря тому, что характеристика пентода имеет резкий из-
лом, одиночный отрицательный импульс, даже если его ампли-
туда достаточно велика, чтобы полностью запереть ток в одном
пентоде, вызывает тем не менее малое изменение падения на-
пряжения на сопротивлении. С другой стороны, совпадающие
импульсы, запирающие одновременно обе лампы, создают боль-
шой положительный импульс, который легко отличается вклю-
ченным далее регистратором от импульса, создаваемого одиноч-
ным входным сигналом.
Применение больщих анодных сопротивлений ограничивает
разрешающее время схемы. Длительность входных импульсов
должна быть порядка RC, где С — паразитная емкость анода
лампы на землю. Таким образом, если Д = 50 000 ом, а С = 20пф,
то постоянная времени составляет 1 мксек. Это ограничивает
438
Глава 10
минимальную длительность регистрируемых импульсов и, сле-
довательно, разрешающее время величиной порядка 1 мксек.
Чтобы схема обладала высокой разрешающей способностью,
R должно быть достаточно мало. Если емкость удается умень-
шить до величин порядка 10 пф, то для получения постоянной
времени, равной 10-9 сек, R должно быть не более 100 ом. До-
бавление к основной схеме совпадений Росси потенциометра и
диода (фиг. 197) дает возможность отличать малые одиночные
Фиг. 197. Быстродействующая схема совпадений Росси.
импульсы от импульсов совпадений, возникающих при малых
величинах R. На диод D при помощи потенциометра подается
такое смещение, что он пропускает только импульсы совпа-
дения.
Другие разновидности параллельной схемы совпадений рас-
сматривались Беллом [33] и Элмором и Сендсом [6].
§ 217.	Последовательные и мостовые схемы совпадений
Последовательная схема совпадений [34] эквивалентна двум
последовательно включенным выключателям. Ток через них мо-
жет, очевидно, протекать только, когда они оба замкнуты. Вы-
ключатели замыкаются положительными входными импульсами.
Наличие выходного сигнала свидетельствует о совпадении вход-
ных импульсов.
Последовательная схема совпадений, разработанная Фише-
ром и Маршаллом [35], изображена на фиг. 198. Собственно
схема совпадений состоит только из лампы 6BN6. Эта лампа
обладает тем свойством, что любая из сеток Gx или G3 может ее
запереть независимо от напряжения на другой сетке. Если на
Электронные схемы для регистрации ядерных излучений
439
сетки Gi и G3 подаются совпадающие положительные импульсы,
то на анод течет большой ток, заряжающий емкость анод —
земля. Таким образом создается выходной1 импульс, усиливае-
мый лампой 6АК5. Эта схема способна работать с разрешаю-
щим временем порядка 10-9 сек. Схема может работать при ма-
лых амплитудах входных импульсов. За исключением случая
наиболее коротких импульсов, достаточны амплитуды порядка
нескольких вольт.
Фиг. 198. Схема совпадений на лампе 6BN6 [35].
Широко применяются в схемах совпадений кристаллические
диоды. Были разработаны параллельные схемы совпадения на
кристаллических диодах [36], однако они имеют мало преиму-
ществ по сравнению со схемами на вакуумных лампах. Позже
Бэй и сотр. [37—40] разработали схему совпадений мостового
типа на кристаллических диодах. Такие схемы просты и ком-
пактны. Они могут работать при малых входных импульсах и
обладают разрешающим временем, меньшим 10-9 сек. Главный
их недостаток состоит в том, что трудно предотвратить возник-
новение выходных импульсов и регистрацию ложных совпаде-
ний при появлении больших одиночных входных импульсов.
ЭЛЕКТРОМЕТРЫ ДЛЯ ИЗМЕРЕНИЯ МАЛЫХ ТОКОВ
§ 218.	Усилители постоянного тока с обратной связью
В гл. 4 дан обзор различных типов электрометров постоян-
ного тока. К ним относятся механические электрометры, откло-
нение подвижной системы которых происходит под действием
440
Г лава 10
электростатических сил, ламповые электрометры и электрометры
с динамическим конденсатором. В настоящей главе детально
рассматриваются ламповые электрометры, в которых приме-
няются усилители с обратной связью и усилители с динамиче-
ским конденсатором.
Стабильность ламповых электрометров, подобных изобра-
женному на фиг. 36, и линейность их шкалы сильно зависят от
характеристик электронных ламп и от величины питающих на-
пряжений. Чтобы (хотя бы
частично) преодолеть эти
трудности, для электромет-
ров были разработаны уси-
лители с обратной связью.
Обычно используется 100-
процентная отрицательная
обратная связь. Это схема-
тически показано на фиг.
199. Усилитель, имеющий
большой коэффициент уси-
ления, включен таким обра-
зом, что выходной сигнал Во
подается через цепь обрат-
R»RB
Фиг. 199. Принципиальная схема уси-
лителя со 100-процентной обратной
связью.
ной связи на вход схемы последовательно с входным сигна-
лом Esig В результате напряжение на входе усилителя равно
=	(10.28)
Используя соотношение
Во = — GE.
получаем следующую формулу:
р __ ~~ Esig
1 4-1/G ‘
(10.29)
Таким образом, если G 1, то
Во' ' Еs[g и
(10.30)
Из равенств (10.30) видно, что усилитель работает в режиме
усилителя тока, коэффициент усиления которого зависит только
от величин входного и выходного сопротивлений. Это позволяет
получить не только улучшенную стабильность, но и очень хо-
рошую линейность амплитудной характеристики.
Обратная связь влияет на полное сопротивление между вход-
ным зажимом и землей таким образом, что входная емкость С
уменьшается до величины C/(l -f- G). Это существенно умень-
шает постоянную времени входной цепи и время, необходимое
Электронные схемы для регистрации ядерных излучений
441
для того, чтобы показания прибора достигли установившегося
значения.
Было описано [6, 41, 42] несколько усилителей со 100-про-
центной отрицательной обратной связью. Например, на фиг. 200
изображена принципиальная схема лампового электрометра по-
стоянного тока, разработанного Зиндлером и Ундервудом [43].
Этот прибор обладает хорошей стабильностью при чувствитель-
ности на всю шкалу, равной 10~’2 а. При соблюдении определен-
ных мер предосторожности чувствительность на всю шкалу мо-
Фиг. 200. Ламповый электрометр постоянного тока, в котором применена
100-процентная отрицательная обратная связь [43].
жет быть увеличена до 10"13 а. Сигнал отрицательной обратной
связи подается последовательно с входным сигналом, так как
входные сопротивления присоединены к точке А в катодной цепи
лампы 6АК5. Отрицательная обратная связь во время переход-
ного процесса осуществляется конденсатором емкостью 0,25 мкф,
включенным между катодом лампы Л2 и экранной сеткой лам-
пы Л]. Благодаря этому отрицательная обратная связь дей-
ствует и во время переходного процесса.
Положительная обратная связь с анода лампы Лг на экран-
ную сетку лампы Л\ применяется для того, чтобы увеличить
коэффициент усиления каскадов, охваченных обратной связью
и улучшить, таким образом, характеристики схемы. Эта
связь увеличивает коэффициент усиления приблизительно
втрое.
442
Глава 10
Источником питания электрометра служит стабилизирован-
ный выпрямитель, включаемый в сеть 110 в, 60 гц. Это является
достоинством прибора, позволяющим работать с ним в течение
длительного времени при минимальном дрейфе нуля.
§ 219.	Электрометр с динамическим конденсатором
Разработка электрометра с динамическим конденсатором*[44]
явилась чрезвычайно важным вкладом в технику измерения ма-
лых постоянных токов. Чувствительность этого прибора может
превышать чувствительность лампового электрометра постоян-
ного тока приблизительно в 100 раз. Его выходной сигнал мо-
жно подавать непосредственно на самописец. Дрейф нуля этого
Фиг. 201. Блок-схема электрометра с динамическим конденсатором [45].
прибора значительно меньше, чем у ламповых электрометров
других типов.
Электрометр с динамическим конденсатором, описанный Ри-
зом [45], представляет собой простой по принципу действия, на-
дежный и стабильный прибор. Блок-схема прибора изображена
на фиг. 201. В принципе этот электрометр представляет собой
нуль-индикатор, в котором падение напряжения, появляющееся
в результате протекания тока / по высокоомному сопротивле-
нию Ri, компенсируется напряжением, снимаемым с проволоч-
ного потенциометра. Любое нарушение этого состояния равно-
весия приводит к появлению на динамическом конденсаторе Ct
заряда q. Сопротивления R2 и /?3 достаточно велики, чтобы за-
ряд на конденсаторе С] с большой степенью точности оставался
постоянным в течение периода колебаний динамического кон-
Электронные схемы для регистрации ядерных излучений
443
зависимость
(10.31)
А — ампли-
закону
(10.32)
усиливается
денсатора, равного 1/60 сек. Следовательно, если
емкости конденсатора С] от времени имеет вид
(j —______К
1 D + A sin u>t ’
где D — среднее расстояние между пластинами и
туда вибрации, то напряжение на Ci изменяется по
q qD , qA .	,
=	Since/.
Переменная составляющая этого сигнала сначала
предусилителем, а затем четырехкаскадным усилителем пере-
менного тока.
Сигнал на выходе усилителя используется для вращения
двухфазного балансирующего двигателя, перемещающего дви-
жок потенциометра к положению равновесия, при котором сиг-
нал исчезает и двигатель останавливается. Балансирующий мо-
тор перемещает также стрелку индикатора и перо самописца.
В приборе используется сервосистема и четырехкаскадный уси-
литель самописца Брауна.
Вся шкала прибора, описанного Ризом, равна на -самом чув-
ствительном диапазоне 10 мв. Положение нуля прибора оказа-
лось очень стабильным. Дрейф нуля обусловлен прежде всего
изменениями контактной разности потенциалов между пласти-
нами динамического конденсатора. В динамическом конденса-
торе специальной конструкции эти изменения были уменьшены
до 0,5 мв в течение нескольких месяцев.
Используя метод измерения по скорости стекания заряда
(см. § 49), можно, заменив сопротивление R\ разомкнутой цепи,
измерять при помощи электрометра с динамическим конденса-
тором токи вплоть до 10'16 а. Нижняя граница измеряемых то-
ков определяется фоновыми токами, подобными тем, которые
создаются механическими напряжениями в изоляторах, приме-
няемых во входной цепи.
Прибор, разработанный Палевским и др. [44], в основных
чертах сходен с только что описанным прибором. В частности,
в нем также применяется усилитель переменного напряжения
для усиления сигнала, возникающего на обкладках динамиче-
ского конденсатора. Однако вместо сервосистемы с проволоч-
ным потенциометром в нем применен фазовый детектор и уси-
литель постоянного тока на выходе. Сигнал с этого усилителя
подается на индикатор и самописец. Прибор охвачен 100-про-
центной отрицательной обратной связью. Поскольку усиление
усилителя переменного напряжения велико (около 1000), вы-
ходное напряжение поддерживается приблизительно равным
входному сигналу.
444
Глава 10
Недостаток обоих описанных выше электрометров с дина-
мическим конденсатором состоит в том, что применяемая в них
обратная связь не уменьшает входную емкость, как это было
в случае лампового электрометра со 100-процентной отрицатель-
ной обратной связью. Следовательно, этот последний тип элек-
трометров обладает определенными преимуществами в отноше-
нии скорости установления показаний. Уэйд и Стоун [46]
описали электрометр, в котором сочетаются быстродействие, свой-
ственное ламповому электрометру постоянного тока, с обратной
связью, и малый дрейф нуля, присущий прибору с динамиче-
ским конденсатором. В этом электрометре имеется усилитель
постоянного тока со 100-процентной отрицательной обратной
связью. Кроме того, сигнал со вхбда подается на усилитель
с динамическим конденсатором. Выходное напряжение этого
усилителя после выпрямления и фильтрации поступает на экран-
ную сетку входной лампы усилителя постоянного тока, которая
включена по дифференциальной схеме. При этом усилитель с ди-
намическим конденсатором ликвидирует медленный дрейф уси-
лителя постоянного тока, не влияя на быстродействие прибора.
Высокое быстродействие этого прибора в сочетании с хорошей
стабильностью и малым дрейфом нуля делает его очень полез-
ным для контроля реакторов.
§ 220. Логарифмические усилители
В тех случаях, когда прибор должен работать в широком
диапазоне измеряемых величин, часто желательно, чтобы он об-
ладал логарифмической амплитудной характеристикой. Это от-
носится, в частности, к случаю, когда условия работы таковы,
что частые переключения диапазонов невозможны. Логарифми-
ческие измерители скорости счета рассматривались в § 213.
Логарифмической характеристикой обладает также ионизацион-
ная камера Нейера — Уайта, рассмотренная в § 54. Логариф-
мические приборы особенно полезны в контрольных систе-
мах ядерных реакторов, как это показано в следующем пара-
графе.
Различные способы получения логарифмической характери-
стики рассмотрены в обзоре Джеймса [47]. В применяемых при-
борах используются диоды с анодом, находящимся под отри-
цательным потенциалом, контактные выпрямители, лампы
с удлиненной характеристикой и специальные потенциометры.
Кроме того, были описаны [48—50] приборы, основанные на при-
близительно логарифмической связи между коэффициентом уси-
ления фотоумножителя и напряжением на нем. Далее обсуж-
даются методы, основанные только на применении диодов и
фотоумножителей.
Фиг. 202. Зависимость напряжения между анодом и катодом от тока через
диод для диода типа 9004 [51].
Диапазон изменения тока от 10~3 до 10“6 а\ диапазон изменения напряжения накала
от 3,15 до 6,5 в.
Фиг. 203. Зависимость напряжения между анодом и катодом от тока через
диод для диода типа 9004 [51].
Диапазон изменений тока от 10 до 10~15 а; диапазон изменения напряжения накала
от 3,0 до 6,0 в.
446
Г лава 10
Если измеряется ток или величина, которую можно преобра-
зовать в ток в диапазоне 3-10~14 — 2-10"4 а, и если источник
тока обладает высоким выходным сопротивлением, то сигнал,
пропорциональный логарифму тока, можно получить путем ис-
пользования диода, анод которого находится под отрицатель-
ным потенциалом. На фиг. 202 и 203 представлены [51] кривые
зависимости напряжения между анодом и катодом от тока через
Ионизационная
камера
Фиг. 204. Логарифмический усилитель
с диодом.
диод для диода типа 9004
при различных напряжениях
накала. Токи от 10~6 до
10~10 а не указаны, посколь-
ку в этом диапазоне зависи-
мость носит чисто логариф-
мический характер. Диод
9004 представляет собой
лампу типа «жёлудь», кото-
рая особенно полезна для
рассматриваемых примене-
ний, поскольку малые рас-
стояния между электродами позволяют пропускать сквозь лампу
большие токи, а малые внутренние утечки дают возможность из-
мерять также и малые токи. Диоды типа 6AL5 также пригодны
Фиг. 205. Блок-схема логарифмического канала, используемого
в схеме управления реакторов [52].
для таких применений, хотя доля [7] выпускаемых ламп, имею-
щая логарифмическую характеристику в диапазоне шести по-
рядков (от 10~4 до 1СН° а), меньше, чем для ламп типа 9004.
При токах, меньших 10-9 а, накал диода должен питаться
постоянным током, а потенциал всех его элементов должен
быть ниже, чем потенциал катода. В таком режиме работы ис-
ключается фон переменного тока и предотвращается утечка
тока непосредственно с подогревателя на анод.
Электронные схемы для регистрации ядерных излучений
447
Эмпирическая формула, связывающая напряжение между
анодом и катодом v и ток через диод i, имеет вид
v = Algi + v0.
(10.33)
Для ламп типа 9004 величина А равна 0,21 в. Величина v0 не
зависит от г, но изменяется при изменении напряжения накала
и от лампы к лампе. Если г
выражено в амперах, то ве-
личина о0 равна приблизи-
тельно 1 в.
Применение диода в ло-
гарифмическом усилителе
иллюстрируется схемой на
фиг. 204. Входной ток элек-
трометра должен быть ма-
лым по сравнению с током,
текущим через диод. Кроме
того, чувствительность элек-
трометра должна соответ-
ствовать изменениям на-
пряжения анод — катод
(0,21 в при 10-кратном из-
менении тока). Для устано-
вления начала отсчета на
шкале прибора может ис-
пользоваться регулировка
нуля электрометра.
Видоизменение диодного
метода состоит в том, что
управляющая сетка триода
играет роль отрицательного
анода диода. При этом на-
пряжение на сетке изменя-
ется пропорционально ло-
гарифму сеточного тока.
Поскольку анодный ток
триода зависит от напря-
жения на сетке приблизи-
тельно линейно, получается,
что величина анодного то-
ка приблизительно пропор-
циональна логарифму се-
Ф и г. 206. Зависимость коэффициента
усиления умножителя типа Дю Монт
6292 от напряжения на его динодах.
точного тока. Этот метод иллюстрируется схемой на фиг. 46.
В другом логарифмическом усилителе [52] используется
пентод, включенный по схеме, изображенной на фиг. 205.
448
Глава 10
Первый усилитель постоянного тока поддерживает анодный
ток пентода постоянным путем такого изменения напряжения
на экранной сетке, которое компенсирует изменение напря-
жения управляющей сетки. При этом напряжение экранной
сетки изменяется пропорционально логарифму входного тока.
Стабильность схемы по отношению к изменениям напряжения
накала лучше, чем для одиночного диода. Для лампы ME 1400
(CV.432) при анодном токе 200 мка логарифмическая характе-
ристика простирается на шесть порядков от 5- 10"11 до 5- 10~5 а.
Другой электрометрический пентод типа ME. 1403 (CV. 2348)
при анодном токе 10 мка удовлетворительно работает.в диапа-
зоне от 10~13 до 10"7 а.
Разностный сигнал
Фиг. 207. Блок-схема широкодиапазонного прибора, в котором использован
фотоумножитель [49].
Соотношение между коэффициентом усиления фотоумножи-
теля и напряжением на его динодах обсуждалось в гл. 7. На
фиг. 103 показан типичный вид этой зависимости. Та же функ-
ция изображена на фиг. 206 в полулогарифмическом мас-
штабе. Хотя приложенное напряжение не является строго
логарифмической функцией коэффициента усиления, прибли-
жение будет достаточно хорошим для рассматриваемых приме-
нений.
Блок-схема широкодиапазонного прибора для регистрации
ядерного излучения [49] изображена на фиг. 207. Детектором
служит сцинтилляционный счетчик с кристаллом NaJ. Ток, воз-
никающий в фотоумножителе под действием излучения, проте-
кает по сопротивлению R, шунтированному конденсатором С.
Средний ток умножителя остается постоянным благодаря тому,
что падение напряжения на этом сопротивлении поддерживается
равным опорному напряжению £/?. Любое отклонение приводит
в действие сервоусилитель, который регулирует напряжение на
фотоумножителе. Таким образом, напряжение V, приложенное
к фотоумножителю, служит мерой интенсивности излучения. Из-
менение интенсивности излучения на шесть порядков приводит
.к изменению напряжения от 800 до 200 в.
Электронные схемы для регистрации ядерных излучений 449
§ 221. Измерители логарифма п и измерители периода
При запуске ядерного реактора и переходе от пускового ре-
жима к стационарному уровень мощности реактора изменяется
на много порядков. Важным элементом системы контроля реак-
тора, позволяющим непрерывно измерять плотность нейтронов п
(изменяющуюся на несколько порядков), является так называе-
мый измеритель логарифма п, т. е. прибор, измеряющий лога-
рифм плотности нейтронов. В качестве измерителя логарифма п
может быть использован прибор, подобный изображенному на
фиг. 204, если ионизационная камера регистрирует нейтроны
(см. гл. 9). Ток ионизационной камеры i пропорционален плот-
ности нейтронов п. Поэтому напряжение на диоде определяется
выражением
v == A\nkn-\--vQ.	(10.34)
Вследствие этого показания измерителя на выходе прибора
будут логарифмической функцией п. Для очень низких уровней,
таких, например, которые возможны при запуске реактора, мо-
гут применяться импульсные детекторы нейтронов (обычно счет-
чики продуктов деления). В сочетании с логарифмическим изме-
рителем скорости счета такой детектор может работать как из-
меритель логарифма п.
Измеритель периода представляет собой также логарифмиче-
ский прибор, применяемый в системе контроля реакторов. Он
измеряет период реактора Т, где Т—постоянная времени нара-
стания мощности реактора в предположении, что мощность на-
растает во времени по экспоненциальному закону. Поскольку
мощность реактора пропорциональна плотности нейтронов, вы-
ражение для п имеет вид
n = noettT,	(10.35)
где По — плотность нейтронов в момент времени t — 0. Если с ин-
тегрирующей ионизационной камерой применяется логарифми-
ческий диод, то напряжение на диоде может быть вычислено
путем подстановки формулы (10.35) в формулу (10.34). Это
дает
V — -^-H-Aln Апо + 'г/о.	(10.36)
Если напряжение на диоде v усилено посредством усилителя
постоянного тока, а выходной сигнал усилителя v' подается на
дифференцирующую ячейку, как показано на фиг. 208, то ток
i' в выходном приборе М равен
i' = C^-\-ioe-^c,	(10.37)
29 В. Прайс
450
Глава 10
где io — постоянная, величина которой зависит от начальных
условий в выходной цепи. Пренебрегая переходным членом и под-
ставляя вместо v' величину Gv, где G — коэффициент усиления
усилителя, a v определяется формулой (10.36), получаем
GAC _ k’
т~~~Т •
(10.38)
Таким образом, ток в измерителе на выходе обратно пропорцио-
нален периоду Т, и шкалу измерителя можно прокалибровать
для непосредственного отсчета периода.
Ионизационная
Фиг. 208. Блок-схема измерителя периода.
Важным параметром при конструировании [51] измерителей
периода служит постоянная времени RC. Если она слишком ве-
лика, то переходной член исчезает очень медленно и прибор не
реагирует достаточно быстро на изменения периода. С другой
стороны, чрезмерное уменьшение постоянной времени приводит
к тому, что увеличивается сравнительный вклад переходного
члена при резких изменениях выходного напряжения. Можно
показать [51], что отношение тока i', связанного с измеряемым
периодом Т, к переходному току i't, вызванному скачкообразным
изменением мощности от величины Ро до Р, равно
Г _ RC
i' ~ Т1п(Р/Р0) '
(10.39)
Таким образом, если постоянная времени RC равна 1 сек, то
.скачкообразное изменение мощности в е раз даст переходной
сигнал, равный сигналу, обусловленному периодом в 1 сек.
На фиг. 209 изображена принципиальная схема прибора, яв-
ляющегося комбинацией измерителей логарифма п и периода
[51]. Работа схемы основана на принципах, изложенных выше.
В качестве логарифмического диода использована лампа типа
9004. Усилитель постоянного тока собран по трехкаскадной
схеме с отрицательной обратной связью между катодами пер-
Электронные схемы для регистрации ядерных излучений
451
вого и третьего каскадов, введенной для стабилизации усиления
и улучшения линейности. Величина логарифма п определяется
по показаниям прибора М2 либо при помощи самописца со шка-
лой 10 мв, который, можно включить на выходе усилителя
к клеммам /3.
Фиг. 209. Принципиальная схема измерителя периода и логарифма п.
Для измерения периода предусмотрены две вспомогательные
цепи. Первая предназначена для измерения периодов от 50 до
3 сек. При этом период, равный 3 сек, дает полное отклонение
на всю шкалу 100 мка прибора ЛД или самописца, присоединен-
ного к клеммам Ji. Постоянная времени RnCi этой цепи равна
1 сек. Вторая вспомогательная цепь имеет постоянную времени,
‘равную 0,1 сек, и дает ток 100 мка при периоде, равном 0,3 сек.
К вспомогательным цепям присоединены находящиеся под по-
стоянным смещением диоды Л5 и Лв. Они предназначены для
29*
45?
Глава 10
предохранения измерителей от перегрузок, возникающих, на-
пример, при включении и выключении схемы.
Коннор и др. [50] описали измеритель логарифма п и периода
для контроля реакторов, который использует логарифмическую
характеристику фотоумножителя, рассмотренную в предыдущем
параграфе. С фотоумножителем может использоваться либо
сцинтиллятор, чувствительный к нейтронам, либо сцинтиллятор,
регистрирующий 7-лучи. В этом приборе так же, как и в схеме,
изображенной на фиг. 207, напряжение на фотоумножителе
изменяется таким образом, что анодный ток, создаваемый
ядерным излучением, поддерживается постоянным. Высокое
напряжение, подаваемое на фотоумножитель, автоматически
регулируется при помощи электронной регулирующей схемы,
входящей в состав прибора. Логарифм величины, пропор-
циональной мощности реактора, отсчитывается по вольтметру,
который присоединяется непосредственно к высоковольтной
цепи фотоумножителя. Период реактора измеряется дифферен-
цирующими цепями, присоединенными к тем же элементам
схемы.
Измеритель логарифма п и периода, работающий на фото-
умножителе, оказался чрезвычайно полезным прибором. Дрейф
измерителя логарифма п пренебрежимо мал. Сообщалось также
[50], что стабильность измерителя периода по крайней мере на
порядок лучше стабильности измерителя периода с логарифми-
ческим диодом. Повышение стабильности прибора частично объ-
ясняется тем, что одинаковым изменениям входного сигнала со-
ответствует по сравнению с другими схемами значительно
большее изменение измеряемого напряжения.
Задачи
1.	Плоско-параллельная ионизационная камера, наполненная аргоном
под давлением 1 атм, применяется для регистрации а-частиц. Вычислить
время, необходимое для того, чтобы импульс достиг: а) половины своей
окончательной величины и б) окончательной величины, если приложенное
напряжение равно 200 в, расстояние между электродами составляет 2 см,
а траектория а-частиц параллельна пластинам камеры.
2.	Рассмотреть идеализированный усилитель с постоянной времени инте-
грирования 2 мксек и постоянной времени дифференцирования 10 мксек.
Вычислить следующие характеристики усилителя: время нарастания, время
задержки, время ограничения и длительность импульса.
3.	Измеритель скорости счета с постоянной времени 10 сек используется
для измерения средней скорости счета около 500 имп1мин. Рассчитать
среднеквадратичную ошибку мгновенного отсчета и среднего отсчета за
двухмйнутный интервал. Кроме того, оценить время, необходимое для того,
чтобы прибор достиг положения равновесия при заряде накопительного кон-
денсатора после резкого возрастания скорости счета.
Электронные схемы для регистрации ядерных излучений
453
4.	Подробно описать один из типов многоканальных анализаторов ам-
плитуд импульсов.
5.	Объяснить, каким образом метод совпадений может быть использо-
ван для определения абсолютной активности радиоактивного источника [32].
Каким требованиям должен удовлетворять источник, чтобы этот метод был
применим?
6.	Начертить блок-схему измерителя логарифма п на диоде типа 9004
(см. фиг. 202 и 203), предназначенного для регистрации выходного сигнала
нейтронной камеры. Определить диапазон потоков, который может быть
перекрыт, и указать, какую чувствительность должен иметь вольтметр.
ЛИТЕРА ТУРА
1.	Elmore W. С., Kailman Н., Mandeville С. Е., Nucleonics, 8, S-3
(June, 1951).
2.	Lewis I. A. D., Wells F. H., Millimicrosecond Pulse Techniques, New
York, 1954. (Имеется перевод: И. Л ь ю с, Ф. Уэлс, Миллимикро-
секундная техника, ИЛ, 1956.)
3.	Elmore W. С., Nucleonics, 2, 16 (March, 1948); 2, 4 (February, 1948).
4.	Damon P. E., Winters P. N., Nucleonics, 12, 36 (December, 1954).
5.	Gillespie A. B., Signal, Noise and Resolution in Nuclear Counter Amp-
lifiers, New York, 1953, Ch. 2.
6.	Elmore W. C., Sands M., Electronics, National Nuclear Energy Series,
div. V, Vol. 1, New York, 1949, Ch. 4. (Имеется перевод: В. Элмор,
М. Сеиде, Электроника в ядерной физике, ИЛ, 1953.)
7.	Johnstone С. W., U. S. Atomic Energy Comm. Document AECU-363,
1949.
8.	Jordan W. H„ Bell P. R„ Rev. Sci. Instr., 18, 703 (1947).
9.	Chase R. L., Higinbotham W. A., Rev. Sci. Instr., 23, 34 (1952).
10.	Von Tersch L. W., Swago A. W., Recurrent Electrical Transients,
New York, 1953, Ch. 8.
11.	Eccles W. H„ Jordan F. W„ Radio Rev., 1, 143 (1919).
12.	Van Rennes A. B., Nucleonics, 10, 20 (July, 1952).
13.	Van Rennes A. B., Nucleonics, 10, 22 (August, 1952).
14.	Van R e n n e s A. B., Nucleonics, 10, 32 (September, 1952).
15.	Van Rennes A. B., Nucleonics, 10, 50 (October, 1952).
16.	Kelley G. G., Proceedings of the International Conference on the Peace-
ful Uses of Atomic Energy, Vol. 14, New York, 1956, p. 260. (Имеется
перевод в Материалах межд. конф, по мирному использованию
атомной энергии, Женева, 1955, т. 14, М„ 1958, стр. 313.)
17.	М о о d у N. F., Howell W. D„ В a 11 е 11 W. J., Т а р 1 i п R. Н„ Rev.
Sci. Instr., 22, 439 (1951).
18.	I sb in H. S., Nucleonics, 10, 10 (March, 1952), 10, 65 (June, 1952).
19.	G u g g e n h e i m E. A., Pryce M. H. L., Nucleonics, 11, 49 (February,
1953).
454
Глава 10
20.	Baker J. C., Eichholz G. G., Nucleonics, 12, 44 (April, 1954).
21.	Bacon R. С., P о 11 a r d J. R., Electr. Eng., 22, 173 (1950).
22.	Acton J. R., Electronic Eng., 24, 48 (1952).
23.	J о n к e r s J. L. H., v a n О v e r b e с к A. J., d e В e u r s P. H., Phil. Res.
Rep., 7, 81 (1952).
24.	Cooke-Yarborough E. H., Proc. Inst. Electr. Eng., 98, p. 2„ 191
(1951).
25.	Kip A., Bouquet A., Evans R., Tuttle W., Rev. Sci. Instr., 17, 323
(1946).
26.	S t о n e R. S., W a d e E. J., U. S. Atomic Energy Comm. Document KAPL-
1237, 1954.
27.	LeVine H., Nucleonics, 12. 36 (February, 1954).
28.	Cooke-Yarborough E. H., Proc. Inst., Electr. Eng., 98, p. 2, 196 (1951).
29.	Shaw D., W e I t m a n n R. N., Rev. Sci. Instr., 23, 528 (1952).
30.	Burgess R. E., Rev. Sci. Instr., 20, 964 (1949).
31.	Schiff L. I., Evans R. D., Rev. Sci. Instr., 7, 456 (1936).
32.	Bleu 1 er E., Goldsmith G. J., Experimental Nucleonics, New York,
1952, Ch. 22—24.
33.	Bell R. E., Ann. Rev. Nucl. Sci., 4, 93 (1954).
34.	Bo the W., Zs. f. Phys., 59, 1 (1930).
35.	Fischer J., Marshall J., Rev. Sci. Instr., 23, 417 (1952).
36.	Chen T. C., Proc. IRE, 38, 511 (1950).
37.	Bay Z„ Rev. Sci. Instr., 22, 397 (1951).
38.	Bay Z„ Phys. Rev., 83, 242 (1951).
39.	Bay Z., Meijer H. R., Papp G., Nucleonics, 10, 39 (March, 1952).
4П. Bay Z., Cleland M. R., McLernon F., Phys. Rev., 87, 90 (1952).
41.	Roberts S., Rev. Sci. Instr., 10, 181 (1939).
42.	Dowben R. M., Rev. Sci. Instr., 23, 506 (1952).
43.	Zindler G. F., Underwood N., Nucleonics, 13, 62 (January, 1955).
44.	Pa levsky H., Swank R. K-, Crenchik R., Rev. Sci. Instr., 18, 298
(1947).
45.	Reese H., Nucleonics, 6, 40 (March, 1950).
46.	Wade E. J., Stone R. S., Nucleonics, 13, 28 (April, 1955).
47.	J a m e s W. G., U. S. Atomic Energy Comm. Document ORNL-413, 1949.
48.	Sweet M. H., Electronics, 19, 105 (November, 1946); Nucleonics, 11, 68
(August, 1953).
49.	Burgwald L., Reiff el W., Nucleonics, 11, 46 (March, 1953).
50.	С о n n о r J. C., D u r n a 1 R. G., S h a w V. G., Nucleonics, 11,71 (Novem-
ber, 1953).
51.	Jordan W. H., F г e у H. В., К e 1 1 e у G. G., U. S., Atomic Energy Comm.
Document ORNL-110, 1948.
52.	Cox R. J., Gillespie A. B., Abson W., Proceedings of the Inertnatio-
nal Conference on the Peaceful Uses of Atomic Energy, Vol. 5, New
York, 1956, p. 393. (Имеется перевод в Материалах межд. конф, по
мирному использованию атомной энергии, Женева, 1955, т. 5, М.,
1958, стр. 474.)
ПРЕДМЕТНЫЙ УКАЗАТЕЛЬ
Активатор 217
Анализатор амплитудный 67
-----дифференциальный 68, 423
Аннигиляция 26
Антисовпадения, схема 68
а-частицы 12
— поглощение 13, 19
— пробег 16, 19
— регистрация 129, 197, 237
Биномиальное распределение 74
Брэгга — Грея принцип 112
Брэгга кривая 16
Бэр (биологический эквивалент рент-
гена) 385
[3-частицы 12
— абсолютные и относительные из-
мерения ^-активности 173, 201
—	зависимость пробега от энер-
гии 30
—	поглощение 30
—	пробег 29
—	прохождение через вещество 25
—	радиационные потери энергии 28
— рассеяние 32
— регистрация 163, 203, 243
— эффективность регистрации 172
Вероятная ошибка 78
Вторичные электроны 26
Гаусса распределение 76
7-лучи 12
— поглощение 32, 35, 36, 40
— регистрация 117, 175, 239
—	слой половинного поглощения 35
—	средний пробег 35
—	эффективность регистрации 175,
179, 239
Дейтрон 12
— пробег в воздухе 23
Декатрон 426
Детектор нейтронно-активационный
346
—	пороговый 347, 359
—	резонансный 347
—	фольговый 347
Дискриминатор 66, 67, 398, 417
—	дифференциальный 423
—	интегральный 418
— Шмитта 420
Дифференцирующая цепочка 402
Диффузионная камера 265, 281, 282
Длительность импульса 398
—	спада 397
—	фронта 397
Доза, единицы 114
Дозиметр, калибровка 123
—	«карманный» 117, 121
— с закисью азота 304
---ионизационной камерой 117,
121
---сернокислым железом 297
----хлорзамещенными углеводо-
родами 304
— химический 294
Дозиметрия нейтронов 303, 385
— ^-частиц и 7-лучей 112, 178, 259,
294, 303
8-лучи 28, 276
Задержка импульса 397
Измерители логарифма п 449
— периода 449
Измеритель скорости счета 428
---— линейный 430
-------логарифмический 433
Индиевые фольги 355
Интегрирующая ячейка 402
Калориметрические методы регистра-
ции излучений 308
Камера Вильсона 265, 279, 282
— деления 332
— импульсная ионная 136.
456
Предметный указатель
Камера импульсная электронная
136
— ионизационная 60, 62, 90
-----вольтамперная характери-
стика 98, 99
— — импульсная 132
— — конденсаторного типа 70, ПО
-----конструкция 98
-----Нейера — Уайта 122
— — с воздухоэквивалентными
стенками 115
— — — сеткой 138
-----содержащая радиоактивные
газы 130
----- тканеэквивалентная 129
------- экстраполяционная 126
Катодный повторитель 414
Комптоновское рассеяние 33, 38
Конверсионная эффективность (см.
Сцинтилляторы)
Коэффициент прилипания электро-
нов 91
— усиления усилителя с обратной
связью 413
Кристаллический счетчик 284
Осколки деления тяжелые 12, 24
Охранный электрод 95, 101
Пересчетная схема 66, 398, 423
— — бинарная 66, 423
----быстродействующая	бинар-
ная 425
---- декадная 426
—	— коэффициент пересчета 66
Плато (см. Счетная характеристика)
Позитрон 12
—	прохождение через вещество 25
Постоянная времени схемы 85
Предусилитель 65
Преобразователь длины волны 214
Продукты деления (см. Осколки де-
ления)
Протоны 12
—	отдачи 335, 368
Пуассона распределение 76, 233
Пузырьковая камера 283
"-мезоны 12
Лауритсена электроскоп (см. Элек-
троскоп с кварцевой нитью)
Линдеманна электрометр (см. Элек-
трометр электростатический)
Линия задержки 404
Мертвое время системы, поправка 67
Микрокалориметр адиабатический
310
—	двойной дифференциальный 309
— изотермический 310
р-мезон 12
Рад 114
Радиационные потери энергии 28
Радиофотолюминесценция 306
Разрешающая способность 66, 398
Разрешающее время 66, 398, 401
— — схем совпадений 435
Резонансный интеграл 358
Рекомбинация 92
Рентген 114
Рентгеновские лучи 12
—	— поглощение 32
Рентгенометр конденсаторный 117
Росси схема (см. Совпадений парал-
лельная схема)
Наперстковая камера (см. Камера
ионизационная с воздухоэквива-
лентными стенками)
Нейтрино 12
Нейтрон 12, 42
— взаимодействие с веществом 42
— замедление 50
— регистрация 245, 318
Образование пар 26, 33, 41
Одновибратор 419
Осколки деления 12
— — легкие 12, 24
----прохождение через вещество
24
Светопровод 224
Скорость счета средняя 65, 73
--- точность измерения 78
Совпадений метод 69
— параллельная схема 437
— последовательная схема 438
—	схема 69, 435
Сопротивление высокоомное 104
Спектрометр 67
—	парный 255
—	с двумя кристаллами 255
—	— полным поглощением 254
— сцинтилляционный 249
---₽ 255
---1 251
Предметный указатель
457
Спусковая схема (см. Триггер)
Стандартное отклонение 75, 78
Стандартный котел 381
Сцилларда—Чалмерса реакция 361
Сцинтиллятор газообразный 217
— Жидкий органический 213
— конверсионная эффективность
208, 218
—	крепление 220
—	неорганический 215
—	органические кристаллы 212
—	собирание света 222
—	твердые растворы 215
Счетная характеристика 67, 153
Счетчик Гейгера — Мюллера 60, 63
—	— — время восстановления 161
—	—	—	галогенный 157
---—	мертвое время 161
—------принцип действия 149
-------разрешающее время	161
—	—--самогасящнйся 157
—------счетная характеристика
153
—------эффективность регистра-
ции 164
—	пропорциональный 60, 63
--- принцип действия 190'
—	— проточный 194
---разрешающее время 193
—	— фон 196
	- форма импульса 192
—	сцинтилляционный 64, 206
---- мертвое время 247
------ применение 236
—	— принцип работы 207
—	— разрешающее время 247
—	— фон 241
—	черенковский 286
Тормозная способность линейная 20,
21
— — массовая 20, 21
--- относительная 20
Тормозное излучение 27, 33
Триггер 417
— Иккллза — Джордана 418
— Шмитта 420
Тритон 12
Удельная ионизация 15, 27
---- в газах 15
—	— зависимость от энергии ча-
стицы 16
—	потеря энергии 27
—-------зависимость от атомного
номера 14
—	—1	энергии частицы 14
Усилитель 398
—	линейный 406
—	логарифмический 444
—	постоянного тока 439
Фон 196, 241
—	источники при измерениях с
ионизационными камерами ЮЗ
—	скорость счета 80
Формирование импульсов 401
Фотоэлектрическое поглощение 33, 37
Фотоэлектронные умножители 293
Фэр (физический эквивалент рент-
гена) 114
Черенковское излучение 286
Шовене критерий 82
Шумы усилителя 406
Электрометр 439
— ламповый 106
— с динамическим конденсатором
107, 422
— струнный 112
— электростатический 104
Электроскоп 110
— с кварцевой нитью 111, 119
----золотыми листочками 110
Энергетический спектр 67
Эффективное сечение 44
Ядерная эмульсия, метод 264
— — обработка и анализ 276
----применение 276
Ячейка Омарта 130
ОГЛАВЛЕНИЕ
Предисловие редактора перевода ................................... 5
Предисловие....................................................... 9
Глава 1. Свойства ядерного излучения
Альфа-частицы................................................... 12
§ 1.	Излучения, близкие по свойствам к а-излучению........  12
§ 2.	Поглощение а-частиц................................... 13
§ 3.	Пробег а-частиц....................................... 16
§ 4.	Поглощение а-частиц в веществах, отличающихся от воздуха 19
§ 5.	Пересчетные формулы для пробегов однотипных частиц . . 21
Осколкн деления................................................. 24
§ 6.	Прохождение продуктов деления через вещество....... 24
Поглощение электронов...................	,..................... 25
§ 7.	Прохождение электронов через вещество............... 25
§ 8.	Потери энергии при неупругих соударениях ........ 27
§ 9.	Радиационные потери энергии......................... 28
§ 10.	Пробег электронов................................... 29
§ 11.	Рассеяние электронов................................ 32
Свойства рентгеновских и у-лучен..............................   32
§ 12.	Поглощение рентгеновских н у-лучей.................. 32
§ 13.	Фотоэлектрическое поглощение........................ 37
§ 14.	Комптон-эффект...................................... 38
§ 15.	Образование пар....................................  41
Свойства нейтронов ............................................. 42
§ 16.	Взаимодействие нейтронов с веществом................ 42
§ 17.	Эффективное сечение ядра...........................  44
§ 18.	Зависимость эффективных сечений от энергии нейтронов .	48
§ 19.	Замедление нейтронов................................ 50
Задачи.................................................... 56
Литература................................................ 57
Глава 2. Обзор методов регистрации излучения
Детекторы излучения............................................
§ 20.	Газонаполненные детекторы..........................
§ 21.	Ионизационные камеры...............................
§ 22.	Пропорциональные счетчики..........................
§ 23.	Счетчики Гейгера — Мюллера.........................
§ 24.	Сцинтилляционные счетчики..........................
§ 25.	Другие детекторы....................................
Измерительная аппаратура.......................................
-§ 26. Счет частиц .......................................
§ 27.	Анализ импульсов по амплитудам.....................
§ 28.	Метод совпадений....................................
§ 29.	Измерение среднего уровня излучения ...............
§ 30.	Другие методы регистрации излучения.................
Литература ...............................................
60
60
62
63
63
64
64
65
65
67
69
70
71
71
Оглавление
459
Глава 3. Статистика регистрации ядерного излучения
Счет импульсов ..................................................... 72
§ 31.	Введение................................................ 72
§ 32.	Биномиальное распределение.............................. 74
§ 33.	Биномиальное распределение для радиоактивного распада . 75
§ 34.	Распределения Пуассона и Гаусса......................... 76
§ 35.	Точность измерения числа импульсов...................... 78
§ 36.	Выбор условий измерения.................................. 80
§ 37.	Контроль счетной аппаратуры............................. 82
Измерение среднего уровня излучения ................................ 84
§ 38.	Статистические характеристики приборов для измерения
среднего уровня .......................................... 84
Задачи......................................................... 87
Литература..................................................... 89
Глава 4. Ионизационные камеры
Движение электронов и ионов в газах................................. 90
§ 39.	Введение................................................ 90
§ 40.	Электронный и ионный токи в газах ...................... 93
41.	Работа ионизационной камеры при постоянной ноннзацнн 94
Конструкции ионизационных камер..................................... 98
§ 42.	Введение................................................ 98
§ 43.	Изоляторы.............................................. 100
§ 44.	Охранное кольцо.........................................101
§ 45.	Источники	фона прн измерениях с ионизационными каме-
рами 	103
Измерительные приборы для камер, регистрирующих средний уровень
излучения...........................................................103
§ 46.	Измерение малых токов..........................103
§ 47.	Электростатические электрометры................104
§ 48.	Ламповые электрометры ..................................106
§ 49.	Динамические характеристики интегрирующей ионизацион-
ной камеры..........................................107
§ 50.	Ионизационные камеры конденсаторного типа......110
Применение ионизационных камер в дозиметрии.........................112
§ 51.	Введение.......................................112
§ 52.	Единицы дозы ...........................................114
§ 53.	Ионизационные камеры с воздухоэквнвалентнымн	стенками	115
§ 54.	Приборы для измерения дозы рентгеновского	н	7-нзлучення	117
§ 55.	Калибровка приборов для измерения дозы рентгеновского
н 7-нзлучення.............................................123
§ 56.	Измерения дозы р-лучей н экстраполяционная камера . . . 126
§ 57.	Тканеэквнвалентные ионизационные камеры.............129
Другие применения ионизационных камер, измеряющих средний уро-
вень	излучения.....................................................129
§ 58.	Измерение а-нзлучення...............................129
§ 59.	Ионизационные камеры, содержащие радиоактивные газы . . 130
§ 60.	Ячейка Омарта.......................................130
Импульсные ионизационные камеры.....................................132
§ 61.	Форма импульса в ионизационной	камере...............132
§ 62.	Вычисление величины индуцированного	заряда..........134
§ 63.	Вычисление формы импульса в плоско-параллельной камере 135
§ 64.	Ионизационные камеры с сеткой.......................138
§ 65.	Форма импульса в цилиндрической камере . ...........139
§ 66.	Применение импульсных ионизационных камер...........140
Задачи.........................................................143
Литер	атура . . . . . . . ................................144
460
Оглавление
Глаза 5. Счетчики Гейгера — Мюллера
Принцип действия..............................................149
§ 67.	Введение.....................................  149
§ 68.	Зависимость скорости счета от напряжения.......153
§ 69.	Образование разряда............................155
§ 70.	Гашение разряда................................157
Счет частиц при помощи счетчиков Гейгера —Мюллера.............160
§ 71.	Требования к регистрирующей аппаратуре ........160
§ 72.	Разрешающее время счетчиков Гейгера — Мюллера .... 161
Счетчики Гейгера — Мюллера для р-частиц.......................163
§ 73.	Толщина окошка.....................................163
§ 74.	Полная эффективность...............................164
§ 75.	Геометрия..........................................165
§ 76.	Рассеяние и поглощение ............................166
§ 77.	Эффективность счетчика и многократные импульсы .... 171
§ 78.	Абсолютные и относительные измерения активности р-источ-
ников .................................................173
Счетчики Гейгера — Мюллера для регистрации рентгеновского и 7-из-
лучения . ..................................................  175
§ 79.	Стенки счетчиков для рентгеновских и 7-лучей . 175
§ 80.	Использование счетчиков Гейгера — Мюллера в дозимет-
рических приборах......................................178
§ 81.	Полная эффективность регистрации у-излучения...179
Счетчики Гейгера — Мюллера для специальных целей..............180
§ 82.	Счетчики с высокой эффективностью регистрации 7-лучей 180
§ 83.	Интегрирующий счетчик..........................182
§ 84.	Счетчики с внутренними источниками излучения...183
§ 85.	Фоточувствительные счетчики Гейгера—Мюллера..183
§ 86.	Счетчики с полыми собирающими электродами и плоско-
параллельные счетчики Гейгера — Мюллера................184
§ 87.	Игольчатый счетчик.............................185
Задачи ................................ 185
Литература....................................................187
Глава 6. Пропорциональные счетчики
Принципы действия пропорциональных счетчиков..................190
§ 88.	Введение.......................................190
§ 89.	Форма импульса и разрешающее время.............192
Типы пропорциональных счетчиков и их применение...............194
§ 90.	Проточные счетчики.............................194
§ 91.	Регистрация а-частиц при помощи пропорциональных счет-
чиков .................................................197
§ 92.	Абсолютные измерения ^-активностей при помощи проточ-
ных счетчиков .........................................201
§ 93.	Пропорциональные счетчики для регистрации нейтронов . . 203
§ 94.	Измерения энергетического распределения и регистрация
мягкого р-излучения....................................203
Задачи .......................................................204
Литература....................................................204
Глава 7. Сцинтилляционные счетчики
Введение .....................................................206
§ 95.	Современные сцинтилляционные счетчики..........206
§ 96.	Принцип работы сцинтилляционного	счетчика......207
§ 97.	Типы сцинтилляторов............................209
Оглавление	461
§ 98.	Сцинтилляционный процесс...................................211
§ 99.	Органические кристаллы........г............................212
§ 100.	Жидкие органические сцинтилляторы..........................213
§ 101.	Сцинтилляторы в виде твердых растворов.....................215
§ 102.	Неорганические сцинтилляторы...............................215
§ 103.	Газообразные сцинтилляторы.................................217
§ 104.	Сравнение сцинтилляторов разных типов......................217
§ 105.	Зависимость конверсионной эффективности от типа и энер-
гии ядерного излучения ................................... 218
Крепление сцинтиллятора и собирание света ............................ 220
§ 106.	Крепление сцинтиллятора ...................................220
§ 107.	Собирание света............................................222
§ 108.	Светопроводы.............................................. 224
Фотоумножители.........................................................226
§ 109.	Принцип действия фотоумножителя............................226
§ 110.	Фотокатоды.................................................227
§ 111.	Собирание и умножение электронов...........................230
§ 112.	Амплитудное разрешение импульсов...........................2о2
§ 113.	Временное разрешение.......................................234
§ 114.	Промышленные фотоумножители................................234
Применение сцинтилляционных счетчиков для регистрации ядерного из-
лучения ...................................................236
§ 115.	Счет ядерных частиц .......................................236
§ 116.	Регистрация а-частиц.......................................237
§ 117.	Регистрация -(-лучей.......................................239
§ 118.	Регистрация электронов.................................... 243
§ 119.	Регистрация нейтронов......................................245
§ 120.	Зависимость скорости счета от напряжения на фотоумно-
жителе ....................................................245
§ 121.	Разрешающее и мертвое время сцинтилляционных счетчи-
ков .......................................................247
Сцинтилляционные спектрометры....................................249
§ 122.	Введение ..................................................249
§ 123.	Сцинтилляционные -(-спектрометры...........................251
§ 124.	Сцинтилляционные спектрометры в медицине...................255
§ 125.	Сцинтилляционные р-спектрометры............................255
Другие применения сцинтилляционных счетчиков ......................... 257
§ 126.	Широкое применение сцинтилляционных счетчиков .... 257
§ 127.	Измерения с частицами высокой энергии............257
§ 128.	Исследование короткоживущих ядерных изомеров	....	258
§ 129.	Жидкие сцинтилляторы большого объема	..........259
§ 130.	Применение сцинтилляционных счетчиков в	дозиметрии	.	.	259
Задачи...........................................................260
Литература.......................................................261
Глава 8. Фотографический и другие методы
регистрации излучения
Метод ядериых эмульсий.........................................264
§ 131.	Описание методики.............................. 264,
§ 132.	Типы ядерных эмульсий..........................266
§ 133.	Обработка и анализ ядерных эмульсий............269
§ 134.	Зависимость пробега в эмульсиях от энергии ядерных
частиц.....................................................271
§	135.	Потеря энергии и подсчет зерен................273
§	136.	Применение ядерных эмульсий...................276
§	137.	Фотопленка в качестве дозиметра...............277
462
Оглавление
Камеры Вильсона.................................................279
§ 138.	Принцип действия................................279
§ 139.	Сравнение камер Вильсона и диффузионных камер .... 282
§ 140.	Пузырьковые камеры..............................283
Кристаллические счетчики ...................................... 284
§ 141.	Механизм работы кристаллического счетчика.......284
§ 142.	Значение кристаллических счетчиков..............285
Черенковские счетчики...........................................286
§ 143.	Черенковское излучение..........................286
§ 144.	Некоторые соображения о применении черепковских счет-
чиков .....................................................289
§ 145.	Применение черенковских счетчиков...............290
Электронные умножители..........................................293
§ 146.	Применение электронных умножителей для регистрации
ядерных частиц.............................................293
Химические дозиметры............................................294
§ 147.	Химическое действие ядерного	излучения .........294
§ 148.	Облучение воды..................................295
§ 149.	Требования, предъявляемые к химическим дозиметрам . . 296
§ 150.	Дозиметр с сернокислым железом..................297
§ 151.	Выход дозиметра с сернокислым железом ..........299
§ 152.	Радиационная химия в системах с сернокислым железом 301
§ 153.	Дозиметры, использующие сернокислый цернй.......302
§ 154.	Сравнение дозиметров с сернокислым железом и с серно-
кислым церием..............................................302
§ 155.	Дозиметрия 7-лучей и нейтронов, основанная на выделе-
нии газов из водных растворов..............................303
§ 156.	Другие химические дозиметры.....................304
§ 157.	Дозиметрия прн помощи фосфатного стекла, активирован-
ного серебром..............................................306
Калориметрические методы........................................308
§ 158.	Возможности применения калориметров для ядерных изме-
рений ...................................................  308
§ 159.	Типы калориметров ..............................309
§ 160.	Применение калориметров для ядерных измерений .... 310
Задачи........................................................  313
Литература......................................................314
Глава 9. Методы регистрации нейтронов
Введение......................................................  318
§ 161.	Постановка задачи...............................318
§ 162.	Ядерные процессы, используемые для регистрации нейтро-
нов .......................................................319
Борные детекторы................................................319
§ 163.	Реакция Bio (ц, а)..............................319
§ 164.	Скорость протекания реакции в детекторе, содержа-
щем В1»....................................................320
§ 165.	Счетчики, наполненные трехфтористым бором.......322
§ 166.	Счетчики с твердым бором........................325
§ 167.	Интегрирующие ионизационные	борные камеры.......326
§ 168.	Регистрация быстрых нейтронов при помощи борных счетчи-
ков .......................................................330
Камеры для регистрации осколков деления.......................  332
§ 169.	Использование реакции деления	для	регистрации нейтронов 332
§ 170.	Примеры камер деления...........................333
Протоны отдачи..................................................335
§ 171.	Введение........................................335
Оглавление	463
§ 172.	Импульсные камеры...................................336
§ 173.	Характеристики импульсных камер.....................340
§ 174.	Интегрирующие ионизационные камеры..................343
Регистрация	нейтронов по наведенной активности.................346
§ 175.	Введение............................................346
§ 176.	Связь между измеренной активностью и величиной нейт-
ронного потока............................................347
§ 177.	Требования к материалу активационного детектора .... 349
§ 178.	Регистрация тепловых нейтронов при помощи тонких
фолы......................................................351
§ 179.	Индиевые фольги....................................355
§ 180.	Измерения резонансных нейтронов при помощи тонких
фольг.....................................................358
§ 181.	Пороговые детекторы.................................359
§ 182.	Реакция Сцилларда — Чалмерса .......................361
Сцинтилляционные счетчики нейтронов	...................... 362
§ 183.	Введение ..........................................362
§ 184.	Регистрация нейтронов по	реакции	(п, а)............Е64
§ 185.	Сцинтилляторы на основе	ZnS (Ag)...................366
§ 186.	Сцинтилляционные детекторы, использующие протоны от-
дачи .....................................................368
§ 187.	Сцинтилляционные детекторы, использующие реакцию (п, у) 370
§ 188.	Сцинтилляционные спектрометры быстрых нейтронов . . . 372
Регистрация нейтронов при помощи ядерных эмульсий...............373
§ 189.	Измерение энергии нейтронов при помощи ядерных эмульсий 373
§ 190.	Измерения нейтронных потоков при помощи ядерных
эмульсий .................................................376
Калориметрические методы регистрации нейтронов ................ 377
§ 191.	Термоэлемент, чувствительный к нейтронам........377
Абсолютные нейтронные измерения.................................379
§ 192.	Введение......................................  379
§ 193.	Калибровка стандартного источника нейтронов.....380
§ 194.	Абсолютные измерения потока тепловых нейтронов .... 381
§ 195.	Абсолютные .измерения потока быстрых нейтронов .... 383
§ 196.	Дозиметрия нейтронов............................385
Задачи..........................................................386
Литература......................................................387
Глава 10. Электронные схемы для регистрации
ядерных излучений
Формирование импульсов..........................................391
§ 197.	Характеристики входных импульсов................391
§ 198.	Требования к форме импульса.....................397
§ 199.	Методы формирования импульсов ..................401
Линейные усилители..............................................406
§ 200.	Шумы усилителя..................................406
§ 201.	Требования к импульсному усилителю . ...........409
§ 202.	Схемы импульсных усилителей.....................410
§ 203.	Полная схема импульсного усилителя .............415
Амплитудные дискриминаторы....................................  417
§ 204.	Спусковые схемы.................................417
§ 205.	Интегральные амплитудные дискриминаторы.........418
§ 206.	Дискриминаторы Шмитта . . . ....................420
§ 207.	Дифференциальные дискриминаторы.................423
Пересчетные схемы ..............................................423
§ 208.	Типичная бинарная пересчетная схема ........... 423
464
Оглавление
§ 209.	Быстродействующие бинарные пересчетные схемы .... 425
§ 210.	Декадные пересчетные схемы...................  426
Измерители скорости счета.....................................428
§ 211.	Принципиальная схема измерителя скорости счета .... 428
§ 212.	Линейный измеритель скорости счета ............430
§ 213.	Логарифмические измерители скорости счета......433
§ 214.	Точность измерителей скорости счета .......... 434
Схемы совпадений..............................................435
§ 215.	Разрешающее время схем совпадений..............435
§ 216.	Параллельные схемы совпадений, или схемы Росси .... 437
§ 217.	Последовательные и мостовые схемы совпадений...438
Электрометры для измерения малых токов........................439
§ 218.	Усилители постоянного тока с обратной связью ..439
§ 219.	Электрометр с динамическим конденсатором.......442
§ 220.	Логарифмические усилители......................444
§ 221.	Измерители логарифма п и измерители периода ...449
Задачи........................................................452
Литература....................................................453
Предметный указатель..........................................455
В. Прайс
РЕГИСТРАЦИЯ ЯДЕРНОГО ИЗЛУЧЕНИЯ
Редактор Е. МАЙКОВА
Художник И. И. Каледин	Худож. редактор Е. И. Подмаръкова
Технический редактор Ф. X. Джатиева
Сдано в производство 24/V 1960 г.	Подписано к печати 20/Х i960 г.
Бумага 60X92'/18 = 14,6 бум. л. 29,2 печ. л., в т/ч 1 Вкл.	Уч.-изд. л. 28.
Изд. № 2/4718. Цена 21 р. 60 к., с 1/1 1961 г. цена 2 р. 16 к. Зак. 1464.
ИЗДАТЕЛЬСТВО ИНОСТРАННОЙ ЛИТЕРАТУРЫ.
Москва, 1-й Рижский пер., 2.
Типография № 2 им. Евг. Соколовой УПП Ленсовиархоза.
Ленинград. Измайловский пр., 29.