Ионизационных детекторов

Ионизация газа под воздействием ионизирующих излучений используется для их регистрации весьма широко, поскольку использование этого эффекта позволяет создавать простые по устройству, дешёвые и удобные в эксплуатации детекторы различных видов ионизирующих излучений.

Принцип действия газонаполненных детекторов ионизирующих излучений состоит в следующем. Ядерное излучение, попавшее в объём детектора, представляющего собой герметичный сосуд, наполненный газом, и содержащий, как минимум, два электрода: анод и катод, на которые подаётся постоянное напряжение, создающее в рабочем объёме детектора достаточно сильное электрическое поле, производит в нём первичную ионизацию газа либо непосредственно за счёт потери энергии излучением (в случае детектирования заряженных частиц), либо через вторичные эффекты взаимодействия измеряемого излучения с газовой средой (в случае нейтральных частиц или гамма-квантов). Электроны и ионы, образовавшиеся в результате ионизации газа, движутся в электрическом поле между электродами, создавая тем самым ионизационный ток. При этом происходит собирание и накопление зарядов на электродах, а также «разряд» источника питания через среду рабочего объёма детектора. Свободные электроны при движении в газе испытывают множество соударений с молекулами газа. Среднее расстояние, которое свободный электрон проходит между двумя соударениями, называют средним свободным пробегом. Он обратно пропорционален числу молекул газа в единице объёма. Для большинства используемых в газоразрядных приборах газов при нормальных значениях температуры и давления средний свободный пробег электронов лежит в пределах от 0,5 до 3 мкм. При отсутствии электрического поля электроны (как и молекулы газа) движутся хаотически. Но в присутствии электрического поля на это хаотичное движение накладывается ещё общий дрейф в направлении, противоположном направлению электрического поля (электроны движутся к положительному электроду – аноду). Средняя скорость этого дрейфа w прямо пропорциональна напряжённости электрического поля Е и обратно пропорциональна давлению газа р:

, (4.1)

здесь коэффициент μ называется подвижностью свободных зарядов и сложным образом зависит от массы носителей зарядов, вида газа, величины электрического поля и давления газа. Для большинства газов подвижность электронов в диапазоне отношений Е/р = 1…10 В/(м∙Па) имеет порядок 10⁴ м/с. При росте отношения Е/р свыше 10 В/(м∙Па) подвижность стремится к максимальному значению, примерно равному 5∙10⁴ -10⁵ м/с. При столкновениях с нейтральными атомами электроны могут присоединяться к их электронным оболочкам, образуя отрицательные ионы. Для галогенов, кислорода и паров воды вероятность присоединения электронов к атомам (образования отрицательных ионов), характеризуемая коэффициентом прилипания [20], примерно равна 10^-4, а для таких газов, как водород, аргон, азот, метан – уменьшается до величины 10^-6.

В зависимости от режима работы детектора выходной сигнал с него может поступать в непрерывном или дискретном виде. В первом случае интенсивность излучения, попавшего в объём детектора, определяется средней величиной ионного тока (интегральный режим), а во втором случае – числом импульсов в единицу времени (импульсный режим). Выходной сигнал детектора определяется величиной первичной ионизации, т.е. числом первичных пар ионов и свободных электронов, создаваемых в объёме детектора пролетающей через него частицей, а также зависит от характера происходящего в нём газового разряда. В соответствии с характером процесса, обеспечивающего регистрацию излучения, различают: ионизационные камеры, пропорциональные счётчики, счётчики Гейгера-Мюллера.

Ионизационная камера представляет собой систему двух электродов в объёме, заполненном инертным газом (чаще всего аргоном и неоном). Если частица полностью теряет свою энергию в объёме камеры, то число образовавшихся электрон-ионных пар будет пропорционально её начальной энергии, а значит, по величине собранного заряда (количеству электронов, пришедших на анод) легко определить энергию частицы. Поэтому при детектировании заряженных частиц невысоких энергий ионизационные камеры позволяют определять энергетический спектр измеряемого излучения путём измерения амплитуд импульсов на выходе детектора и построения графика плотности распределения импульсов по амплитуде. Недостатком ионизационной камеры являются очень низкие токи (амплитуды импульсов), которые трудно регистрировать. Этот недостаток преодолевается в ионизационных детекторах с газовым усилением. Газовое усиление это увеличение количества свободных зарядов в объёме детектора за счёт того, что первичные электроны на своём пути к аноду в сильных электрических полях приобретают энергию, достаточную для ударной ионизации нейтральных атомов рабочей среды детектора. В таком режиме работают пропорциональные счётчики.

Пропорциональный счётчик работает при более высокой напряжённости электрического поля, достаточной для разгона первичных электронов до такой энергии, чтобы при столкновения с нейтральными атомами ионизировать их. Но, поскольку лавинная ионизация происходит только по траектории первичной ионизирующей частицы, то сохраняется пропорциональность между энергией первичной частицы и амплитудой выходного импульса детектора. Таким образом, пропорциональный счётчик, как и ионизационная камера, способен выполнять функции спектрометра, только амплитуды выходных импульсов получаются в сотни раз больше.

Счётчики Гейгера-Мюллера. Если ещё больше увеличить разность потенциалов между анодом и катодом и довести коэффициент газового усиления до 10 -10 , то начинает нарушаться пропорциональность между энергией частицы, потерянной в детекторе, и величиной импульса тока. Прибор переходит в такой режим работы, когда достаточно появления в его объёме одного электрона, чтобы он запустил столь мощный лавинообразный процесс, который способен ионизировать всю область вблизи нити-анода, независимо от той локальной области, где произошёл первичный акт ионизации. При этом импульс тока достигает предельного значения (насыщается) и не зависит от первичной ионизации. Детектор, работающий подобным образом, называется счётчиком Гейгера-Мюллера. Появление в его объёме свободных носителей зарядов вызывает газовый разряд, при котором амплитуда электрического сигнала может достигать сотен вольт. При работе в импульсном (счётном) режиме детектор включается в электрическую цепь, схема которой показана на рисунке 4.1. Здесь C 1 – общая ёмкость детектора и входа усилителя; R 1 – сопротивление нагрузки. На детектор подают высокое напряжение V, создающее в нём электрическое поле E.

Рис. 4.1. Схема включения счётчика ионизирующих излучений

Наиболее распространённой является геометрия электродов в виде цилиндрического трубчатого катода и аксиально натянутой тонкой нити анода. Регистрация частиц происходит следующим образом. Частица, попадая внутрь детектора и сталкиваясь с находящимися в нём нейтральными атомами газа, вызывает их ионизацию. Электроны, тяжелые положительные и отрицательные ионы, образованные ионизирующей частицей, двигаясь в электрическом поле, испытывают многократные столкновения, упругие и неупругие, с молекулами газа. Средняя скорость направленного движения электронов и ионов пропорциональна напряжённости электрического поля и обратно пропорциональна давлению газа. Возникающий ток обусловлен в основном электронами, так как их подвижность на три порядка выше, чем подвижность тяжелых ионов. Импульс напряжения на сопротивлении R 1 усиливается и подаётся на регистрирующую аппаратуру.

На рисунке 4.2 [9] схематически представлены вольт-зарядные характеристики газоразрядного промежутка q = f(U) для трёх значений начальной ионизации n : 10 пар ионов от α-частицы, 10 от β-частицы и 10 от гамма-излучения. Здесь предполагается, что постоянная времени τ = R 1 ·C 1 много больше времени собирания заряда в детекторе. Каждую из этих кривых можно разделить на характерные участки. В отсутствие электрического поля (U=0) все ионы, созданные начальной ионизацией, полностью рекомбинируют в нейтральный газ. В электрическом поле ионы приобретают направленное движение к электродам (электроны – к аноду, а положительные ионы – к катоду), что препятствует их рекомбинации, причём их скорость зависит от напряжённости поля и подвижности образующихся заряженных частиц. При малых значениях U (участок I) происходят два конкурирующих процесса: собирание зарядов на электродах и рекомбинация ионов в газовом объёме. При увеличении поля скорость ионов увеличивается, что уменьшает вероятность рекомбинации. Однако, на этом участке число пар зарядов, уносимых полем из рабочего объёма на электроды, ещё незначительно по сравнению с числом ионов, которые рекомбинируют в том же объёме или вне его вследствие диффузии ионов в газе.

Рис. 4.2. Вольт-зарядная характеристика газонаполненного детектора

На участке I газ имеет, как и любой проводник со свободными носителями заряда, постоянную электропроводность, т.е. здесь выполняется закон Ома (с увеличением величины напряжения ток пропорционально растёт).

По мере увеличения напряжения число собираемых зарядов возрастает (конец участка I) до насыщения, при котором все заряды, созданные начальной ионизацией, оказываются полностью собранными на электродах. Рекомбинация при этом практически отсутствует. Насыщение сохраняется при дальнейшем увеличении U (горизонтальный участок II). Этот участок кривой называют областью насыщения. Именно в этой области работают ионизационные камеры. В действительности плато на участке II имеет небольшой наклон. Это объясняется тем, что при данных напряжённостях электрического поля небольшая часть образовавшихся зарядов рекомбинирует. С увеличением напряжённости поля число рекомбинаций уменьшается, и ток немного растёт. Следует иметь в виду, что в полях излучений высокой интенсивности уменьшить рекомбинацию повышением напряжения не всегда удаётся, вплоть до выхода в область пропорциональности. В таких случаях плато практически отсутствует и область выполнения закона Ома непосредственно переходит в область пропорционального газового усиления.

В области III при дальнейшем увеличении напряжения электроны, созданные в результате первичной ионизации, ускоряются полем настолько, что становятся способными при столкновении с нейтральными атомами газа ионизировать их, т.е. создавать некоторое число вторичных ионов и электронов. Происходит газовое усиление. При этом амплитуда импульса сначала растёт пропорционально первичной ионизации – это пропорциональная область. В этой области III работают пропорциональные счётчики. Область работы пропорциональных счётчиков затем сменяется областью ограниченной пропорциональности IV.

На участках III и IV образуются лавины электронов и положительных ионов, а возникший при этом разряд называется лавинным. Газовый разряд, соответствующий начальной части вольт-зарядной характеристики, включая и область насыщения (участки I и II), называется тихим разрядом. Тихий и лавинный разряды прекращаются по достижении «первичными» электронами (ионами) или их лавиной поверхности электродов, поэтому они относятся к категории несамостоятельного разряда. Лавинный разряд сопровождается явлением газового усиления, которое связано с процессами вторичной амеезации и сопровождается увеличением заряда, собираемого на электродах, по сравнению с зарядом «первичных» пар ионов. Коэффициент газового усиления, выражающий отношение этих зарядов, равен единице в области насыщения (участок II). Пройдя затем через переходную область сравнительно медленного подъёма (начало участка III), коэффициент газового усиления растёт далее с увеличением напряжения экспоненциально (участок III), а при больших напряжениях ещё быстрее из-за появления вторичных лавин от дополнительных электронов, образующихся вследствие фотоэффекта на катоде и частично в газе (участок IV). На участке напряжений III каждая лавина развивается независимо от других лавин, так что величина начальной ионизации не влияет на коэффициент газового усиления, который является здесь действительно пропорциональной константой, а сама область носит название пропорциональной области. На участке IV наиболее сильного роста газового усиления уже сказывается влияние пространственного заряда положительных ионов и соседних лавин, мешающих взаимному развитию. В этом случае величина начальной ионизации влияет на коэффициент газового усиления таким образом, что его возможный рост ограничивается при сильной первичной ионизации по сравнению с наиболее быстрым увеличением при слабой ионизации. Процессы тихого и лавинного несамостоятельного разрядов наблюдаются практически при любой геометрии электродов и не требуют большой мощности источника напряжения.

На участке V газовое усиление возрастает настолько, что собираемый заряд не зависит от первичной ионизации. Это так называемая область Гейгера. Однако разряд, как и в предыдущих областях, остаётся вынужденным, т. е. начинается после прохождения ионизирующей частицы. Это область работы счётчиков Гейгера-Мюллера. В этой области лавина за счёт фотоионизации распространяется на весь объём газа и разряд из несамостоятельного переходит в самостоятельный, за счёт чего и достигается большой коэффициент газового усиления. Но в счётчиках Гейгера-Мюллера при протекании сильного импульса тока через анодное сопротивление R 1 (рис. 4.1) на нём падает практически всё напряжение источника, вследствие чего напряжённость электрического поля спадает почти до нуля, что и приводит к прекращению разряда.

Из существующих видов самостоятельного разряда для регистрации излучений используется только коронный разряд (счётчики Гейгера-Мюл-лера и коронные счётчики). Коронный разряд возникает при сравнительно больших давлениях газа во всех тех случаях, когда поле в разрядном промежутке очень неравномерно из-за малого радиуса кривизны поверхности одного или обоих электродов и достаточного расстояния между ними. Ионизация, а также свечение газа происходит лишь около электрода с малым радиусом кривизны в тонком слое, называемом короной. Коронирующий слой занимает область пробега электронных лавин, оставляющих позади себя положительные пространственные заряды большой плотности. Во внешней области коронного разряда, так называемой «тёмной», свободных электронов нет, и ток осуществляется движением ионов. Характерной особенностью коронного разряда является то, что сила тока в нём обусловлена не сопротивлением внешней цепи, а ограниченной проводимостью внешней области разряда, которая зависит от геометрии электродов, напряжения между ними, а также от природы и состояния газа. Коронный разряд возникает на участке напряжений V и прекращается после каждого единичного акта начальной ионизации принудительно: либо добавкой к наполняющему рабочий объём инертному газу одного из галогенов или органических молекул, ликвидирующих опасность вторичных лавин; либо резким ограничением мощности источника напряжения путём последовательного включения высокоомного сопротивления (10⁸- 10 ом), которое на время движения положительных ионов к катоду сохраняет напряжение на электродах ниже порога зажигания самостоятельного коронного разряда, уменьшенного за счёт накопления отрицательного заряда на аноде в процессе разряда.

Дальнейшее увеличение напряжения приводит к непрерывному разряду (область VI), поэтому эта область для регистрации частиц не используется.

Ширина области существования прерываемой короны (участок напряжений V), после которой начинается непрерывный самостоятельный разряд (участок VI), пропорциональна величине сопротивления, включаемого последовательно с детектором для снятия выходного сигнала.

Для измерения плотности потоков заряженных частиц (альфа-, бета- и протонного излучения) преимущественно используют счётчики Гейгера-Мюллера, поскольку амплитуды выходных импульсов таких детекторов могут достигать сотен вольт и не требуют дополнительного усиления. Выходным параметром, пропорциональным плотности измеряемого потока является скорость счёта выходных импульсов (число импульсов в единицу времени). Но быстродействие счётчиков Гейгера-Мюллера невелико, что ограничивает их использование лишь для регистрации потоков невысокой интенсивности. Кроме того, они имеют ограниченный ресурс, который даже в радиационных полях средней интенсивности вырабатывается достаточно быстро. Поэтому для регистрации потоков средней и высокой интенсивности используют пропорциональные счётчики и ионизационные камеры, которые существенно превосходят счётчики Гейгера-Мюллера и по быстродействию, и по ресурсу. Кроме того, ионизационные камеры и пропорциональные счётчики благодаря пропорциональности амплитуды импульсов энергии, потерянной частицей в детекторе, позволяют производить измерение энергии регистрируемых частиц, т.е. измерять энергетический спектр исследуемого потока.

Конструкции газонаполненных детекторов существенно зависят от их назначения, т.е. определяются видом регистрируемого излучения и измеряемыми характеристиками (плотность потока, мощность экспозиционной дозы, мощность поглощённой дозы, поглощённая доза).

Измерения альфа-излучения. Для измерения альфа-излучения детектор должен иметь входное окно, закрытое очень тонкой (толщиной примерно 3 мкм) пластинкой слюды, поскольку пробег α-частиц в твёрдых веществах очень мал. Так как такая тонкая плёнка не может выдержать существенного перепада давления, то давление рабочего газа в камере делают равным среднему атмосферному давлению. Корпус детектора обычно имеет плоско-параллельную конструкцию, но не круглой а прямоугольной формы, а входное окно располагают на торцевой стороне, чтобы траектории регистрируемых α-частиц были направлены перпендикулярно направлению электрического поля в ней. В этом случае вероятность рекомбинации образовавшихся зарядов минимальна. В противном случае из-за высокой плотности концентрации образующихся вдоль траектории движения α-частицы зарядов вероятность их рекомбинации повышается и амплитуда выходных импульсов снижается.

Размеры детекторов камер для измерения α-излучения выбираются такими, чтобы средний пробег α-частиц полностью укладывался в объёме амеры. Поскольку энергия α-частиц радиоизотопных источников лежит в пределах 2-9 МэВ, то размеры получаются вполне приемлемыми (в пределах 10 см).

Измерения бета-излучения. Детекторы для измерения β-излучения устроены примерно так же, как и для измерения α-излучения. Но, хотя проникающая способность β-излучения (при той же энергии) существенно выше, чем α-излучения, но входное окно у таких детекторов всё равно приходится делать, поскольку β-излучение обладает непрерывным спектром, а их средний пробег в очень сильной степени зависит от энергии и для низкоэнергетических частиц (в единицы килоэлектронвольт) в твёрдых телах снижается до долей миллиметра). Но, чтобы отделить β-излучение от α-частиц входное окно закрывают более толстой металлической фольгой, которая поглощает все α-частицы, а β-частицы (начиная с энергий в несколько кэВ) пропускает.

Измерения гамма- и рентгеновского излучений. Гамма-кванты сравнительно редко непосредственно ионизируют нейтральные молекулы, вырывая из них электроны. Однако они передают этим электронам такую энергию, которой достаточно для ударной ионизации других молекул и атомов. Такая вторичная ионизация вносит основной вклад в суммарный ионизационный ток детектора. Но, поскольку газ в рабочем объёме детектора имеет в тысячи раз более низкую плотность, чем стенки камеры, то основная часть высокоэнергичных электронов, проникает в рабочий объём камеры из её стенок и из внешнего пространства. Первый источник быстрых электронов (за счёт первичной ионизации рабочего газа детектора) называется внутренним, второй – стеночным, а третий – внешним. Ионизационные детекторы, предназначенные для измерения γ-излучения, не имеют входного окна. Толщину стенок таких детекторов выбирают примерно равной длине свободного пробега электронов в материале корпуса (металл или стекло). Поэтому она поглощает почти все электроны внешнего источника, т.е. исключает наиболее непостоянную часть всех быстрых электронов, непосредственно производящих ионизацию газа в рабочем объёме камеры, но пропускает большую часть стеночных электронов, обеспечивая достаточно высокую чувствительность. Количество и энергия стеночных электронов зависят не только от интенсивности измеряемого γ-излучения, но и от порядкового номера Z материала корпуса. Понятно, что в токовых камерах небольших объёмов стеночный источник электронов является основным.

Ионизационные токовые камеры, предназначенные для измерения γ-излучения, не имеют входного окна. Толщина стенок таких камер примерно равна длине свободного пробега электронов в материале корпуса (металл или стекло). Поэтому она поглощает почти все электроны внешнего источника, т.е. исключает наиболее непостоянную часть всех быстрых электронов, непосредственно производящих ионизацию газа в рабочем объёме камеры, но пропускает большую часть стеночных электронов, обеспечивая достаточно высокую чувствительность. Количество и энергия стеночных электронов зависят не только от интенсивности измеряемого γ-излучения, но и от порядкового номера Z материала корпуса. Понятно, что в токовых камерах небольших объёмов (до 1 л) стеночный источник электронов является основным. Поэтому такие камеры иногда называют стеночными.

Поскольку доза и мощность дозы рентгеновского и γ-излучения определяется по степени ионизации воздуха (экспозиционная доза), то дозиметр на основе токовой камеры будет давать правильные показания в том случае, когда стенки камеры будут состоять из вещества с массовым коэффициентом поглощения γ-излучения равным массовому коэффициенту поглощения воздуха. Такие вещества называют воздухоэквивалентными. К ним относятся бакелит, плексиглас, полистирол, полиэтилен и ряд других пластмасс. Количество и энергия вторичных электронов, возникающих в единице массы такого вещества и воздуха под действием γ-излучения практически одинаковы. Такие камеры называют воздухоэквивалентными.

Однако ионизационный ток камеры зависит не только от интенсивности измеряемого гамма-излучения, но и от давления и природы газа-наполнителя, материала и толщины стенок и энергии γ-квантов. Поэтому токовые камеры обязательно градуируются с помощью так называемых «нормальных» камер. Это плоские открытые камеры, в которых рабочим газом является наружный воздух или большие цилиндрические камеры, наружные стенки которых изготовлены из крупноячеистой сетки, которая практически не влияет на измеряемое γ-излучение. Следовательно, в них отсутствует стеночный источник электронов, и остаются только внутренний и внешний источники. Поскольку объём воздуха в полости камеры много меньше объёма окружающего пространства, из которого могут прилетать свободные электроны, то газ внутри такой камеры ионизируется главным образом за счёт электронов внешнего источника. Им можно считать слой воздуха, окружающий рабочий объём камеры, толщиной, равной средней длине свободного пробега электронов соответствующей энергии в воздухе. Поэтому ионизационный ток нормальной камеры наиболее точно соответствует интенсивности вызывающего его γ-излучения. Это позволяет достаточно точно рассчитывать ионизационный ток в такой камере в зависимости от интенсивности γ-излучения и градуировать по показаниям нормальной камеры обычную закрытую камеру.

Теперь рассмотрим вопрос о выборе газа и его давления в ионизационных камерах. В таблице 4.1 [20] представлены сравнительные данные ионизирующего действия γ-излучения радиевого изотопного источника на различные газы при нормальных условиях (температура +20 ⁰С, давление 101,3 кПа). В ней приведены значения ионизации – число I образованных пар ионов в 1 см³ за 1 с для данных газов.

Таблица 4.1

Ионизирующее действие γ-излучения для различных газов

Помимо степени ионизации важное значение при выборе газа-наполнителя имеет вероятность образования отрицательных ионов при взаимодействии с электронами, характеризуемая так называемым «коэффициентом прилипания», поскольку это влияет на степень рекомбинации образовавшихся зарядов, а значит, и на их собираемость на электродах. С этой точки зрения кислород, а значит, и воздух имеют величину такого коэффициента примерно в 100 раз больше, чем инертные газы: неон, аргон, криптон и ксенон. Поэтому камеры, заполненные воздухом, требуют более высокой напряжённости электрического поля и, тем не менее, не обеспечивают достижения полного насыщения ионизационного тока, что объясняется влиянием рекомбинации. А при отсутствии полного насыщения ионизационный ток в камере зависит и от температуры, и от давления газа, что объясняется именно влиянием рекомбинации, поскольку температура оказывает влияние на интенсивность диффузии, среднюю скорость теплового движения молекул, а значит и на интенсивность процессов рекомбинации. Влияние давления на ионизационный ток уже рассматривалось выше (зависимость неоднозначная и имеет максимум), но для температурного коэффициента зависимость от давления монотонная: с ростом давления температурный коэффициент тока ионизации растёт.

Ионизационный ток зависит и от энергии γ-квантов. Для всех газов эта зависимость имеет близкий характер: сначала при росте энергии γ-квантов ионизационный ток растёт, затем он достигает максимума и при дальнейшем возрастании энергии излучения либо сохраняется неизменным, либо слабо падает. Чтобы уменьшить влияние энергии γ-излучения на величину ионизационного тока корпус ионизационных камер следует изготавливать из материалов с атомным номером близким к атомному номеру газа-наполнителя. Если газом наполнителем является воздух (что используется в ионизационных камерах, предназначенных для измерения экспозиционной дозы облучения), то корпус делается из воздухоэквивалентного материала (пластмасс). Если же камера заполняется тяжёлыми инертными газами (аргон, криптон), то корпус изготавливается из латуни или стали.