Научная литература
booksshare.net -> Добавить материал -> Физика -> Абрамов А.И. -> "Основы экспериментальных методов ядерной физики" -> 53

Основы экспериментальных методов ядерной физики - Абрамов А.И.

Абрамов А.И. , Казанский Ю.А., Матусевич Е.С. Основы экспериментальных методов ядерной физики — М.: Атомиздат , 1977. — 528 c.
Скачать (прямая ссылка): osnoviexperementalnihmetodovyader1977.djvu
Предыдущая << 1 .. 47 48 49 50 51 52 < 53 > 54 55 56 57 58 59 .. 232 >> Следующая


Минимальный ток, который можно измерить в камерах, ограничен естественной радиоактивностью материалов и космическим из-

121 лучением. Космическое излучение и почва создают в 1 см3 объема камеры ионизацию, приводящую к току примерно Ю-18 а. Многие материалы испускают и некоторое количество а-частиц. Так, с площади 100 см2 стали испускается примерно 3 а-част./ч, а со 100 см2 припоя — около 300 а-част./ч. Одна а-частица в 1 ч создает ток, среднее значение которого около 10~17 а. Помимо тока, обусловленного естественной радиоактивностью и космическим излучением, в камерах всегда имеется ток утечки, определяемый приложенным напряжением U0 и сопротивлением изоляторов. Удельные объемные

сопротивления многих изоляторов достаточно велики, чтобы получить малые токи утечки в сравнении с током, обусловленным естественной радиоактивностью и космическим излучением. Однако поверхностные сопротивления изоляторов оказываются заметно меньше. Они зависят от качества обработки поверхностей, условий работы (температуры, влажности). Токи утечки можно уменьшить, используя дополнительные электроды. Применение дополнительного электрода позволяет иметь небольшую, близкую к нулю разность потенциалов между этим электродом и соби: рающим. В таком случае дополнительный электрод называют охранным (охранным кольцом). Роль охранного электрода видна на диаграмме эквивалентных схем камеры с охранным электродом и без него (рис. 5.3).

Применение охранных электродов позволяет получить токи утечки меньше IO'16 а, т. е. токи, значения которых малы в сравнении с токами, обусловленными космическим излучением в камерах с объемом 100 см3. Не менее важное значение дополнительные электроды имеют и для выравнивания поля в камерах. При измерениях токов, вызванных ионизирующим излучением, необходимо точно определить рабочий объем камеры и быть уверенным, что в нем поле достаточно для получения токов насыщения. Дополнительный электрод камеры, изображенной на рис. 5.2, четко ограничивает область, с которой производится сбор электронов и ионов (заштрихованная область камеры). При такой конструкции поле на границах рабочего объема камеры практически не будет искажено. Роль электрода в этой камере выполняет ее корпус.

Ток в камере при постоянной ионизации. Пусть в рабочем объеме плоской камеры площадью s и с расстоянием между электродами d возникает в единицу времени в единице объема п0 пар ионов. Если эта величина постоянная во времени, то ток в камере при пренебрежении потерями зарядов в результате диффузии и рекомбинации

I = en0sd. (5.14)

122

f J

ч rV-

¦ Л

¦4/ з

¦//V /

¦Г

Рис. 5.2. Устройство плоской ионизационной камеры:

1 — электроды; 2 — изоляторы; 3 — дополнительный электрод; 4 — корпус камеры Эго соотношение следует из закона сохранения зарядов. В случае постоянной ионизации ток, текущий в камере, можно выразить через плотности токов, образуемых дрейфом положительных и отрицательных зарядов:

I = (j+ + r)s, (5.15)

где /+ и — плотности соответствующих токов. Плотность тока — это произведение скорости движения зарядов на их плотность, т. е.

j+ = en+w+ и }~=en~w~. (5.16)

Чтобы найти /, необходимо определить п+ и nr. Для этого рассмотрим баланс числа частиц в слое Ах. В этом слое рождается п0Ax пар

r-9$ U0 0—\

^Q і

Рис. 5.3. Схема цилиндрической камеры без охранного кольца (а) и с ним (б). Показаны эквивалентные схемы включения камер: Rk = Ri+R2— сопротивление изоляторов камеры; R — нагрузочное сопротивление

ионов. Число входящих частиц в этот объем п (х) W, а выходящих — п (х + Ах) w. В силу установившегося равновесия

п0Ах = п (х) W — п (х + Ах) W

или

п0 = wdnldx. (5.17)

Если считать, что направление оси х совпадает с направлением силовых линий электрического поля, а точка х = О совпадает с положительным электродом, то граничные условия для плотности положительных и отрицательных ионов будут следующие:

n+(O) = O и /1-(4) = 0. Используя граничные условия и баланс зарядов (5.17), находим п+(х) ^n0Xlw+; п~ (x)=n0(d—x)lw-. (5.18)

123 Подставляя распределения плотности зарядов п+ (х) и п~ (х) в выражение (5.15), получаем ранее записанное соотношение (5.14).

Задача о токе в плоской камере с учетом диффузии и рекомбинации легко решается, если предположить, что уменьшение тока из-за диффузии и рекомбинации мало и, что более важно, диффузия и рекомбинация не изменяют заметным образом распределений плотности зарядов п+ (х) и п" (х). Плотность тока с учетом диффузии

/+ =еп+ W+—D+ edn+jdx. (5.19)

Градиент плотности зарядов существует в камере даже в том случае, когда скорость образования ионов постоянна во всем объеме [см. (5.18)]. Заметим, что в рассматриваемой плоской камере градиент в распределении зарядов будет лишь в направлении электрического поля (ось х). Градиент плотности ионов вызывает диффузионный ток, направление которого противоположно направлению, тока, обусловленного дрейфом ионов. Таким образом, наличие диффузии приводит к уменьшению измеряемого тока.

Используя для решения в качестве первого приближения распределения плотности зарядов в виде (5.18), легко получить, что
Предыдущая << 1 .. 47 48 49 50 51 52 < 53 > 54 55 56 57 58 59 .. 232 >> Следующая

Реклама

c1c0fc952cf0704ad12d6af2ad3bf47e03017fed

Есть, чем поделиться? Отправьте
материал
нам
Авторские права © 2009 BooksShare.
Все права защищены.
Rambler's Top100

c1c0fc952cf0704ad12d6af2ad3bf47e03017fed