Газонаполненные детекторы излучения

Один из методов регистрации ядерных излучений — ионизационный метод основан на измерении детекторами электрического заряда (тока), образующегося в газе при его ионизации заряженной частицей. Такие детекторы называют газонаполненными. Незаряженные частицы регистрируются благодаря вторичным заряженным частицам, образующимся в различных реакциях: поглощения γ-квантов образованием электронов и поглощения нейтронов в реакциях (п, а), (п, р).

Конструктивно газонаполненные детекторы представляют собой наполненные газом баллоны с двумя электродами. В качестве одного из них обычно выступает сам металлический (или металлизированный стеклянный) баллон. Для собирания электронов и ионов из газа на электроды между ними подается электрическое напряжение. При отсутствии ионизирующих излучений газ является изолятором, тока между электродами нет. При прохождении заряженной частицы происходит ионизация молекул газа, он становится проводником и в цепи детектора (рис. 5.2) появляется ток. Режим работы газонаполненного детектора зависит от напряжения и расстояния между электродами, от формы последних, точнее, от величины и распределения напряженности электрического поля в рабочем объеме.

Рис 5.2. Схема работы газонаполненного детектора излучений:

1 — объем камеры, заполненной газом; 2 — анод; 3 — катод;4 — источник питания;

5 — прибор для измерения тока камеры; 6 - изоляторы

Рассмотрим сначала зависимость ионизационного тока i от напряжения U между электродами при измененной геометрии последних и постоянной интенсивности излучения, взаимодействующего с детектором (рис. 5.3).

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

(см. рис. 5.3, область I). С увеличением U скорость ионов растёт, потери на рекомбинацию уменьшаются. Участок II на рис. 5.3 соответствует области напряжений, при которых практически все ионы достигают электродов. Ионизационный ток в этой области, почти не зависящий от изменения U, называют током насыщения. Он равен общему заряду электронов и ионов, образующихся в единицу времени. Индикаторы, работающие в области насыщения, называют ионизационными камерами.

Рост тока с увеличением напряжения в области III связан с возрастанием напряженности поля до таких значений, при которых электроны между двумя соударениями с молекулами успевают набрать энергию, достаточную для их ионизации, — происходит вторичная ионизация. Вторичные электроны вместе с первичными в следующих столкновениях ионизируют другие молекулы и т. д. — возникает лавинообразное размножение зарядов. Это явление, называемое газовым усилением, характеризуется коэффициентом газового усиления К, равным отношению заряда, собираемого на электродах, к первичному заряду. Коэффициент К зависит от U. В области насыщения тока К=1, а с увеличением напряжения К растет до 10³— 10⁴ и более. До некоторого напряжения U3 К не зависит от первичного заряда, поэтому общий заряд от одной заряженной ядерной частицы пропорционален первичному заряду. Эта область напряжений называется областью пропорциональности, а соответствующий индикатор — пропорциональным счетчиком. Поскольку часто первичный заряд пропорционален энергии регистрируемой частицы, то и импульс тока на выходе пропорционального счетчика оказывается пропорциональным этой энергии. Поэтому пропорциональный счетчик позволяет проводить спектрометрию — анализ частиц по энергиям.

J, мкА

Рис. 5.3. Вольтамперная характеристика газонаполненных

анализаторов. Области: I - рекомбинации, II - насыщения;

III- пропорциональности;IV - ограниченной пропорциональности;

V- Гейгера; VI - самопроизвольного разряда; частица: 1-с большой

энергией, 2-с малой энергией.

В области ограниченной пропорциональности IV пропорциональность между импульсом тока и первичным зарядом (с энергией частицы) нарушается: чем больше первичный заряд, тем меньше К. Наконец, в области V ток вовсе не зависит от интенсивности первичной ионизации. Здесь для возникновения мощного газового разряда достаточно появиться в детекторе хотя бы одной ионной паре. Область V (U4<U<U5), где импульс тока на выходе индикатора зависит лишь от напряжения на нем, но не зависит от первичного заряда (и энергии регистрируемой ядерной частицы), называют областью

Гейгера—Мюллера, а индикатор, работающий в таком режиме,— счетчиком Гейгера-Мюллера. При дальнейшем увеличении напряжения (область VI) наблюдается пробой газа -самостоятельный газовый разряд, возникающий даже без излучения благодаря вырыванию мощным, электрическим полем электронов из металла электродов.

Хотя, в принципе, один и тот же индикатор в зависимости от напряжения может работать в различных режимах, однако практически это нецелесообразно. В зависимости от типа индикатора рациональны различные конструктивные решения.

Ионизационные камеры в ядерной геологии и геофизике используют в основном для регистрации α-частиц. Распространены цилиндрические камеры с размерами около длины пробега α-частицы в газе (примерно 10 см при нормальном давлении). Типичная цилиндрическая камера состоит (рис. 5.4) из корпуса 4 — полого герметичного цилиндра, служащего одновременно катодом, и металлического стержня — собирающего электрода (анода) 5, электрически изолированного от цилиндра. Для исключения токов утечки через изолятор 2 посередине последнего часто имеется охранное кольцо 3. При измерениях по схеме рис. 5.4 напряжение между собирающим электродом и охранным кольцом близко к нулю, поэтому основная часть токов утечки протекает от охранного кольца к корпусу, минуя токоизмерительное устройство 1.

Рис. 5.4. Цилиндрическая ионизационная камера: 1 - токоизмерительное

устройство, 2 - изолятор, 3 — охранное кольцо, 4 — корпус (катод),

5 — собирающий электрод (анод).

С помощью ионизационных камер можно определять средний ток от действия большого числа частиц или же раздельно регистрировать импульсы от каждой частицы, прошедшей через камеру. В первом случае говорят об интегральной ионизационной камере, во втором — об импульсной. Последняя определяет не только число частиц, прошедших через камеру, но и их распределение по амплитуде. Однако для регистрации каждой частицы импульсной камерой требуется весьма большое усиление.

Использование импульсных камер для счета легких частиц (электронов, позитронов) неэффективно, поскольку они обеспечивают малую плотность ионизации. Для импульсных камер (так же как и для рассмотренных пропорциональных счетчиков и счетчиков Гейгера— Мюллера) важной характеристикой является эффективность, равная отношению числа частиц, зарегистрированных детектором, к полному числу частиц, попадающих в объем детектора. Эффективность камер около 100%. Для всех детекторов, работающих в импульсном режиме, еще одной характеристикой является разрешающее время t_p, равное минимальному времени, через которое схема восстанавливается после регистрации частиц и готова к регистрации новой частицы.

Счетчики Гейгера—Мюллера обладают высоким газовым усилением (в отдельных случаях до 10¹⁰) и обеспечивают высокую амплитуду выходного импульса (единицы и даже десятки вольт). Это упрощает схему усиления импульсов, а иногда делает ее излишней и обеспечивает счетчикам Гейгера—Мюллера широкое применение при регистрации γ-квантов, α- и β-частиц. Конструкцию счетчиков Гейгера—Мюллера выбирают такой, чтобы при сравнительно небольших размерах и напряжениях на электродах получить высокий коэффициент газового усиления. Для этого применяют цилиндрические счетчики с очень тонким анодом. Такой счетчик состоит (рис. 5.5) из катода — корпуса, по оси которого натянута металлическая проволока — собирающий электрод.

Рис. 5.5. Схема включения (а) и устройство (б) цилиндрических

счетчиков: 1 — анод, 2 — катод, 3 — изолятор, 4 — стеклянный

баллон, 5 — электрический вывод катода.

Напряженность ε электрического поля между электродами в цилиндрическом счетчике меняется обратно пропорционально расстоянию r от его оси

_£ = ^-Ы^-, (5.16)

где r_к, r_а — радиусы катода и анода соответственно; U — напряжение на счетчике.

В небольшом объеме вокруг нити анода, называемом критическим, напряженность поля становится достаточной для лавинообразной вторичной ионизации. Выбирая анод достаточно тонким, можно создать критическую область и большое газовое усиление при умеренном U. Напряжение питания счетчиков Гейгера обычно не превышает 10³ В, а у некоторых типов (галогенных) даже 250—400 В.

За время сбора электронов на аноде (около 10-⁷ с) тяжелые положительные ионы успевают уйти в направлении катода на очень малое расстояние. Чехол положительных зарядов вокруг анода ослабляет напряженность поля вблизи последнего. Если в это время пролетит новая заряженная частица, то в критическом объеме не будет происходить газового усиления зарядов и эта частица не будет зарегистрирована счетчиком. Время (tM ≈ 10^-4 с), в течение которого невозможно газовое усиление, называется мертвым временем счетчика. Через время, несколько большее tM, все ионы достигают катода и счетчик полностью восстанавливает свои свойства. Однако при нейтрализации ионов на катоде образуются возбужденные атомы и ультрафиолетовое излучение, способное вырвать фотоэлектроны из металла и начать новый разряд в счетчике. Чтобы исключить эти вторичные разряды, не связанные с попаданием в счетчик новой ядерной частицы, чаще всего применяют так называемую систему самогашения счетчика.

В соответствующих счетчиках, называемых самогасящимися, к основному газу счетчика (гелий, аргон и др.) добавляют небольшое количество (не более 10²⁰ молекул на весь счетчик) многоатомного газа (пары спиртов и т. д.) или галогенов. Многоатомные газы (и галогены) хорошо поглощают ультрафиолетовое излучение. При столкновении с ионом основного газа счетчика молекула многоатомного газа легко отдает ему электрон и нейтрализует его. В результате к катоду подходят уже ионы гасящего вещества, которые, вырывая электрон из катода, также возбуждаются, но возбуждение в них, за редким исключением, снимается не путем высвечивания фотонов, а в результате диссоциации молекулы на составные атомы.

Поскольку при каждом разряде счетчика диссоциирует 10¹⁰ молекул, счетчики с многоатомными гасящими веществами недолговечны, могут регистрировать не более 10¹⁰ разрядов. Лишь в галогенных счетчиках срок службы гораздо больше, поскольку два атома галогена, образующиеся при диссоциации его молекулы, в дальнейшем могут соединиться в молекулу, постоянно восстанавливая таким образом количество гасящего газа.

О

8 9 10 11 12 13 и-1(Г%Ъ

Рис. 5.6. Счетная характеристика счетчиков Гейгера — Мюллера.

Одной из основных характеристик счетчика Гейгера является счетная характеристика (рис. 5.6), показывающая зависимость скорости счета импульсов от напряжения между электродами при постоянной интенсивности излучения. До напряжения U1 счетчик работает в области ограниченной пропорциональности. Амплитуда импульсов различна благодаря различию в энергии частиц и в их пути в рабочем объеме счетчика. Поскольку любая регистрирующая схема имеет некоторый порог, регистрируются лишь импульсы, имеющие амплитуду выше этого порога. В области Гейгера все частицы регистрируются, поскольку они образуют одинаковые импульсы. В некоторой области напряжений U1<U<U2, называемой плато счетчика, скорость счета почти не зависит от напряжения.

Протяженность плато достигает нескольких сотен вольт. Если рабочее напряжение выбрать в середине плато, то скорость счета не зависит от изменения напряжения в несколько десятков вольт. Это наряду с большой амплитудой импульсов позволяет создавать на основе счетчиков Гейгера простые и надежные радиометры.

Единственным недостатком счетчиков Гейгера является их малая чувствительность к γ-квантам. Поглощение γ-квантов происходит в основном в корпусе счетчика, в результате чего образуются быстрые электроны (фотоэффект и комптон-эффект) или пара электрон— позитрон. Чтобы эти частицы могли попасть внутрь счетчика и зарегистрироваться, толщина стенки должна быть не более нескольких миллиметров. При такой малой толщине стенок

вероятность поглощения в них γ-квантов оказывается не более 1—2%. При постоянной толщине катода эффективность счетчика при энергии более нескольких десятых мега-электрон-вольт растет с увеличением энергии γ-кванта.

Вероятность регистрации α- и β-частиц при условии их попадания в рабочий объем счетчика практически составляет 100 %. Эффективность их регистрации ограничивается лишь поглощением в стенках счетчика. Для повышения эффективности регистрации боковую стенку цилиндрических счетчиков β-излучения делают из тонкой алюминиевой или стальной фольги. Кроме того, для регистрации α- и β-частиц изготавливают так называемые торцовые счетчики с большим диаметром и тонким окошком (из слюды, тефлоновой пленки и т. д.) в одном из торцов счетчика.

Импульсы на выходе пропорциональных счетчиков менее мощные, чем у счетчиков Гейгера, но в 10³—10⁴ раз мощнее, чем у импульсных камер. Поэтому для них необходимы более простые схемы усиления, чем для импульсных ионизационных камер. Конструктивно пропорциональные счетчики подобны счетчикам Гейгера — Мюллера, но отличаются меньшей напряженностью поля в критической области. Преимущество этих счетчиков — пропорциональность импульса первичному заряду, что позволяет определять тип частиц и их энергетический спектр, а недостаток — малая амплитуда импульса и ее зависимость от напряжения питания.

Для изучения энергетического спектра γ-квантов, α- и частично β-частиц в ядерной геофизике используют сцинтилляционные счетчики (см. п. 5.2.2), а пропорциональные счетчики для этого используются редко. Однако последние широко применяются для регистрации медленных нейтронов. Такие счетчики заполняются газом, хорошо поглощающим нейтроны: ³Не или BF3. При поглощении нейтрона этими веществами образуются быстрые протоны и α-частицы с энергией в несколько мегаэлектрон-вольт.

Пробег тяжелых частиц почти полностью укладывается в объеме счетчиков, и они образуют относительно мощный импульс на выходе счетчика. В то же время электроны и позитроны, выбиваемые из материалов счетчика γ-квантами, имеют малую плотность ионизации и образуют импульсы тока небольшого значения. Применяя пороговую дискриминацию, легко отсечь импульсы от γ-квантов и регистрировать одни только нейтроны даже при наличии интенсивного поля γ-квантов.

Эффективность таких счетчиков нейтронов зависит от их размера и макроскопического сечения поглощения газа. Для повышения последнего счетчик заполняют газом под относительно большим давлением, а в счетчиках с BF3 используют бор, обогащенный до 80—90% изотопом ¹⁰В, который и поглощает нейтроны с образованием α-частицы (в естественном боре содержится 20 % ¹⁰В). Эффективность распространенных счетчиков нейтронов для тепловых нейтронов составляет несколько десятков процентов. При необходимости регистрации лишь надтепловых нейтронов счетчики медленных нейтронов окружают чехлом из кадмия, имеющего высокое сечение поглощения для тепловых и относительно небольшое для надтепловых нейтронов. Такой чехол толщиной 1 мм пропускает в счетчик лишь нейтроны с энергией более 0,3—0,5 эВ.

Электрическая схема подключения пропорциональных счетчиков и счетчиков Гейгера к усилителю приведена на рис. 5.5. Электроны, образованные в результате первичной и вторичной ионизации, собираясь на аноде счетчика, вызывает на нем отрицательный импульс напряжения. Последний через разъединительную емкость С подается на вход усилителя.

Сцинтилляционные счетчики

В сцинтилляционном счетчике регистрация заряженной частицы связана с возбуждением атомов и молекул вдоль ее траектории. Возбужденные атомы, живущие короткое время, переходят в основное состояние, испуская электромагнитное излучение. У ряда прозрачных веществ, называемых фосфорами или люминофорами, часть спектра этого излучения приходится на световую область. Прохождение заряженной частицы через такое

вещество вызывает вспышку света. Для увеличения выхода света и уменьшения его поглощения в фосфоре в последний добавляют так называемые активаторы. Вид активатора указывают в скобках после обозначения фосфора. Например, кристалл NaI, активированный таллием, обозначают NaI(Tl).

Попадание быстрой заряженной частицы в фосфор вызывает световую вспышку — сцинтилляцию. Последняя преобразуется в электрический импульс и усиливается в 10⁵—10⁶ раз фотоэлектрическим умножителем (ФЭУ). Подобное сочетание двух элементов — фосфора и ФЭУ—используют в сцинтилляционных счетчиках (рис. 5.7).

1200 В

Рис. 5.7. Принципиальная схема сцинтилляционного счётчика.

1 - кристалл NaI; 2 - фотокатод; 3 - фокусирующая электронная линза;

4 - эмиттеры (диноды); 5 - анод.

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

Фотоэлектронные умножители состоят из фотокатода, умножающих электродов (динодов) и анода (см. рис. 5.7). Потенциал каждого последующего электрода на некоторую величину (около 10 В) превышает потенциал предыдущего, что обеспечивает ускорение электронов между ними. Фотоны, поступающие из фосфора на фотокатод, выбивают из него несколько десятков или сотен электронов, которые фокусируются и ускоряются электрическим полем и бомбардируют первый динод. При торможении в диноде каждый ускоренный электрон выбивает до 5—10 вторичных электронов. Такой процесс, повторяясь на каждом последующем диноде, обеспечивает умножение электронов до многих миллионов раз.

Сцинтилляционные счетчики в ядерной геологии и геофизике используют для регистрации γ-квантов, реже нейтронов и β-частиц. При регистрации тяжелых заряженных частиц возникает трудность с обеспечением их ввода в фосфор. Поэтому для регистрации α-частиц чаще всего используют ионизационные камеры или торцовые счетчики. Лишь для регистрации α-активности эманации широко применяют сцинтилляционную камеру, внутренние стенки которой покрыты ZnS (Ag).

Из-за термоэлектронной эмиссии фотокатода и первых динодов на выходе даже полностью затемненного ФЭУ возникает некоторый темновой ток, создающий небольшие фоновые импульсы. Для их отсечения в схему регистрации вводят дискриминаторы.

Особенности использования сцинтилляционных счетчиков для спектрометрии γ-излучения. При регистрации γ-квантов сцинтилляционным счетчиком амплитуда импульса на его выходе пропорциональна энергии электрона и позитрона, образовавшихся при взаимодействии кванта с сцинтиллятором. Если при фотоэффекте энергия фотоэлектрона равна энергии кванта (за вычетом небольшой величины — энергии связи К-электрона), то электрону при комптоновском рассеянии и паре электрон—позитрон в эффекте образования пар передается лишь часть энергии кванта. При комптон-эффекте в зависимости от угла рассеяния γ-кванта энергия электрона может меняться в широких пределах (рис. 5.8.), а при эффекте образования пар — кинетическая энергия пары на 1,02 МэВ меньше, чем энергия кванта.

N

Еу/(1+0,51/Еу)

Е, МэВ

 

в

Еу-0,5

Е, МэВ

Е, МэВ

Рис. 5.8. Упрощенная схема распределения энергии вторичных

электронов в люминофоре при: а — фотоэффекте, б — комптоновском рассеянии,

в — образовании пар; N - число импульсов, Е — энергия вторичных электронов.

В результате спектр энергии вторичных частиц, образованных в сцинтилляторе монохроматическим пучком γ-квантов имеет сложный вид. Появление дополнительных линий Еv = 0,51 МэВ и Е_у при эффекте образования пар обусловлено тем, что в ряде случаев один или даже оба γ-кванта с энергией 0,51 МэВ, образующихся при аннигиляции позитрона, поглощаются в сцинтилляторе в результате фотоэффекта и вспышка от этих фотоэлектродов сливается со вспышкой от первичной пары электрон—позитрон. Максимальная энергия комптоновского электрона

(5.17)

Реальное амплитудное распределение импульсов на выходе ФЭУ более расплывчатое, чем спектр электронов на рис. 5.8 из-за статистического характера процессов в фосфоре и ФЭУ. Оно не дискретное, а непрерывное. Типичный аппаратурный спектр изотопа 2⁴Na (Еy=1,38 и 2,76 МэВ) приведен на рис.5.9.

Для линии 1,38 МэВ вклад эффекта образования пар ничтожен и соответствующие пики почти незаметны, образуется лишь пик 1,38 МэВ, обусловленный фотоэффектом, а также менее четкий комптоновский пик с энергией 1,17 МэВ. Для линии 2,76 МэВ наблюдаются три пика с энергиями 1,74, 2,25 и 2,76 МэВ. Два первых пика обязаны эффекту образования пар, а последний пик (2,76 МэВ) трем процессам: фотоэффекту, эффекту образования пар, сопровождающемуся поглощением обоих квантов аннигиляции; комптон-эффекту, когда рассеянный квант также поглощается фосфором в результате фотоэффекта. Во всех трех

процессах в световую энергию превращается вся энергия кванта. Поэтому этот пик называют пиком полного поглощения.

Форма пика полного поглощения близка к гауссовой кривой. Отношение μ=ΔЕ/Е полуширины пика ΔЕ на половине его высоты к средней энергии Е называют амплитудным разрешением счетчика. Чем меньше μ, тем лучше спектрометр. Значение μ обычно растет с уменьшением энергии и для хороших сцинтилляционных спектрометров при Еv = l,33 МэВ (⁶⁰Со) составляет 6%.

Сцинтилляционные счетчики обеспечивают гораздо большую эффективность регистрации γ-квантов (до 30—50 % и более), чем газоразрядные, и дают возможность изучения спектрального состава излучения. К преимуществам сцинтилляционных счетчиков относится также более низкий уровень их собственного и космического фона.

dJ/dE, отн. ед 4

1.74 2.25 2.76

Е„, МэВ

1 ■

Рис. 5.9. Аппаратурный спектр γ-излучения Na24, содержащий линии с энергией 1,38 и 2,76 МэВ.

Однако сцинтилляционные счетчики более сложны и требуют более квалифицированного обслуживания, чем разрядные. Это обусловлено большим влиянием температуры на световыход фосфоров, несравненно более высокими требованиями к стабилизации источника питания, а также более сильным изменением характеристик сцинтилляционных счетчиков во времени.

Полупроводниковые счетчики

В твердых телах, как и в газах, энергия заряженных частиц расходуется на ионизацию и возбуждение атомов, причем пробег частиц в них в 1000 раз меньше, чем в газе, а плотность ионизации соответственно выше. Поэтому возможно резкое уменьшение размеров ионизационных камер при сохранении или даже увеличении их эффективности путем замены газа в камере твердым наполнителем. Основной проблемой при этом является выбор твердых тел с подходящей электропроводностью. Перспективным оказалось создание детекторов на основе полупроводниковых материалов.

Для использования полупроводника в качестве детектора ионизирующего излучения в нем создают р — п переход, обладающий большим удельным сопротивлением. Пусть имеются две пластины полупроводника: одна с электронной, а другая с дырочной проводимостью, например, n-германия и р-германия. Если эти пластинки привести в тесное соприкосновение, то в местах их соприкосновения начнется диффузия электронов из п-германия в р-германий.

Они нейтрализуют часть дырок в тонком граничном слое р-германия и заряжают его отрицательно. Аналогично тонкий граничный слой n-полупроводника заряжается положительно. В результате создается переход, препятствующий дальнейшей диффузии носителей заряда. Такой переход обладает свойствами диода. Если присоединить n-полупроводник к катоду, а р-полупроводник к аноду, то через переход течет ток, а при обратной полярности толщина р— п слоя растет и система не проводит тока.

При подаче напряжения в запорном направлении основное падение потенциала происходит в р — п слое и он ведет себя как конденсатор или ионизационная камера. При прохождении ионизирующей частицы через запорный слой в нем происходит ионизация и образуются свободные носители заряда. Они под действием поля дрейфуют к соответствующим электродам, так как практически все поле в счетчике сосредоточено в области р — п перехода и время собирания зарядов равно времени, необходимому для прохождения только этого слоя. Поскольку толщина последнего лишь 10-²—10 мм, полупроводниковые счетчики обладают малым разрешающим временем (10-⁷—10-⁹ с).

Затрата энергии на образование пары электрон—дырка в германии и кремнии (3 эВ) в 10 раз меньше, чем для воздуха; а импульс тока на порядок выше, чем в газонаполненной камере. Это наряду с меньшей продолжительностью импульса обеспечивает его относительно высокую амплитуду, достигающую 2 мВ на 1 МэВ энергии частиц.

а

б

 

р

i

п

Рис. 5.10. Полупроводниковые детекторы: а - поверхностно-барьерный, 6-с р- I-п переходом. 1 - п-кремний, 2 -тонкий слой золота, 3, 4- электрические контакты.

Амплитуда импульса пропорциональна числу носителей заряда, образованных частицей, а следовательно, ее энергии, если весь ее пробег укладывается в пределах р — п перехода. Поскольку наибольший пробег среди заряженных частиц имеют электроны (примерно 1 мм на каждый мегаэлектрон-вольт энергии), для спектрометрии электронов и γ-квантов необходимы детекторы с толщиной перехода не менее нескольких миллиметров. Увеличение толщины слоя для γ-квантов необходимо также для повышения эффективности регистрации. Для регистрации и спектрометрии тяжелых частиц достаточна толщинар— п перехода 10 мкм.

Полупроводниковые детекторы подразделяются на поверхностно-барьерные, диффузные и с р — i — п переходом. Рассмотрим лишь первые, получившие широкое применение для регистрации тяжелых частиц, и последние, используемые для регистрации γ-квантов.

Поверхностно-барьерные детекторы обычно изготовляют на основе пластинки n-полупроводника. Для создания электрического контакта на одну из ее плоскостей наносится слой никеля. В атмосфере воздуха тонкий слой на второй стороне пластинки окисляется и приобретает свойства р-полупроводника: возникает р— п переход. На эту поверхность для электрического контакта с р-полупроводником напыляют тонкий слой золота (рис. 5.10, а). Толщина чувствительного слоя в р— п переходе (несколько микрометров) достаточна для спектрометрии

тяжелых частиц. Слой золота на поверхности должен быть тонким, чтобы через него свободно проходили регистрируемые ядерные частицы.

Детекторы с р— i — п переходом имеют большую толщину чувствительного слоя, необходимую для регистрации.р-частиц и Y-квантов, которую получают внедрением в один из торцов р-полупроводника лития, обладающего высоким коэффициентом диффузии. Таким образом создают три слоя (рис. 5.10, б). В слое I, куда не проникли атомы лития, сохраняется р-проводимость. Тонкий слой III с преобладанием донора (лития) приобретает свойства n- полупроводника. Наконец, в промежуточном слое II концентрации доноров и акцепторов равны. Этой слой, не имеющий примесной проводимости и обладающий высоким удельным сопротивлением, называют i-слоем. Толщину i-слоя в отдельных случаях удается довести до 8 мм, что достаточно для получения хорошего энергетического разрешения и неплохой эффективности для γ-лучей: 0,7 и 0,2 % для γ-квантов с энергией соответственно 0,663 и 1,333 МэВ. Уже созданы детекторы с чувствительным объемом до 10n см³, т. е. сравнимым с объемом сцинтилляторов, имеющие эффективность до 10 %.

Полупроводниковые детекторы отличаются экономичностью питания, компактностью, нечувствительностью (в отличие от ФЭУ) к магнитному полю, а также амплитудным разрешением в 20— 30 раз лучшим, чем у сцинтилляционных счетчиков. Чтобы повысить эффективность регистрации и долю фотопика в аппаратурном спектре, i-слой должен иметь высокий атомный номер Z. Поэтому р — i — n- детекторы для -γ-излучения изготовляют обычно на базе германия с Z = 32. Однако их широкое применение ограничивается необходимостью охлаждения. При комнатной температуре собственный (темновой) ток детекторов столь велик, что регистрация на его фоне импульсов от ядерных излучений невозможна, поэтому детектор охлаждают жидким азотом. Более того, его и между измерениями необходимо хранить при температуре жидкого азота. Лишь детекторы из сверхчистого германия, требующие охлаждения в процессе работы, могут храниться при комнатной температуре. Сейчас созданы детекторы на базе теллурида кадмия и йодида ртути, работающие при комнатной температуре.