Основы экспериментальных методов ядерной физики - Абрамов А.И.
Скачать (прямая ссылка):
233 будут вносить импульсы от термоэлектронной эмиссии. Вклад импульсов шума от холодной эмиссии может иметь значение лишь при высоких разностях потенциалов между динодами. Для холодной эмиссии необходимы напряженности электрического поля около IO5 в/см. Такие поля могут возникать вблизи острых краев электродов.
Импульсы шума могут возникать в ФЭУ в результате ионной и оптической обратных связей. Протекающий в ФЭУ ток ионизует атомы оставшегося в колбе газа и паров цезия. Наибольшая плотность ионизации происходит вблизи анода, где ток наибольший.
Ионы под действием поля ускоряются и тормозятся на эмиттерах ФЭУ, создавая электроны, которые затем «размножаются» в динод-ной системе и создают импульсы. Это явление называют обратной ионной связью. Часть электронов после рассеяния на динодах может попасть в стеклянный корпус колбы и вызвать люминесценцию стекла. Фотоны люминесценции могут попасть на фотокатоди создать фотоэлектроны. В результате этого также появятся импульсы шума (обратная оптическая связь). Явления обратной ионной и оптической связей тем более эффективны, чем больший ток протекает через ФЭУ. При больших коэффициентах усиления эти явления приводят к образованию так называемых сопровождающих импульсов, которые следуют после импульса, вызванного сцинтилляциями.
Наконец, импульсы шума больших амплитуд образуются в результате люминесценции стекла колбы фотоумножителя, возникающей под действием ?-излучения радиоактивного нуклида 40K, входящего в состав стекла.
Распределение амплитуд импульсов шума удобно градуировать по импульсам, создаваемым излучением в определенном сцинтилляторе. При нормальной температуре число импульсов шума, регистрируемых в 1 мин, с амплитудой выше 10 кэв (в шкале амплитуд кристалла NaI) для разных фотоумножителей лежит в пределах от нескольких единиц до нескольких сот импульсов. Скорость счета импульсов шума с амплитудой выше 5 кэв оказывается на порядок большей. Понижение температуры ФЭУ приводит к уменьшению числа импульсов шума в основном в области амплитуд импульсов ниже 10 кэв.
В современных ФЭУ проблема импульсов шума становится существенной при необходимости регистрировать излучение с энергией ниже 10 кэв с кристаллом NaI и около 60 кэв с кристаллом стильбен. Один из самых эффективных способов подавления шумов — соединение сцинтиллятора с двумя фотоумножителями, включенными в схему совпадений. Такая система позволяет выделять импульсы от сцинтилляций, возникших в кристалле от импульсов шума, так как импульсы шума в обоих ФЭУ, не коррелированные во времени, практически не будут регистрироваться схемой совпадения.
234 § 7.4. ХАРАКТЕРИСТИКИ СЦИНТИЛЛЯЦИОННЫХ СЧЕТЧИКОВ 7.4.1. Форма импульса сцинтилляционного счетчика
Форма импульса на выходе ФЭУ определяется временным распределением фотонов сцинтилляций, сопротивлениями, имеющимися в цепи динодов и анода, а также значениями междинодных емкостей. На форму импульса будут влиять также флуктуации числа образованных электронов на фотокатоде, флуктуации во времени их прохождения через ФЭУ, флуктуации коэффициента усиления ФЭУ. Здесь, рассматривая форму импульса, пока будем пренебрегать флуктуациями, т. е. получим идеальную форму импульса. Влияние флуктуаций числа электронов и флуктуации их временного распределения будут обсуждены ниже.
Схема включения ФЭУ показана на рис. 7.11, а. Импульс можно снять с анода (резистор ^1) или динода (резистор R2 в цепи последнего динода). Если сигнал снимают с анода, то он отрицательный при нулевой нагрузке в цепи динодов (R2 = 0). Сигнал с динода — положительный при нулевой нагрузке в цепи анода (R1 = 0). Импульс на резисторе в цепи динода положительный потому,что электронов, приходящих на динод, меньше, чем электронов, испускаемых в направлении анода, из-за вторичной электронной эмиссии.
Рассмотрим, как зависит напряжение на резисторе в динодной цепи R2, в предположении, что в сцинтилляторе фотоны испускаются по экспоненциальному закону с временем высвечивания т и вырывают из фотокатода N0 электронов, а в анодной цепи резистор R1 = 0. Очевидно, что
V(t) = Q (f)/C,
где С — эквивалентная емкость выхода ФЭУ; Q (/) —заряд в функции времени на этой емкости. Ток ФЭУ с учетом сделанных выше замечаний будет иметь следующую временную зависимость:
і = MN0 е ехр ( — {/т)/т.
Рис. 7.11. Схема включения ФЭУ (а) и форма импульса сцинтилляционного счетчика при различных отношениях тIR2C (б)
235 Этот ток будет заряжать эквивалентную емкость, скорость разрядки которой определяется постоянной R2C. Изменение заряда на конденсаторе емкости С
dQ/dt = MN0 е ехр (—t/x)/x—Q/(R2 С). (7.13)
Здесь первый член — ток зарядки конденсатора, а второй — ток утечки заряда. Аналогичное уравнение и его решение в общем виде уже приводились в гл. 5 [см. (5.24) и (5.25)]. Решение (7.13) имеет следующий вид:
Q (t) = N0 еJtRiC [ехр (—t/x) — ехр (—t/R2C)]/(X-R2C). (7.14)
Если R2C X, то импульс за время порядка 5т достигает своего максимального значения, равного п0еМІС, а затем спадает по экспоненте с постоянной HR2C. Действительно, при этих условиях решение (7.14) можно рассмотреть в двух областях значений t<^R2C и т. При t R2C
