Основы экспериментальных методов ядерной физики - Абрамов А.И.
Скачать (прямая ссылка):
Rb'
es I
135
Ar4'
Na
I J где Aiei,, Дде-j —ширина на полувысоте измеренного распределения генератора и собственно детектора*. Для нашего случая А равно 2,1 и 2,25 кэв для линий 1173 и 1332 кэв соответственно. Отношение площадей под пиками служит мерой изменения эффективности детектора при изменении энергии у-кванта.
Обычно цель измерения спектра у-квантов в ядерной физике — установление положения и абсолютных интенсивностей отдельных линий в нем. Как видно из рис. 6.14, в пике полного поглощения содержится лишь малая доля импульсов, зарегистрированных детектором, но зато все они сосредоточены в узком интервале амплитуд. Малая ширина пиков полного поглощения позволяет во многих случаях определить положение и интенсивность линии в спектре у-излучения, не прибегая к сложным методам преобразования амплитудных распределений импульсов.
Хорошей иллюстрацией возможности такого анализа служит приведенное на рис. 6.15 амплитудное распределение импульсов, которое получено с помощью германиевого детектора с р—і—п — переходом при измерении спектра у-квантов активной пробы воды, взятой из первого контура атомной электростанции с водяным теплоносителем. Для того чтобы не загромождать рисунок, лишь над некоторыми пиками указан радиоактивный изотоп-источник, хотя отождествить можно практически все пики в амплитудном распределении. Для большей наглядности амплитудное распределение разделено на три участка с разными масштабами по оси ординат.
Для расшифровки спектра у-квантов оказалось удобным ввести эффективность по фотопику ?ф, которая определяется как вероятность наблюдать импульс в пике полного поглощения при попадании в детектор одного у-кванта. Зная Єф, можно во многих случаях, когда удается идентифицировать пики в амплитудном распределении, найти интенсивности линий в у-спектре. Эффективность по фотопику быстро уменьшается при увеличении энергии у-кванта и растет при увеличении чувствительного объема детектора. Например, для германиевого детектора объемом 17 см3 эффективность по фотопику приблизительно равна 0,1 при энергии у-кванта 0,4 Мэв и уменьшается
_ J Q
при увеличении энергии приблизительно как Ey ' вплоть до энергий примерно 3 Мэв.
§ 6.9. РАДИАЦИОННЫЕ ПОВРЕЖДЕНИЯ И ИХ ВЛИЯНИЕ НА СВОЙСТВА ДЕТЕКТОРОВ
Общие замечания. При облучении детекторов ионизирующим излучением кроме полезного процесса: создание электронно-дыроч-ных пар, проявляется и много других побочных эффектов, вызванных взаимодействием ионизирующего излучения с атомами полупро-
* На практике гораздо чаще характеризуют разрешение детектора шириной линии по полувысоте А, чем величиной о2 — дисперсией распределения. Если форма линии описывается распределением Гаусса, то Д = 2,35 а.
201 водника. Зги эффекты в подавляющем большинстве случаев ухудшают свойства детектора, а при больших дозах облучения делают его и вовсе непригодным. Облучения в больших дозах портят все детекторы, а не только полупроводниковые, однако заметные изменения свойств последних наступают уже при небольших интегральных потоках, которые сравнимы с числом частиц, проходящих через детектор за время существования экспериментальной установки. Высокая чувствительность полупроводниковых детекторов к облучению и вынуждает анализировать процессы повреждения в полупроводниковых детекторах при облучении.
Разнообразные взаимодействия (упругие и неупругие ядерные столкновения, кулоновское взаимодействие, ядерные реакции с образованием вторичных частиц) в основном приводят к выбиванию атомов из решетки и образованию свободных мест в ней. Минимальная энергия для выбивания атома (создание дефекта Френкеля) лежит по разным оценкам для кремния и германия в пределах от 10 до 30 эв.
Полное число и характер дефектов, их пространственное распределение по объему детектора зависит от энергии и типа первичной частицы и существенно различны при облучении нейтронами, у-квантами (электронами) и тяжелыми заряженными частицами.
Повреждения, вызванные нейтронами. Максимальная энергия, переданная ядру при упругом рассеянии нейтрона с энергией Е:
ET.T = 4 AE/(A +I)2, (6.54)
где А — атомная масса. Для кремния E'™oC = 0,133 Е, для германия — 0,054 Е. При изотропном рассеянии энергия ядер отдачи распределена равномерно в интервале от 0 до aJ^. Сечение упругого рассеяния быстрых нейтронов слабо зависит от энергии и составляет несколько барн. Первичные ядра отдачи, созданные в полупроводнике одним и тем же нейтроном, находятся далеко друг от друга — на расстояниях, измеряемых сантиметрами. Каждое первичное ядро отдачи в свою очередь вызывает вторичные смещения атомов в решетке. Число таких смещений достигает сотен. Поскольку пробег ядер отдачи мал, создаваемые быстрыми нейтронами повреждения по объему полупроводника распределены неравномерно.
Для пространственного распределения повреждений характерно существование малых областей с высокой плотностью повреждений, вкрепленных в неповрежденную кристаллическую решетку.
Нейтроны с энергией меньше 100 эв и тепловые нейтроны не могут вызвать смещений в результате упругого рассеяния на ядрах атомов решетки. Повреждения в этом случае возникают, в основном, вследствие образования у-квантов в реакции радиационного захвата нейтронов и последующего их взаимодействия с атомами полупроводника, а также при рассеянии на атомах электронов, возникающих при распаде ?-активных ядер, если таковые образуются. Так, в крем- нии происходит захват нейтронов ядрами 30Si (4% в естественной смеси), который путем ?-распада с ?ракс, равной 1,5 Лізе, переходит в 31P. Заметим, что образованные атомы фосфора создают донорные уровни в зоне проводимости.
