Основы экспериментальных методов ядерной физики - Абрамов А.И.
Скачать (прямая ссылка):
§ 6.8. ФОРМА ЛИНИИ
Проведенный выше анализ временного и энергетического разрешения полупроводникового детектора в равной степени применим к детекторам различных типов с различными объемами чувствительной области.
Рассмотрим теперь форму линии полупроводникового детектора — характеристику, зависящую от конкретного детектора. Формой линии детектора называют распределение амплитуд импульсов на выходе детектора при фиксированной энергии частиц, попадающих в детектор. Напомним, что в гл. 4 была введена функция отклика детектора G, которая связывает характеристики частицы, попавшей в детектор с параметрами выходного сигнала. Таким образом, форма
Полный сигпа/1
____ п ............- ЛІЄКП р ОН
-/ /--------- Дырка
/ п,ССГ,0ЯНН2Я времени -.i^—
*ир.
^r- У3
Рис. 6.12. Временная зависимость напряжения на детекторе с р — «-переходом при движении пары носителей в его объеме. Постоянная времени входной цепи усилителя много больше времени сбора носителя
195 линии -— это функция G, аргументами которой являются энергия частицы на входе и амплитуда импульса на выходе. Подчеркнем, что одному значению входного аргумента (энергии частицы) соответствует распределение амплитуд на выходе.
Форму линии полупроводникового детектора при облучении его заряженными частицами, пробег которых полностью укладывается в чувствительном объеме, с хорошей точностью можно описать распределением Гаусса с дисперсией, оценки которой проведены раньше. Появится лишь дополнительный источник флуктуаций, характеризуемый тем, что, прежде чем попасть в чувствительный объем детектора, заряженная частица должна пройти через мертвый (нечувствительный поверхностный) слой. Среднюю потерю энергии в слое можно вычислить точно, однако дисперсия ее велика, даже если все частицы проходят этот слой под одним углом. Мертвый слой можно сделать очень малой толщины ( IO^5 см), а следовательно, потери энергии и флуктуации потерь несущественными по сравнению с остальными источниками флуктуаций. Итак, заряженным частицам с одной энергией, пробег которых в материале детектора меньше глубины чувствительного слоя, в спектре амплитуд импульсов соответствует пик, среднее значение амплитуды которого сопоставляется с энергией частицы, а разброс вокруг среднего зависит от энергетического разрешения спектрометра. Площадь под пиком равна числу заряженных частиц, прошедших в чувствительный объем детектора.
Для примера нарис. 6.13 показан спектр электронов внутренней конверсии 137Cs, полученный с помощью кремниевого счетчика с P— «-переходом. Наблюдается почти полное разделение пиков, обусловленное К- и L-электронами.
Соответственно, если детектор облучается заряженными частицами с разными энергиями, то амплитудное распределение будет состоять из ряда пиков, но только в том случае, если расстояние между соседними пиками больше, чем O1 а2 амплитудных распределений пиков (см. гл. 4). В таком случае расшифровка спектра частиц не представляет затруднений. Эффективность регистрации заряженных частиц при этом просто вычисляется из размеров чувствительной области детектора.
Гораздо более сложным образом зависит амплитуда сигнала на выходе от энергии частицы на входе при облучении детектора нейтральными частицами: у-квантами или нейтронами. В этом случае сигнал появляется в результате образования в детекторе вторичной заряженной частицы, энергия которой неоднозначно связана с энергией нейтральной частицы. Она зависит от характеристик реакции, по которой происходит ее образование, угла вылета и т. д. Кроме того, вторичные частицы образуются по всему объему детектора и, следовательно, при любом соотношении между ионизационным пробегом и размерами чувствительной области детектора существует отличная от нуля вероятность заряженной частице выйти за пределы чувствительной области. Выход частиц из детек-
196 тора означает, что амплитуда сигнала будет соответствовать не всей энергии частицы, а только части ее: в амплитудном распределении появятся значения от максимума до нуля. Дальнейшее осложнение возникает в тех, весьма нередких случаях, когда нейтральные частицы образуют вторичные заряженные частицы разными способами, например быстрые нейтроны могут образовывать ядра отдачи при упругом рассеянии и создавать протоны в (п, р)-реакции на ядрах Si и Ge.
Рис. 6.13. Спектр электронов внутренней конверсии источника 137Cs, полученный с помощью кремниевого счетчика с р — я-псреходом
Эффективность регистрации нейтральных частиц полупроводниковыми детекторами вычисляется просто, если под эффективностью регистрации понимать вероятность создания нейтральной частицей сигнала с любым значением амплитуды. Гораздо труднее вычислить вероятность возникновения сигнала с определенной амплитудой или выше некоторой амплитуды. Для этого нужно знать форму линии детектора.
Рассмотрим форму линии полупроводникового детектора на примере германиевого детектора с р — і — «-переходом, предназначенного для регистрации 7-квантов. Такие детекторы несмотря на их дороговизну и сложность работы с ними получили достаточно широкое распространение. Использование германиевых, а не кремниевых счетчиков в спектроскопии у-излучения обусловлено тем, что сечение взаимодействия у-квантов с атомом, приводящее к исчезно-
