Область непрерывного разряда. 2 глава

Рис 7 10 Принципиальная схема сцинтилляционного детектора

1. Сцинтиллятор

2. Фотокатод ФЭУ

3. Фокусирующая диафрагма

4. Диноды

5. Анод ФЭУ

6. Делитель напряжения

7. Выходное сопротивление

8. Усилитель

9. Пересчетный прибор

Поток электронов собирается на последнем диноде, называемом анодом (5). Питание
ФЭУ осуществляется с помощью источника стабилизированного высокого напряжения с
делителем (6). В цепь анода включается сопротивление нагрузки (7), на котором формируется
импульс напряжения.

Количественной характеристикой процесса умножения электронов является коэффициент
вторичной электронной эмиссии σ равный отношению числа выбитых из динода электронов
к числу электронов падающих на его поверхность. Он зависит от материала и состояния
поверхности динода, от энергии и угла падения электронов и может принимать значение
от 5 до10. Если в ФЭУ имеется n динодов, для каждого из которых коэффициент вторичной
электронной эмиссии σ, то коэффициент умножения ФЭУ определяется из соотношения

n

M = Π ^.α_i^. σ_i, (7.35)

i=1

где α_i — коэффициент, определяющий долю электронов попадающих с одного динода на
другой. В фотоумножителях обычно имеется от 10 до 14 динодов и таким образом полное
усиление (коэффициент усиления) может достигать 10⁶.

В зависимости от измеряемой величины (среднее значение анодного тока или скорость
счета импульсов тока) различают токовый и счетный режимы сцинтилляционного детектора.

Токовый режим сцинтилляционного счетчика. Рассмотрим зависимость анодного
тока i_ф от мощности дозы при регистрации фотонного излучения. Средний ток на аноде ФЭУ
можно рассчитать, используя формулу (7.32), из соотношения

(7.36)

где e — заряд электрона, g — число фотоэлектронов на один испущенный световой фотон,
M — коэффициент усиления ФЭУ

Пусть на торцовую поверхность цилиндрического сцинтиллятора с площадью торца S
и высотой h нормально падает пучок фотонов. Тогда поглощенная в единицу времени энергия
E_n в сцинтилляторе

(7.37)

где μ_en — линейный коэффициент поглощения энергии фотонов в веществе сцинтиллятора,
μ — линейный коэффициент ослабления фотонов в сцинтилляторе, I — плотность потока
энергии падающих фотонов. Интегрирование проведено по высоте сцинтиллятора в
предположении, что энергетический состав излучения существенно не изменяется

Мощность поглощенной дозы связана с плотностью потока энергии фотонов соотношением

(7.38)

где μ_en,m,в — массовый коэффициент поглощения энергии в воздухе. Решая совместно уравнения
(7.36) и (7.37), получим выражение, определяющее энергетическую зависимость
чувствительности сцинтилляционного дозиметра (ход с жесткостью) работающего в токовом
режиме

(7.39)

где V и р_z — объем и плотность сцинтиллятора соответственно

Выразив через постоянный множитель а параметры, не зависящие от энергии первичного
излучения и считая постоянным значение η _к,

(7.40)

Из выражения (7.40) видно, что ход с жесткостью будет отсутствовать лишь для тонких
(μ_Z h « 1) воздухоэквивалентных (μ_en,m,Z = μ_en,m,в ) сцинтилляторов. С ростом толщины
сцинтиллятора будет увеличиваться и ход с жесткостью, особенно в низкоэнергетичной
области первичных фотонов. Так, с уменьшением энергии фотонов ниже 100 кэВ,
чувствительность дозиметрического детектора с органическим сцинтиллятором может
изменяться на десятки процентов, что делает его практически непригодным для использования

Для неорганических сцинтилляторов чувствительность, наоборот, увеличивается в области
низких энергий.

Снижения хода с жесткостью можно добиться, используя комбинированный сцинтиллятор,
в котором применяется органический кристалл, покрытый тонким слоем тяжелого
неорганического сцинтиллятора. Рост чувствительности неорганического сцинтиллятора с
понижением энергии приведет к компенсации снижения чувствительности органической части
и наоборот. При удачном подборе параметров органического и неорганического
сцинтилляторов можно обеспечить практическое отсутствие зависимости чувствительности
от энергии вплоть до нескольких десятков килоэлектронвольт.

Главное преимущество сцинтилляционньгх счетчиков перед газонаполненными является
их значительно большая эффективность при регистрации гамма-излучения. Это связано с
двумя факторами: плотностью и атомным номером вещества чувствительной области
детектора. Плотность кристалла NaI равна 3,7 г/см³, в то время как плотность газов находится
вблизи 0,001 г/см³. Таким образом, на пути гамма-излучения оказывается в несколько тысяч
раз больше атомов, что сильно увеличивает вероятность взаимодействия.

Счетный режим сцинтилляционного счетчика. В этом режиме каждая сцинтилляционная
вспышка вызывает один импульс тока в анодной цепи ФЭУ. Если размеры сцинтиллятора
больше пробега электронов, то практически каждый электрон, созданный первичным
излучением в сцинтилляторе, создает вспышку, которая вызывает электрический импульс.
Таким образом, скорость счета импульсов n_сч если не точно равна числу электронов,
освобождающихся в единицу времени в объеме сцинтиллятора, то пропорциональна этому
числу.

Принимая, что каждое взаимодействие первичных фотонов со сцинтиллятором дает
один электрон, для цилиндрического кристалла получим число электронов, высвобождаемых
в единицу времени:

N_е= (S·І/E_γ)[1-exp(-μ_zh)] (7.41)

где E_γ — средняя энергия фотонов в спектре первичного излучения.

Используя соотношение между интенсивностью излучения и мощностью дозы (7.38) и
полагая, что скорость счета импульсов равна скорости высвобождения электронов в
сцинтилляторе, получаем

n_cч/Р_γ = [S/(E_γ · μ_en,m,в)] · [1 - ехр(-μ_z ^. h)] (7.42)

Формула (7.42) определяет чувствительность и ход с жесткостью сцинтилляционного
дозиметра в счетном режиме. Кривая зависимости чувствительности от энергии фотонов,
определяемая уравнением (7.42), не имеет горизонтального участка, и ход с жесткостью
будет значительным в любом диапазоне энергий.

Сравним чувствительность сцинтилляционного дозиметра в счетном режиме и
газоразрядного счетчика. Полагая μ_z · h « l, вместо соотношения (7.42) получим

n_cч/P_γ = V ·μ_z/(E_γ·μ_en,m,в) (7.43)

где V — объем сцинтиллятора. Для газоразрядного счетчика имеем из выражения (7.21)

n_сч/Р_γ = S_сч^.ε_сч/(Е_γ^.μ_en,m,в) (7.44)

где S_сч — площадь поверхности газоразрядного счетчика; ε_сч— эффективность регистрации
фотонов.

Из соотношений (7.43) и (7.44) получим отношение чувствительности сцинтилляционного
счетчика к газоразрядному:

(7.45)

Площадь боковой поверхности цилиндрического газоразрядного счетчика связана с его
объемом V_сч соотношением

S_сч=4V_сч/d_сч, (⁷·⁴⁶)

где d_сч — диаметр газоразрядного счетчика. Приняв равными объемы газоразрядного и
сцинтилляционного счетчиков, получим

(7.47)

Для сцинтиллятора NaI(Tl) при энергии фотонов 1 МэВ, d_сч = 1 см, ε_сч = 1 % расчет дает
δ = 5,5. Это свидетельствует о том, что чувствительность по мощности дозы сцинтилляционного
счетчика в несколько раз превосходит чувствительность газоразрядного счетчика. Очевидно,
что значительная энергетическая зависимость чувствительности сцинтилляционных
счетчиков требует особой осторожности при их использовании в дозиметрии.

Применение сцинтилляторов для детектирования других видов излучений.
Сцинтипляционные счетчики применяются для регистрации заряженных частиц, γ-излучения.
быстрых и медленных нейтронов. Сцинтилляторы ZnS, активированные серебром или медью,
применяют в виде монокристаллического порошка с толщиной слоя 25 — 50 мг/см²
(из-за низкой прозрачности для собственного излучения) для регистрации тяжелых частиц,
обладающих малым пробегом в кристалле. Конверсионная эффективность сернистого цинка
очень высока и достигает 28 % при возбуждении α-частицами. Сцинтиллятор CdS(Ag)
может быть выращен в виде небольшого полупрозрачного монокристалла. Применяют его
для регистрации α-частиц.

Для исследования γ-излучения лучшим щелочно-галоидным сцинтиллятором является
NaI(Tl) из-за большого фото-выхода. Световой выход сцинтиллятора NaI(Tl) линейно зависит
от энергии β-частиц, протонов и дейтронов, а для α-частиц эта зависимость нелинейна.
Световой выход уменьшается с увеличением плотности ионизации. Йодистый цезий по своим
сцинтиллирующим свойствам аналогичен йодистому натрию. Зависимость световыхода
органических сцинтилляторов (антрацен, стильбен) от энергии тяжелых заряженных частиц
(протонов, дейтронов и α-частиц) нелинейная.

Сцинтилляторы CaWO₄ и CdWO₄ используют в виде мелких кристаллов (из-за сложности
выращивания монокристаллов) для регистрации тяжелых частиц.

Монокристаллы LiI, LiI(Tl) применяют для регистрации нейтронного излучения.
Содержание водорода в органических сцинтилляторах позволяет использовать их для
регистрации быстрых нейтронов. Особенно широко для этой цели применяется стильбен.

С целью практического удобства для регистрации нейтронов используют датчики, которые
позволяют одним детектором регистрировать нейтроны всех энергий от тепловых до быстрых
(включая промежуточные) в соответствии с их коэффициентом качества, то есть в единицах
эквивалентной дозы.

Такой датчик состоит из водородсодержащего замедлителя (как правило плексиглас)
оптимальных размеров, в центре которого расположен детектор тепловых нейтронов
(сернистый цинк с добавкой солей бора или лития), а на поверхности — сцинтиллятор
быстрых нейтронов. Сцинтилляции от быстрых нейтронов передаются по светопроводу к
фотокатоду ФЭУ.

Промежуточные нейтроны после замедления регистрируются детектором тепловых
нейтронов, тепловые — непосредственно.

Применение фотодиода в качестве ФЭУ. Наряду с традиционными детекторными
сборками типа сцинтиллятор — ФЭУ (С-ФЭУ) для регистрации ионизирующих излучений
применяются сцинтиэлектронные детекторы излучений (СЭЛДИ) нового поколения типа
сцинтиллятор — фотодиод (С-ФД). Детектор С-ФД по сравнению с конструкцией С-ФЭУ
имеет существенно более широкую область применения что обусловлено следующими
эксплуатационными преимуществами.

• широкий динамический диапазон (10⁸ — 10¹²), те возможность регистрации мощности
дозы излучений от уровней ниже фонового (1 мкбэр/час) до 10⁴ — 10⁶ бэр/час,

• энергетический диапазон не менее 10³ (10 кэВ — 10 МэВ),

• миниатюрность (объем 0,5 — 2 см³), простота конструкции, надежность эксплуатации,

• отсутствие необходимости в высоковольтном питании, нечувствительность к магнитным
полям,

• высокая стабильность и воспроизводимость характеристик.

Отмеченные преимущества обеспечили применение детекторов СЭЛДИ в
дефектоскопических системах, использующих принцип компьютерной томографии, в
приборах контроля багажа и ручной клади, для регистрации мощности дозы излучения
медицинских рентгенодиагностических аппаратов. Высокая чувствительность и надежность
детекторов СЭЛДИ позволила создать на их основе приборы контроля радиационной
обстановки, прошедшие испытания в аварийной зоне Чернобыльской АЭС.

Параметры сцинтилляторов, применяемыхв СЭЛДИ представлены в табл 7 2
Конструкция сцинтиэлектронного детектора излучений представлена на рис 7.11

Рис 7 11 Конструкция СЭЛДИ

1 — светозащитный слой

2 — сцинтиллятор (ZnSe CdS, BGO CWO),

3 — отражающе-защитное покрытие,

4 — оптический контакт,

5 — кремниевый фотодиод,

6 — вывод

Использование фотодиодов позволяет применять детекторы как в токовом, так и в
импульсном режиме.

Применение сцинтилпяционных детекторов в гамма-спектроскопии. На аноде ФЭУ
формируется импульс напряжения, амплитуда которого пропорциональна интенсивности
световой вспышки, попавшей на фотокатод, а значит и энергии, потерянной в кристалле
фотоном.

Так как амплитуда выходного импульса пропорциональна энергии гамма-излучения, то
сцинтилляционные детекторы можно использовать для гамма-спектроскопии. В этом процессе

импульсы от ФЭУ сортируются по амплитуде прибором, называемым многоканальным
амплитудным анализатором импульсов. Накопленная информация о количестве импульсов
каждой амплитуды затем выводится на дисплей или распечатывается в виде амплитудного
спектра. Вид такого спектра от гамма-источника с фотонами одной энергии показан на
рис 7.12.

Энергия гамма-линии может быть измерена по положению фотопика (отметка E на рисунке).
Этот пик так назван в связи с реакцией, приведшей к его образованию. Калибровка
энергетической шкалы производится по измерениям спектров известных источников.

Рис 7 12 Амплитудное распределение сцинтилляционного детектора.

Энергетическое разрешение сцинтилляционного счетчика также иллюстрируется на
рисунке. Оно определяется как ширина пика на полувысоте (ΔΕ на рис.7.12) деленная на
энергию E и умноженная на 100%. Разрешение сцинтилляторов с кристаллом NaI обычно
равно 7 — 9% при энергии гамма-излучения 662 KэB(¹³⁷Cs). Это важный параметр гамма-
спектрометра, так как он определяет насколько близко по энергии две гамма-линии могут
быть отчетливо зарегистрированы как два раздельных пика вместо одного широкого пика.
Энергетическое разрешение очень важно, когда регистрируется излучение неизвестного
излучателя, т.к. фотоны, разница энергий которых меньше чем ΔΕ, не будут различаться.
К сожалению, энергетическое разрешение сцинтилляционных детекторов с NaI(Tl) не
достаточно для многих применений в радиационной защите.

ПОЛУПРОВОДНИКОВЫЙ МЕТОД

Общим признаком полупроводников является величина их электропроводности,
которая занимает промежуточное место между электропроводностью металлов и
диэлектриков. Диапазон значений удельной электропроводности у полупроводников
лежит в пределах 10^-10-10⁴ Ом^-1см^-1, у металлов 10⁵-10⁶ Oм^-1см^-1, у диэлектриков менее
10-¹⁴ Oм^-1см^-1).

С точки зрения зонной теории полупроводниковыми свойствами обладают такие
вещества, ширина запрещенной зоны у которых не превышает 2 — 3 эВ. У диэлектриков
запрещенная зона значительно шире, у металлов она практически отсутствует.

Полупроводник в качестве детектора ионизирующих излучений выступает как аналог
ионизационной камеры, чувствительным объемом которой является твердое тело. Под
действием ионизирующего излучения в полупроводнике образуется свободные носители
заряда. Если к полупроводнику, находящемуся в поле ионизирующего излучения, приложить
разность потенциалов, то по изменению проводимости полупроводника можно делать вывод
о наличии и интенсивности ионизирующего излучения.

Использование твердого тела в качестве чувствительного объема позволяет за счет более
высокой плотности вещества (примерно в 1000 раз) увеличить энергию, поглощенную в
единице чувствительного объема. Кроме того, энергия, необходимая на образование одной
пары ионов соответствует ширине запрещенной зоны, то есть примерно на порядок ниже,
чем в газовых ионизационных камерах.

Таким образом в одном и том же поле излучения ионизационный эффект в
полупроводниковом детекторе будет примерно в 10⁴ раз выше, чем в ионизационной камере,
то есть полупроводниковые детекторы обладают высокой чувствительностью даже при
малом чувствительном объеме.

Другой важной особенностью полупроводниковых детекторов по сравнению с газовыми
является высокая подвижность носителей заряда. Так например, у кремния при комнатной
температуре подвижность отрицательных носителей заряда (электронов) равна
1300 см²/В^.с, а положительных носителей заряда (дырок) — 500см²/В^.с. Для сравнения
подвижность носителей заряда в воздухе при нормальных условиях около 1 см²/В^.с. Высокая
подвижность носителей заряда определяет малое время собирания электрических зарядов
на электроды, и как следствие, высокую разрешающую способность детектора. Кроме того,
малое время собирания существенно снижает вероятность рекомбинации положительных и
отрицательных зарядов, а большая подвижность зарядов при прочих равных условиях
обеспечивает большой ионизационный ток. В расчете на одинаковый ионизационный эффект
полупроводниковый детектор требует на несколько порядков меньшего электрического
напряжения, чем газовый.

Однако все сказанное относится к случаю, когда полупроводник находится при абсолютном
нуле температуры. В этом случае валентная зона, образованная энергетическими уровнями
внешних валентных электронов, заполнена полностью, а зона проводимости не содержит
свободных электронов, то есть полупроводник является изолятором, и наложение внешнего
электрического поля не приведет к появлению в нем электрического тока.

В реальных условиях, вследствие сравнительно малой ширины запрещенной зоны,
электроны в полупроводнике могут переходить из валентной зоны в зону проводимости

вследствие теплового возбуждения, что приводит к появлению "фонового" электрического
тока, который быстро растет с ростом температуры.

Рассмотрим подробнее природу и поведение носителей заряда в полупроводнике. Будем
рассматривать в качестве полупроводников получившие распространение Si и Ge.

Различают собственную и примесную проводимость полупроводника.

Si и Ge четырехвалентны, то есть имеют по четыре валентных электрона на внешней
электронной оболочке. В случае перехода электрона из валентной зоны в зону проводимости
за счет энергии теплового движения образуется пара носителей заряда, электрон — дырка,
перемещение которых во внешнем электрическом поле создает электрический ток. Это
собственная проводимость.

Введение в кристаллическую решетку полупроводника атомов другой валентности
приводит к появлению примесной проводимости, которая связана с возникновением
энергетических уровней в запрещенной зоне.

Допустим, что при выращивании кристалла полупроводника один из атомов
кристаллической решетки заменен примесным пятивалентным атомом (например, фосфор
или мышьяк).

Рис. 7.13. Расположение зарядов в кристаллической решетке кремния при введении

примесного пятивалентного атома.

Четыре валентных электрона примесного атома участвуют в создании связей с соседними
атомами кристаллической решетки, а пятый остается неиспользованным, а следовательно
слабосвязанным с атомами кристаллической решетки. Под действием энергии теплового
движения этот электрон переходит в зону проводимости, примесный атом превращается в
положительный ион. Примеси пятивалентных атомов, внедренных в кристалл
полупроводника, называют донорными примесями.

Рис.. 7.14. Зонная модель донорных энергетических уровней

Донорный энергетический уровень располагается в запрещенной зоне у нижнего края
зоны проводимости, а величина Е_д является энергией ионизации пятивалентного атома.
Положительные ионы связаны в кристаллической решетке и не могут перемещаться во
внешнем элекгрическом поле. Следовательно, проводимость полупроводников с донорными
примесями обусловлена движением свободных электронов. Такие полупроводники
называются полупроводниками n-типа (полупроводники с электронной проводимостью).

Введение в кристаллическую решетку вместо четырехвалентного атома полупроводника
трехвалентного атома примеси (например, бора или индия) приводит к другому результату

Рис. 7.15 Расположение зарядов в кристаллической решетке кремния при введении
примесного трехвалентного атома.

Для образования четырех связей с соседними атомами кристаллической решетки у атома
примеси не хватает одного электрона. Электрон для создания четвертой связи может быть
получен от одной из других связей между атомами кристалла. Примесный атом после захвата
электрона превращается в отрицательный ион, а оставшаяся незаполненная связь является
дыркой в валентной зоне.

Примеси трехвалентных атомов, внедренных в кристалл полупроводника, называют
акцепторными примесями.

Рис 7. 16 Зонная модель акцепторных энергетических уровней

Акцепторные энергетические уровни располагаются в запрещенной зоне у верхнего
края валентной зоны, а величина Е_А является энергией ионизации трехвалентных атомов.
Отрицательные ионы связаны в кристаллической решетке, следовательно, проводимость
полупроводников с акцепторными примесями обусловлена движением дырок в валентной
зоне. Такие полупроводники называются полупроводниками р-типа (полупроводники с
дырочной проводимостью).

Как отмечалось ранее, проводимость полупроводников (как собственная, так и примесная)
затрудняет использование полупроводников для регистрации ионизирующих излучений.
Однако существует возможность создать в полупроводнике область, обедненную, свободными
носителями заряда. В этом случае электрическое сопротивление полупроводника резко
возрастает а проводимость падает. Такая возможность основана на использовании свойств
р-n и n-р переходов. Переходом называется область полупроводника, в которой происходит
смена типа проводимости с электронной на дырочную или наоборот.

Рис. 7.17. Полупроводник с р-n переходом

Р_р — концентрация дырок в ρ области,
n_n — концентрация электронов в n области
h — ширина ρ-n перехода.

Предположим, что на грань полупроводникового кристалла, обладающего дырочной
проводимостью нанесен слой полупроводника с электронной проводимостью. Концентрация
электронов в n-области значительно превосходит их концентрацию. В р-области. В тоже
время с концентрацией дырок наблюдается обратное соотношение. Такое различие в
концентрациях приводит к тому, что электроны начинают диффундировать в р-область,
а дырки, наоборот — в n-областъ. Ионизированные атомы донорного вещества, электроны
которых переместились в р-область, создают нескомпенсированный положительный объемный

заряд в n-области около границы раздела. В р-области, вследствие ухода дырок, образуется
отрицательный объемный заряд. В результате создается двойной электрический слой у
границы раздела. Электрическое поле этого слоя препятствует дальнейшему диффузионному
переносу электронов и дырок. Через некоторое время после образования двойного
электрического слоя устанавливается равновесное состояние, при котором результирующие
потоки электронов и дырок равны нулю.

В области р-n перехода концентрация носителей заряда на несколько порядков ниже, то
есть р-n переход обладает высоким электрическим сопротивлением. Обедненная носителями
заряда область р-n перехода является основной рабочей областью полупроводникового
детектора.

При отсутствии внешнего напряжения ширина области, обедненной носителями заряда,
очень мала (примерно 10^-6 — 10^-5 метра). Если приложить к р-n переходу так называемое
"обратное напряжение" (минус к р-области, имеющей отрицательный объемный заряд,
аплюс к n-области, имеющей положительный объемный заряд), то направление внешнего
поля и поля р-n перехода будут совпадать. Поэтому приложенное напряжение также будет
удалять носители заряда из обедненной области, а следовательно ширина этой области
возрастает.

Ионизирующее излучение, либо заряженная частица образует в области р-n перехода
свободные носители заряда, и следовательно импульс тока. Амплитуда импульса будет
пропорциональна числу пар ионов (электронов и дырок), образованных излучением в области
р-n перехода.

Полупроводниковый метод регистрации получил широкое применение в спектрометрии.
В этом случае выходной сигнал детектора подается на вход многоканального амплитудного
анализатора (анализатора, в котором каждый канал регистрирует лишь импульсы
определенной амплитуды).

По способу получения р-n перехода полупроводниковые детекторы подразделяются на
диффузионные, поверхностно-барьерные и литий-дрейфовые.

В диффузионных детекторах на поверхность полупроводника р-типа наносится тонкий
сдой донорного вещества (например, фосфора). При температуре около 800⁰C в инертной
атмосфере донорное вещество диффундирует в полупроводник и создает n-слой.

В поверхностно-барьерных детекторах поверхностный слой полупроводника n-типа
окисляется кислородом воздуха и приобретает тонкий слой с р-проводимостью. В качестве
электрода на р-слой в вакууме напыляется тонкий слой золота.

В литий-дрейфовых детекторах в полупроводник р-типа при температуре около 600⁰C
вводятся донорные атомы лития, имеющие очень высокий коэффициент диффузии.
Компенсация заряда акцепторных примесей производится за счет ионов лития, так как
последние не связаны с кристаллической решеткой и могут перемещаться между ее узлами
под действием внешнего электрического поля. Недостатком подобных детекторов является
то обстоятельство, что их постоянно необходимо поддерживать при температуре жидкого

Рис.7.18. Схема включения поверхностно-барьерного полупроводникового детектора