Детекторы корпускулярных излучений - Клайнкнехт К.
ISBN 5-03-001873-5
Скачать (прямая ссылка):
Счетчики, часто применяемые для регистрации нейтронов с энергией En до 1 МэВ, основаны на использовании реакции (III). Протон и тритон в этой реакции в сумме уносят кинетическую энергию En + 0,77 МэВ. Оба эти заряженных продукта реакции регистрируются пропорциональным счетчиком, который содержит
134 5. Идентификация частиц
О
50
/00
/50
200
х Амплитуда импульса
Рис. 5.4. Амплитудный спектр 3Не-счетчика для нейтронов с энергией 2,5 МэВ [2131. Пик справа соответствует энергии 2,5 МэВ.
3He и криптон под давлением от 1 до 10 атм. Как видно из рис. 5.4, в измеренном амплитудном спектре при облучении счетчика моноэнергетическими нейтронами с энергией En = 2,5 МэВ выделяется пик с относительной полушириной 5%, который обязан продуктам реакции (III). Кроме того, в спектре наблюдается фон, обусловленный упругим рассеянием нейтронов на 3He и тепловыми
нейтронами.
При регистрации нейтронов по протонам отдачи при упругом рассеянии нейтронов на протонах водородсодержащих веществ протон, рассеянный на угол в, имеет кинетическую энергию
(Mn + Mp)2
(5.1)
т. е. максимальная энергия отдачи составляет ?^акс « En. Распределение по кинетической энергии для этих протонов отдачи является плоским между значениями энергии от 0 до En. При En < 5 МэВ можно использовать ионизационную камеру или пропорциональные счетчики с водородсодержащим газом (например, СЩ): при этом размеры газового объема должны быть больше, чем максимальный пробег протонов. Для нейтронов с энергиями от 1 до 100 МэВ нахо-
5.2. Измерение времени пролета
135
дят применение органические сцинтилляторы, особенно жидкостные и пластические. Количество незарегистрированных нейтронов при толщине счетчика L подчиняется соотношению Nn(L) = = М>ехр(-а?), причем для органических сцинтилляторов члены, соответствующие поглощению водородом и углеродом, складываются:
а(Еп) - Пнан(Еп) + псос(Еп).
Здесь пп и пс — количество атомов H и С на единицу объема, он и ас — поперечные сечения для рассеяния нейтрона на протоне и углероде соответственно. Вследствие того, что псос < Яно"н, вероятность регистрации нейтронов с энергией En равна
B(En) = Янон[1 - exp(-aL)]/a. (5.2)
Значение е(Еп) падает с ростом En и составляет, например, при
En = 10 МэВ примерно 20% для пластического сцинтиллятора толщиной L = 5 см.
5.2. Измерение времени пролета
Идентификация заряженных частиц по измерению их времени пролета между двумя сцинтилляционными счетчиками при импульсах выше 1 ГэВ/с требует очень хорошего временного разрешения счетчиков и фиксированной траектории пролета между ними. Разница времени пролета двух частиц с массами тх и тг и одним и тем же импульсом р при длине траектории L составляет
At = L/(?ic) - L/(?2c) = (L/c)(Vl + mjc2/p2 - Vl + m\c2/p2). (5.3)
Для релятивистских частиц с р2 > т2с2 получаем At ~ (т\ — - mi)Lc/(2pz). На рис. 5.5 показана разность времени пролета для пары двух частиц, например электрона и 7г-мезона, 7г-мезона и К-мезона и A-мезона и протона. Если используется счетчик на основе пластического сцинтиллятора (разд. 4.2) с временным разрешением Ot = 300 пс, то можно разделить ж- и .К-мезоны на уровне четырех стандартных отклонений, т. е. At « 4о> при длине траектории 3,4 м и импульсе 1 ГэВ/с или при длине траектории 13 м и импульсе 2 ГэВ/с. При использовании счетчиков с параллельными пластинами и временным разрешением ot = 50 пс длину траектории для такого разделения можно будет уменьшить на величину от 0,6 до 2,2 м. Поскольку необходимая длина траектории квадратично зависит от импульса частицы, этот метод имеет практическое применение только для импульсов в пределах 2 ГэВ/с.
136
5. Идентификация частиц
5.3. Черенковские счетчики
Упомянутое нами ранее в разд. 1.2 при обсуждении поперечного сечения взаимодействия заряженных частиц в веществе черенков-ское излучение [57] является электромагнитным излучением, которое испускается заряженными частицами, когда их скорость v = ?c больше, чем скорость света с/п в веществе с показателем преломления п («радиатор»). Классическая теория эффекта [59] связывает его с асимметричной поляризацией среды впереди и позади движущейся частицы, что приводит к изменяющемуся во времени электрическому дипольному моменту. Как и для акустической ударной волны, направление распространения образующегося волнового фронта можно рассчитать, исходя из суперпозиции возникающих вдоль движения частицы элементарных волн Гюйгенса: за временной интервал t волна и частица проходят соответственно расстояния tc/n и t?c. Отсюда получаем
Здесь вс — угол между направлением излучения и направлением движения частицы. При таком рассмотрении черенковское излучение образуется только если ? > 1/п и под углом вс относительно направления движения. Минимальная скорость vs = ?sc ~ с/п, при которой возникает черенковское излучение, называется критической скоростью, а угол вс — черенковским углом. Критической скорости
cos вс = (ct/n)/(?ct) =
(5.4)
10
Рис. 5.5. Разность времен пролета для трех пар заряженных частиц при длине пролета Im 1 — &teit, 2 — aUKt З ~ AtKp
