Содержание к диссертации
Введение
Глава I. Свойетва конденсированного ксенона как рабочего вещества детекторов излучений (обзор) 18
I.I. Взаимодействие излучений с конденсированным ксеноном 18
1.2. Сцинтилляцилнные свойетва конденсированного ксенона 23
1.3. Дрейф и захват электронов в конденсированном ксеноне .. 28
1.4. Эмиссия электронов из конденсиро ванного ксенона. Электролюминесценция ксенона 33
1.5. Размножение электронов в конденсированном ксеноне 38
Выводы 43
Рисунки к главе I 44
Глава 2. Методы получения стопового сигнала в дрейфовых детекторах на конденсированном ксеноне 59
2.1. Общие положения 59
2.2. Исследование размножения электронов в кристаллическом ксеноне при температурах (38 - 161) К 59
2.3. Исследование электролюминесценции газообразного ксенона при температурах (177 - 227) К 70
2.4. Исследование предпробойных явлений и электрического пробоя жидкого ксенона при различных термодинамических условиях 81
Выводы 94
Рисунки к главе 2 96
Глава 3. Позиционно-чувствительный дрейфовый эмиссионный гамма-детектор на жидком ксеноне с электро люминесцентным стоповым сигналом 116
3.1.. Возможности дрейфового метода 116
3.2. Предельное пространственное разрешение детектора . 118
3.3. Влияние комптоновского рассеяния на форму линии .детектора 121
3.4. Описание установки 123
3.5. Форма динии детектора и его пространственное разрешение 127
3.6. Перспективы развития дрейфового метода .134
Выводы 138
Рисунки к главе 3 140
Глава 4. Измерение углового распределения аннигиля-ционных гамма-квантов дрейфовым детектором на конденсированном ксеноне 157
4.1. Анализ условий эксперимента. Время измерения и ложные события 157
4.2. Экспериментальные результаты 166
Выводы 168
Рисунки к главе 4 «170
Заключение 173
- Эмиссия электронов из конденсиро ванного ксенона. Электролюминесценция ксенона
- Исследование размножения электронов в кристаллическом ксеноне при температурах (38 - 161) К
- Влияние комптоновского рассеяния на форму линии .детектора
- Анализ условий эксперимента. Время измерения и ложные события
Эмиссия электронов из конденсиро ванного ксенона. Электролюминесценция ксенона
Явление электростатической эмиссии электронов из конденсированных инертных газов делает возможным создание двухфазного эмиссионного дрейфового детектора. При этом гамма-КЕант взаимодействует с рабочим веществом, находящимся в конденсированной фазе, затем электроны ионизации дрейфуют к поверхности раздела фаз, эмитируют в газ, и стоповый сигнал формируется процессами, протекающими в газе. Одним из таких процессов является электролюминисценция газа при дрейфе электронов в достаточно сильном электрическом поле.
Электролюминесценция газообразного ксенона при комнатной температуре изучена к настоящему времени довольно подробно [l9,62-68J. Установлено, что в разных областях значений электролюминесценция газообразного ксенона ведет себя по-разному. При E/v 3 10 В/см спектр излучения лежит в основном в видимой области [l9,62] . Квантовый ЕЫХОД электролюминесценции (Е пересчете на одно столкновение) зависит только от E/V» Это означает, что межатомные столкновения несущественны для возникновения электролкминесцентного свечения. Преобладание видимого СЕета в спектре люминесценции при E/v 3«Ю В/сг указывает на то, что механизм возникновения свечения не может быть связан с возбуждением атомов ксенона электронным ударом.
Одно из возможных объяснений свойств электролюминесценции газообразного ксенона при малых E//J основано на предположении, что источником свечения является тормозное излучение электрона в поле атома [бэ].
С ростом E//s/ в спектре электролкминесценции преобладает ультрафиолетовое излучение [19,62 J . Спектр измерялся также в работах [63,64 I и установлено, что он совпадает со спектром люминесценции. Таким образом, электролюминесценция газообразного ксенона при F/V З ІСГ-1-7 В/сиг представляет собой излучение возбужденных квазимолекул »Хс2 » возникающих после возбуждения или ионизации атомов ксенона электронным ударом. В работе [65 J измерена зависимость квантового выхода электролюминесценции от Е/л/ в газообразном ксеноне при Е/// З ІСГ1 Б/см2. Показано, что в диапазоне значений Є/р от I до 5 В/см.мм.рт.ст. (З ІСГ17 В/см2 І,5 І(ГІ6В/см2) число фотонов электролкминисценции в пересчете на один электрон и на единицу пути дрейфа удовлетворяет эмпирической форму На рис. 14 эти зависимости изображены в координатах і 4& f(E//)) где Пф - число фотонов электролюминесценции, А/ - концентрация молекул газа, Е - напряженность электрического поля. Там же приведены значения квантового выхода электролюминесценции, полученные некоторыми другими авторами при фиксированных Е/Н Видно, что результаты различных работ сильно отличаются друг от друга. Различие это, по-видимому, связано с тем, что для вычисления абсолютных значений квантового выхода приходится использовать значение квантовой эффективности фотокатода ФЭУ - величины, сильно различающейся у разных экземпляров ФЭУ одного и того же типа и с трудом поддающейся измерению. На использовании электролюминесцентного свечения ксенона основано действие газовых пропорциональных сцинтилляционных детекторов, применяющихся для спектрометрии мягкого рентгеновского излучения [65-68J. В таких детекторах подбирают условия, при которых возникает электролюминесценция, но не возникает лавинного размножения электронов. При этом удается получить гораздо лучшее энергетическое разрешение, чем в обычных пропорциональных детекторах, т.к. отсутствуют сильные флуктуации лавинного размножения электронов. Электролюминесцентная вспышка, вызванная эмиттированными в газ из конденсированной фазы электронами, может быть использована в качестве стопового сигнала дрейфового детектора на конденсированном ксеноне. При этом свечение будет обусловлено процессами, происходящими в газе, находящемся в равновесии с конденсированной фазой, при низкой температуре. В этих условиях заметная доля атомов газа объединяется в двухатомные молекулы ксенона, наличие которых может существенно изменить .характер электронных процессов по сравнению с теплым газом. К моменуу начала настоящей работы в литературе не было ни одаой публикации, посвященной исследованию электролюминесценции газообразного ксенона при низких температурах. Выполнение таких исследований представляет одну из задач данной работы. Электролюминесценция жидкого ксенона впервые наблюдалась авторами работ [19,74J . Исследовалась зависимость амплитуды альфа-сцинтилляций в жидком ксеноне от напряженности внешнего электрического поля. Слабые поля приводили к частичному тушению сцинтилляций, но начиная с полей, соответствующих Е/р = = (0,2-0,3) В/см«тор, амплитуда начинала возрастать, и с увеличением поля превосходила амплитуду не подверженной полю сцинтилляции. В более поздней работе [75 J наблюдались электролюминесце-нтные вспышки в жидком ксеноне в камере, содержащей электрод в виде нити диаметром 20 или 50 мкм. При облучении альфа-частицами начиная с напряжения на нити 6 кВ на выходе фотоумножителя наблюдались разделенные во времени импульсы сцинтилляции и электролюминисцентного свечения в сильном поле вблизи поверхности нити.
Исследование размножения электронов в кристаллическом ксеноне при температурах (38 - 161) К
Это выражение получено в предположении, что единственный канал рассеяния электронов - рассеяние на акустических фононах, В сильных полях, когда происходит ударная ионизация, это предположение заведомо неверно. Тем не менее следует ожидать, что увеличение длины свободного пробега электронов при охлаждении кристалла приведет к возрастанию их энергии при неизменной напряженности поля, т.е. размножение электронов сможет осуществляться в более слабых полях.
Известны экспериментальные результаты, указывавдие на то, что скорость дрейфа электронов и подвижность дырок в кристаллическом ксеноне возрастают при понижении температуры [57,82/. Это могло бы позволить увеличить быстродействие твердотельного детектора по сравнению с жидкостным.
Руководствуясь этими соображениями, мы предприняли исследование размножения электронов в кристаллическом ксеноне при различных температурах существенно ниже тройной точки. Для выращивания кристаллов ксенона и исследования электронного размножения в них, нами была построена экспериментальная установка, блок-схема которой приведена на рис.16. Основной элемент установки - сборный вакуумный криостат, состоящий из корпуса, головки и крышки. Корпус стационарно устанавливался на столе и к нему подводился трубопровод от вакуумного поста. В корпусе было предусмотрено несколько окон для ввода возбуждающего излучения, установки фотоумножителя и для визуального наблвдения за состоянием исследовательской камеры. Съемная головка криостата предназначалась для крепления исследовательской камеры, подведения к камере магистрали хладагента, исследуемого газа, высокого напряжения, термопар и съема электрического сигнала. Внутри криостата помещался цилиндрический медный экран с припаянным к нему по винтовой линии трубопроводом, через который последовательно с камерой прокачивался .хладоагент (азот или гелий). Система наполнения камеры исследуемым газом состояла из промышленных баллонов с газами, охлаждаемой ловушки для хранения небольших порций ксенона, контрольного манометра, трубопроводов и вентилей. С исследовательской камерой система наполнения соединялась гибким сильфонным трубопроводом, позволявшим поднимать головку криостата с камерой в монтажное положение, не разгерметизируя камеру и систему наполнения. Для охлаждения камеры и поддержания нужного температурного режима была смонтирована система терморегулирования. В дне и крышке камеры были сделаны герметичные полости, которые через головку криостата соединялись со стандартным сосудом Дьюара посредством трубопровода с двойными стенками, разделенными вакуумным промежутком. Хладоагент прокачивался через полости в дне и крышке с помощью форвакуумного насоса. Регулировка температуры осуществлялась посредством открывания и перекрывания магистралей прокачки .хладоагента клапанами, управлявшимися автоматически системой терморегулирования. Для измерения температуры использовались термопары, одним компонентом которых служила медная проволока, другим - медно--железный сплав. Такие термопары сохраняют чувствительность около 10 мкВ/град в области температур от 80 до 4 К. Одна из терюпар (наховем ее регулирующей) устанавливалась в периферической области дна камеры вблизи полости охлаждения, в месте, где температурный режим изменяется особенно резко. Главным узлом системы терморегулирования служил задатчик температур, состоявший из стабилизированного источника питания ШС-06 и делителя напряжений, одним из плеч которого являлся прецизионный многооборотный потенциометр. Такой задатчик позволял с большой точностью получать напряжения, соответствующие ЭДС термопары при требуемой температуре. ЭДС регулирующей термопары сравнивалась с напряжением за-датчика, разностный сигнал усиливался фотокомпенсационным усилителем микровольтмикроамперметра Ф-ІІ6/І и подавался на вход регулирующего потенциометра ПСРІ-02, который открывал клапан в магистрали прокачки хладоагента, если температура в месте установки регулирующей термопары была выше требуемой, и закрывал клапан, если температура была ниже требуемой величины. В центральной области дна камеры в зоне роста кристалла температурные колебания существенно сглаживались за счет тепловой инерции и температура в этой области стабилизировалась с точностью до десятых долей градуса.
Бращая многооборотный потенциометр, можно было с нужной скоростью изменять напряжение задатчика и соответственно изменять температуру камеры. Кристаллы ксенона выращивались в ростовых камерах нескольких конструкций, имевших ряд общих черт. Каждая камера представляла собой стеклянный цилиндр, вакуумноплотно через индиевые прокладки сжатый с торцов дном и крышкой специальной конструкции.
Через крышку камеры соединялись с системой наполнения исследуемым газом. Стеклянные цилиндры имели коваровые впаи для подведения высокого напряжения и снятия сигнала. Использовались камеры с геометрией "нить-плоскость" и камеры с цилиндрической геометрией, как с вертикальным, так и с горизонтальным расположением анода. Анодом служила золоченая вольфрамовая проволока диаметром 20 мкм, катодом, в случае цилиндрической геометрии, стальная спираль диаметром 6 мм. Такая конструкция катода позволяла уменьшить вторичные эффекты и наблвдать за качеством кристалла в рабочей области. Схема одной из камер представлена на рис.17.
Влияние комптоновского рассеяния на форму линии .детектора
На рис.20 представлена зависимость отношения длины свободного пробега электрона в твердом ксеноне к длине вблизи тройной точки от обратной температуры, полученная из данных рис.19. Видно, что при охлаждении кристалла от тройной точки до 38 К длина свободного пробега относительно рассеяния на акустических фононах возрастает примерно в 8 раз. Полученная зависимость находится в качественном соответствии с теоретической зависимостью (! Vf , основанной на предположении о равнораспределении фононов.
Интенсивная поляризация кристалла в режиме размножения представляет собой серьезное припятствие на пути построения и использования кристаллического пропорционального детектора, поэтому представляет интерес исследование причин этого явления.
Были экспериментально установлены следующие характерные особенности поляризационных явлений: Досле снятия внешнего напряжения с заполяризовавшегося счетчика, счетчик продолжает в течение нескольких минут регистрировать гамма-кванты, причем амплитуда импульсов приблизительно в два раза меньше амплитуды, соответствующей режиму ионизационной камеры. Поляризация кристалла исчезает через несколько минут после снятия внешнего поля.
Эти факты подтверждают сделанный в работе /81 у вывод о том, что поляризация при размножении связана с возникновением положительного пространственного заряда в прианодной области, где происходит размножение. Этот объемный заряд образуется благодаря захвату части дырок, генерируемых в лавинах. Электрическое поле в области пространственного заряда уменьшается, что в конечном итоге приводит к прекращению размножения. Остальной объем счетчика при этом продолжает работать в режиме ионизационной камеры.
Природа дырочных центров захвата в настоящее время совершенно не ясна. Эти центры могут быть связаны, например, с высокой концентрацией структурных дефектов кристалла, обусловленной либо условиями роста кристалла вблизи нити, либо локальным разрушением кристалла электронными лавинами.
Большой интерес представляет также выяснение причин флуктуации амплитуды импульсов на выходе кристаллического счетчика в режиме размножения. Источником флуктуации могут быть либо микронеоднородности нити, либо уже упоминавшаяся высокая степень дефектности кристалла в области размножения. Этот вопрос требует дальнейшего подробного исследования.
Одним из возможных источников стопового импульса дрейфового детектора на конденсированном ксеноне является вспышка электролкминесцентного свечения при дрейфе эмиттированных из конденсированной фазы в газовую электронов под действием сильного электрического поля. На этом явлении основано действие эмиссионных детекторов излучений [в] . Как указывалось во введении, сравнительно подробно исследован .характер электролюминес-ценции ксенона при комнатной температуре. Однако, в двухфазных детекторах газ находится в термодинамическом равновесии с конденсированной фазой, поэтому для прогнозирования их свойств нужно знать температурную зависимость интенсивности электролюминесценции газообразного ксенона. К моменту начала настоящей работы данные по этому вопросу в литературе отсутствовали. Позднее, когда экспериментальная часть исследований, описанных в данном параграфе, была выполнена, появились единственнш работы [88,89] , содержащие результаты изучения электролюминесценции ксенона при температурах (200-296) К. Задача измерения зависимости выхода электролюминесценции газообразного ксенона от температуры является, таким образом, актуальной.
В настоящей работе производилось измерение интенсивности электролюминесценции ксенона в камере, являющейся частью дрейфового детектора и подробно описанной в 3.4. Схема эксперимента изображена на рис.21. Внутри цилиндрического стеклянного корпуса I установлены электроды 2 в виде прямоугольных рамок, на которые подается электрический потенциал, распределенный таким образом, чтобы обеспечить однородное поле в камере. Верхний электрод 3 выполнен в виде сетки из проволоки диаметром 30 мкм с шагом 2 мм. На дно подается высокое напряжение отрицательной полярности, сетка заземлена. Камера имеет кварцевое окно 4, в контакте с которым установлен кварцевый фотоумножитель 5 типа ФЭУ-71. На дне камеры установлен альфа-источник с коллиматором, пропускающим частицы только в горизонтальном направлении. Давление подбирается так, чтобы альфа-части- не покидали рабочего объема.
Анализ условий эксперимента. Время измерения и ложные события
Результаты расчетов, основанных на функции распределения вида (2.3.4), представлены на рис.26. Видно, что расчетная зависимость - 2Ж f(%), как и в случае "упругой" функции распределения, качественно сходна с экспериментально наблвдае-мой зависимостью. Вычисленные абсолютные значения световыхода значительно (на 2 порядка) превосходят экспериментальные и энергия, приходящаяся на один фотон, становится меньше.
Таким образом, учет потерь энергии на неупругий процесс -возбуждение атомов, существенным образом приближает результаты теоретического расчета к экспериментальным данным. Тем не менее, различие остается весьма заметным. Это означает, что важную роль играет другой канал неупругих потерь - потери на возбуждение колебательных степеней свободы молекул Jfe и их диссоциацию.
Исследование предпробойных явлений и электрического пробоя жидкого ксенона при различных термодинамических условиях. При использовании конденсированных инертных газов в качестве рабочих ЕЄЩЄСТВ ионизационных детекторов излучений приходится помещать их в сильные (до 10 В/см) электрические поля. При этом возникает опасность искрового пробоя, могущего повести к нежелательным последствиям - разрушению электродов, выходу из строя электронной аппаратуры и т.д. С другой стороны, отрицательная корона и искровой пробой могут быть использованы для очистки инертных газов от электроотрицательных примесей. В этой связи представляется практически важным изучение особенностей предпробойных явлений и электрического пробоя конденсированных инертных агзов и способов воздействия на их электрическую прочность с целью подбора оптимальных условий очистки и функционирования детекторов. Наибольший интерес представляют неоднородные поля, т.к. они используются для получения стопового сигнала в некоторых модификациях дрейфового детектора (лавинное размножение электронов и электролюминесценция).
Предпробойные явления Е криогенных жидкостях изучались в ряде работ [95-I00J. Наиболее подробное и всестороннее исследование этих явлений в геометрии "острие-плоскость" проведено в серии работ [98-I00J , где авторы сосредоточили свое внимание главным образом на жидком азоте.
Существенной чертой предпробойных явлений в жидком азоте и гелии, описанной в работах [99,юо], является прерывистый характер тока. Оказалось, что ток представляет собой последовательность одинаковых по амплитуде и форме периодически следующих импульсов, причем при изменении приложенного напряжения форма отдельных импульсов не изменяется, но возрастает частота их следования.
Возникновение импульсного тока сопровождается импульсным световым излучением, которое, начиная с величины тока Ю А, видно невооруженным глазом. Световые импульсы синхронны импульсам тока, а средний световой поток пропорционален среднему току.
При обработке экспериментальных результатов авторам [IOOJ удалось оценить величину поля вблизи поверхности острия в режиме установившегося тока. Оказалось, что оно на порядок ниже поля установления тока, что является аргументом в пользу влияния пространственного заряда на ток. Зависимость тока от межэлектродного расстояния авторы [юо] объясняют образованием заряженного слсГя на поверхности плоского электрода и последувдим ослаблением поля вблизи острия.
Опубликованные к настоящему времени экспериментальные данные о пробое криогенных жидкостей вообще и конденсированных инертных газов в частности крайне скудны. Установившейся, общепринятой теории пробоя жидких диэлектриков, способной предсказывать значение пробивной напряженности для конкретных жидкостей, построить пока не удалось. Предложены лишь различные модели, согласующиеся с экспериментом в ограниченном числе случаев.
Ряд авторов [іОІ-ІОЗ] при исследовании механизма электрического пробоя жидких; диэлектриков рассматривают образование паровых пузырьков как определяющую стадию развития пробоя. Согласно одной из моделей [l02], жидкость нагревается предпро-бойным током вблизи катода, эмиттирующего свободные электроны под действием приложенного напряжения, и вскипает. В образовавшемся паровом пузырьке лавины идут существенно эффективнее и пузырек растет, формируя канал пробоя. Вычисленное на основании этой модели пробивное напряжение оказывается зависящим от температуры и давления жидкости, наблюдалось количественное согласие предсказаний описанной модели с экспериментами по пробою н-гексана Гі04І.
Для криогенных жидкостей установлено только, что электрическая прочность жидкого азота [Ї05-І07] и жидкого гелия [іОЗ] несколько возрастает с увеличением давления. Из жидких инертных газов, которые могли бы служить рабочим веществом детекторов излучений, только для аргона проводилось исследование электрической прочности Гі08-ІІ0І . Данных об электрическом пробое жидкого криптона и ксенона в литературе нет.
В исторически первой работе [юЫбыла измерена электрическая прочность нескольких сжижженных газов, в том числе жидкого аргона, в однородной геометрии с электродами, выполненными в одном случае из платины, в другом - из нержавещей стали. Электрическая прочность оказалась зависящей от материала электродов, из чего был сделан вывод, что она не есть внутренняя (собственная) .характеристика исследуемых диэлектриков, а определяется многими посторонними обстоятельствами. Было установлено, что небольшие изменения давления не влияют на электрическую прочность жидкого аргона.
