Газ разрядты санауыштар және олардың көмегімен радиациялық сәулелерді тіркеу

Мазмұны:

Кіріспе ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ...3

І.тарау. Газды ионизациялық детекторлар ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... .4
1.1. Детекторлардың негізгі түрі ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ...4
1.2. Газдық күшейткішсіз ионизациялық тіркеу әдістері ... ... ... ... ... ... ... .5
1.2.1. Газдардағы электрондар мен иондардың қозғалысы ... ... ... ... ... ... ...5
1.2.2. Сыртқы электр өрісінде орналасқан газдардағы электрондар мен
иондардың қозғалысы ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... 10
ІІ.тарау. Иондаушы бөлшектерді тіркеу тәсілдері ... ... ... ... ... ... ... ... ...15
2.1. Күшейткішті ионизациялық санауыштар ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ..15
2.2. Ионизациялық камералар ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... .22

ІІІ.тарау. Газ разрядты санауыштар және олардың көмегімен радиациялық сәулелерді тіркеу ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... .29
3.1. Өздігінен өшпейтін санауыштар ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... 29
3.2. Өздігінен өшетін санауыштар ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... 21
3.3. Иондаушы бөлшектер индикаторының жұмыс істеу принципі ... ... ... ...38
3.4. Ғарыштық сәуленің жұмсақ компонентасының интенсивтілігін
анықтау (эксперимент) ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... 41

Қорытынды ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ..43

Пайдаланылған әдебиеттер ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... .44

Кіріспе.
Қазіргі кезде иондаушы бөлшектердің бақылау және тіркеу үшін өте нәзік тәсілдер мен құралдар қолданылады. Иондаушы сәулелер деп электрон, протон, нейтрон, альфа-бөлшек, мезон, фотон және т.б. сол сияқты қарапайым бөлшектер ағынын айтамыз. Бөлшектердің заттың атомындағы электрон немесе ядромен өзара әсерлесу кулондық , электромагниттік , ядролық күштер арқылы жүзеге асады . Бұл әсерлесулер нәтижесінде болатын серпімді және серпімсіз соқтығысулар нәтижесінде өте көп құбылыстар туындайды. Сол құбылыстарды иондаушы бөлшектерді тіркеу үшін пайдалануға болады . Ортада жұтылған энергияның әсерінен туындайтын құбылыстар заттың агрегаттық күйіне байланысты болады. Мысалы, газдарға түскен иондаушы бөлшектердің әсерінен еркін электрондар мен иондар туындайды . Сыртқы электр өрісінің әсерінен олар тізбекте бағытталған қозғалыста болып , қысқа мерзімді электр тогын яғни импульсын тудырады. Осы импульстарды тіркеу арқылы иондаушы бөлшектерді бақылауға болады.
Зерттеу обьектісі екінші реттік ғарыштық сәулелер. Индикатордан шыққан бәсең импульстар алдымен төмен жиіліктегі күшейткішке келіп түседі, сонда күшейтіліп, қайта есептегіш құрылғыға беріледі. Күшейткіштің шығысына қосылған жартылай өткізгіш диод ток импультарын С конденсаторға қарай өткізеді де, күшейткіштің шығыс трансформаторының обмоткасы арқылы конденсатордың разрядталуына мүмкіндік бермейді, өйткені кері бағытта ток өткізбейді. Келіп түскен ток импульстарының әсерінен С конденсатор ондағы кернеу неон лампының жағылу потенциалымен теңелгенге дейін бірте-бірте зарядталады. Конденсатор неон лампы сөнетін кернеуге дейін неон лампы мен динамик арқылы разрядталады.
Жұмыстың мақсаты иондаушы бөлшектердің әсерінен туындайтын газдағы
разрядтарды тіркеу арқылы ғарыштық сәулелердің құрамын және
интенсивтіліктерін анықтау.

Пайдаланылған әдебиеттер.

1. Калашников В.И, Козадаев М.С. Детекторы элементарных частиц. М., «Наука», 1976г.
2. Векслер В, Грошева Л, Исаев Б. Ионизационные методы исследование излучения. М., 1970г.
3. Фюнфер Э, Нейерт Г. Счетчики излучения. М., 1970г.
4. Абрамов А.И и др. Основы экспериментальных методов ядерной физики. М., Атомиздат. 1987г.
5. П. Е. Калпаков. Основы ядерной физики.Изд. «Просвещение», М., 1979г.
6. А.И. Наумов. Физика атомного ядро и элементарных частиц. Изд. «Просвещение» , М., 1994г.
7. И. В. Ракобольская. Ядерная физика. Изд. Московск. Универс. 1986г.
8. О.С. Нұрсұлтанов. Атомдық физика. «Рауан», Алматы., 1990г.
9. Ф.А. Королев. Курс физики. Изд. «Просвещение», М.,1979г.
10. Дорман В. Ф. Физика солнечных космических лучей, М., Л., 1985г.
11. Сыроватский С.И. Физики космических лучей. М., Л., 1981г.
12. Мурзин В.С. Введение в физику космических лучей. М., 1989г.
13. Труды международных конференций по космическим лучам. Л., В-1. август .1989г.
14. Боровой А.А. Как регистрируют частицы. М., 1981г.
15. http:/www.gr-obor.narod.ru/
16. http:/www. Ramler.ru/
17. http:/www.google.kz/
18. http:/www.google.ru/
19. http:/www.google.com/
20. http:/www.yandex.ru/
21. http:/www.yahoo.com/
22. http:/www.mail.ru/

Пән: Физика
Жұмыс түрі: Дипломдық жұмыс
Тегін: Антиплагиат
Көлемі: 43 бет
Таңдаулыға:

Мазмұны:

Кіріспе ----------------------------------- ---------------------------------
-----------------------3

І-тарау. Газды ионизациялық детекторлар -----------------------------------
----------4
1.1. Детекторлардың негізгі түрі ----------------------------------- --------
----------------4
1.2. Газдық күшейткішсіз ионизациялық тіркеу әдістері ----------------------
-------5
1.2.1. Газдардағы электрондар мен иондардың қозғалысы ----------------------
-----5
1.2.2. Сыртқы электр өрісінде орналасқан газдардағы электрондар мен

иондардың қозғалысы ----------------------------------- ------------
-----------------10
ІІ-тарау. Иондаушы бөлшектерді тіркеу тәсілдері ----------------------------
-------15
2.1. Күшейткішті ионизациялық санауыштар -----------------------------------
-------15
2.2. Ионизациялық камералар ----------------------------------- -------------
-------------22

ІІІ-тарау. Газ разрядты санауыштар және олардың көмегімен радиациялық
сәулелерді тіркеу ----------------------------------- -----------------------
-------------------29
3.1. Өздігінен өшпейтін санауыштар ----------------------------------- ------
-----------29
3.2. Өздігінен өшетін санауыштар ----------------------------------- --------
-------------21
3.3. Иондаушы бөлшектер индикаторының жұмыс істеу принципі ---------------
38
3.4. Ғарыштық сәуленің жұмсақ компонентасының интенсивтілігін
анықтау (эксперимент)----------------------------------- ------------
-----------------41

Қорытынды ----------------------------------- -------------------------------
----------------43
Пайдаланылған әдебиеттер ----------------------------------- ---------------
-----------44

Кіріспе.
Қазіргі кезде иондаушы бөлшектердің бақылау және тіркеу үшін өте
нәзік тәсілдер мен құралдар қолданылады. Иондаушы сәулелер деп электрон,
протон, нейтрон, альфа-бөлшек, мезон, фотон және т.б. сол сияқты қарапайым
бөлшектер ағынын айтамыз. Бөлшектердің заттың атомындағы электрон немесе
ядромен өзара әсерлесу кулондық , электромагниттік , ядролық күштер арқылы
жүзеге асады . Бұл әсерлесулер нәтижесінде болатын серпімді және серпімсіз
соқтығысулар нәтижесінде өте көп құбылыстар туындайды. Сол құбылыстарды
иондаушы бөлшектерді тіркеу үшін пайдалануға болады . Ортада жұтылған
энергияның әсерінен туындайтын құбылыстар заттың агрегаттық күйіне
байланысты болады. Мысалы, газдарға түскен иондаушы бөлшектердің әсерінен
еркін электрондар мен иондар туындайды . Сыртқы электр өрісінің әсерінен
олар тізбекте бағытталған қозғалыста болып , қысқа мерзімді электр тогын
яғни импульсын тудырады. Осы импульстарды тіркеу арқылы иондаушы
бөлшектерді бақылауға болады.
Зерттеу обьектісі екінші реттік ғарыштық сәулелер. Индикатордан шыққан
бәсең импульстар алдымен төмен жиіліктегі күшейткішке келіп түседі, сонда
күшейтіліп, қайта есептегіш құрылғыға беріледі. Күшейткіштің шығысына
қосылған жартылай өткізгіш диод ток импультарын С конденсаторға қарай
өткізеді де, күшейткіштің шығыс трансформаторының обмоткасы арқылы
конденсатордың разрядталуына мүмкіндік бермейді, өйткені кері бағытта ток
өткізбейді. Келіп түскен ток импульстарының әсерінен С конденсатор ондағы
кернеу неон лампының жағылу потенциалымен теңелгенге дейін бірте-бірте
зарядталады. Конденсатор неон лампы сөнетін кернеуге дейін неон лампы мен
динамик арқылы разрядталады.
Жұмыстың мақсаты иондаушы бөлшектердің әсерінен туындайтын газдағы
разрядтарды тіркеу арқылы ғарыштық сәулелердің құрамын және
интенсивтіліктерін анықтау.

І-тарау. Газды ионизациялық детекторлар.
1.1. Детекторлардың негізгі түрі.

Зарядталған бөлшектердің газдарда өтуі нәтижесінде электрондар мен
иондар түзіледі. Егерде иондалу түрлі потенциялға ие екі электродтар
арасындағы көлемде жүрсе, онда электрондар мен иондардың электродтарда
қозғалуы есебінен электр тізбекте ток пайда болады.
Барлық газды ионизациялық детекторлар конденсаторлар түрінде болып
келеді, оларда электродтар арасындағы кеңістік қандайда бір газбен
толыққан. Детектордың газдық аралығындағы кернеуліктің таралуына байланысты
олар түрлі қасиетке ие болады. Осыған орай, детектор қосылған тізбектегі
токтың шамасы , конденсаторға түсірілген кернеу кіші болған жағдайда ,
кернеудің шамасына және кеңістікте туындаған иондар санының электрон
зарядына болған көбейтіндісіне тәуелді болады. Мұндай детекторларды
ионизациялық камералар деп атайды. Кернеулік жоғары болған жағдайда газдың
күшеюі нәтижесінде электрлік тізбектегі ток детекторларда уақыт бірлігінде
пайда болатын зарядтар санынан едәуір көп болуы мүмкін. Бұл кезде ток
конденсатордағы кернеуге және сәуленің әсерінен туындайтын иондық эффектіге
порпорционал болады. Мұндай детекторлар пропорционал деген атқа ие.
Соңында, конденсатордағы кеңістігіндегі кернеу бұдан да барынша жоғары
шамаға ие болуы кезінде егерде детектор көлеміне зарядталған бөлшек түсетін
болса разряд пайда болады. Ал мұндай детекторларды газоразрядты
есептеуіштер деп атайды.[3].
Тіркеудің иондық әдістері конденсатордың газдық қуысынан өту кезінде
зарядталған бөлшектер тудыратын зарядты немесе токты өлшеуге негізделген.
Зарядталған бөлшек энергиясымен одан туындаған ионизация арасындағы
байланысты қарастырамыз. Бұл өте маңызды байланыс, өйткені ионизациялық
камералар мен пропорционалдық есептеуіштерде иондық эффект бойынша
бөлшектердің энергиясын анықтайды. Тәжірибелік жолмен орнатылғандай, иондық
бір жұпты туындатуға жұмсалатын орташа энергия W, зарядталған бөлшектің
энергиясына, оның массасы мен зарядына толықтай тәуелді емес.
Спектрометрлік өлшеулерде орташа энергия мен бөлшек энергиясы
арасындағы байланысты білген жөн. Көптеген зерттеулер көрсеткендей ,
аргонда, мәселен 0,5%-ке дейінгі дәлдікте W зарядталған бөлшектер
энергиясына тәуелді емес. Ауа үшін W шамасы бөлшектер энергиясына айқын
тәуелді . Осыған орай, α-бөлшектер үшін 3-4 Мэв-ден 50 кэв-ке дейін
энергияны өлшеу кезінде орташа энергия шамамен 10 %-ке өзгереді.
Өте қызық тағы бір жайт- иондық жұптарды түзуге жұмсалатын энергия
түрлі газдарда бірдей мәселен, аргонда ол оттегіге қарағанда төмен, ал бұл
кезде аргон атомдарын иондауға қажетті энергия оттегі атомдарын иондауға
жұмсалатын энергияға қарағанда жоғары болып келеді. Бұл қызық жайтты түрлі
газдар мен молекула атомдарын алуға қажетті энергиялар өзара
ерекшеленетіндігімен түсіндіруге болады. 1.1-кестеде әртүрлі зарядталған
бөлшектердің әртүрлі газдардағы бір жұп ионды тудыру үшін қажет W-
энергиясының шамасы көрсетілген .
1.1-кесте. Ион жұптарына айналуға қажетті энергия , эв
Бөлшектер Газ
Ауа Н2 Не Ν2 О2
D+ 0.032 0.13 0.029 0.025 0.030
D- 0.042 0.19 0.041 0.026 0.041

Электрондар үшін D мәндері біршама үлкен және электр өрісі
кернеулігінің қысымға қатынасына Ep тәуелді. Атмосфералық қысым кезінде
СО2-да электрондар үшін диффузия коэффициенті Ep=2 в(см мм сын бағ)
кезінде 49-дан Ep=16 в(см мм сын бағ) кезіндегі 2500 см2сек дейін
өзгереді. Сутегі, аргон және азоттағы электрондардың диффузия
коэффициентінің Ep қатынастарына байланысы өте әлсіз. Осыған байланысты
аргонда Ep қатынасының 0.1-ден 15 всм мм сын бағ- дейін өзгеруі кезінде
D≈104 cм2сек, ал сутегіде Ep 0.25-тен 50 в(см мм сын бағ) дейін
өзгеруі кезінде D 320-дан 2500 см2сек дейін өзгереді. Мұнда келтірілген
диффузия коэффициентерінің мәндері 760 мм сын бағ –на тең газ қысымдары
үшін берілген [4].
Рекомбинация. Оң және теріс иондардың соқтығысуы және оң иондар мен
электрондардың соқтығысуы кезінде бейтарап атомдар мен молекулалардың
түзілуі процестері иондар мен электрондардың рекомбинациясы деп атайды.
Бөлшектер рекомбинациясының мүмкіндігі олардың салыстырмалы жылдамдығына
тәуелді болып келеді: жылдамдық төмен болса, онда рекомбинация ықтималдығы
артады. Егерде көлем бірлігінде бірлік уақытта өтетін рекомбинация
акттерінің санын dndt деп белгілесек, онда рекомбинация коэффициентін
пайдалана отырып, келесі қатынасты жазуға болады:
, (1.3)

Мұндағы а- рекомбинация коэффициенті (см3сек), n+, n- -көлем
бірлігіндегі зарядтардың тығыздығы. Қарастырылатын көлемдегі зрядтардың
таралуы біртекті болса, рекомбинация коэффициенттері электрондар үшін
шамамен 10-10 см3сек, иондар үшін 10-6 см3сек шамаларымен бағалайды.
Айта кетерлік бір жайт, рекомбинация коэффициентерінің шамалары газдың
түріне және иондар мен электрондардың орташа энергиясына тәуелді болып
келеді.
Егерде t=0 мезетте берілген көлемде туындаған зарядтардың тығыздығы
n+=n-=n0 бірдей болса және олардың жойылуы тек рекомбинация есебінен ғана
болса, онда (1.3)-қатынасынан уақыт бойынша зарядтар тығыздықтарының
таралуының өрнегін табуға болады:
n+(t)=n-(t)=n0(t)= (1.4)
Егер камерадағы зарядтардың жинақталу уақыты және рекомбинация есебінен
зарядтардың жойылуы берілген болса, бұл қатынастан ионизация тығыздығының
шамасын есептеуге болады. Егер зарядтардың жинақталу
уақыты 10-3 сек, рекомбинация есебінен шығындар 10% аспайды деп есептесек,
an0 ≤ 102 болатындығын көреміз. Мұның өзі оң және теріс иондардың
концентрациясы 108 см-3, ал оң иондар мен электрондардың концентрациясы
1012 см-3 шамалардан төмен болмауы қажеттігін көрсетеді.
Келтірілген есептеулер көрсеткендей рекомбинация процесі электрлік
теріс иондардың түзілу ықтималдығы жоғары болған жағдайда ғана маңызға ие
болады. Шынында да айта кетерлік бір жайт, ауыр зарядталған бөлшектермен
иондалу кезінде зарядтардың тығыздығы бастапқы моментте орасан зор болады
және сол себепті зарядтардың көлем бойынша біртекті таралуы жайлы ұсыныс
бұл жерде қолданылмайды. Интенсивтілігі онша үлкен емес α-сәулелену кезінде
рекомбинация процесіне тек трек ішіндегі иондардың рекомбинациясы ғана
орасан зор үлес қосады.
1.2.2. Сыртқы электр өрісінде орналасқан газдардағы электрондар мен
иондардың қозғалысы.
Сыртқы электр өрісі болмаған жағдайда, ионизация нәтижесінде түзілген
электрондар мен иондар диффузияланады. Олардың өмір сүру уақыты (шексіз
көлемде) рекомбинация процесімен анықталады. Егер газды камераны сыртқы
электр өрісіне орналастыратын болсақ бұл процесс басқаша түрде болады. Өріс
кернеулігі жеткілікті деңгейде үлкен болса,зарядтар электрод бағыты мен
қозғалады. Зарядтардың бұл қозғалысы камерада және сыртқы электр
тізбегінде ток тудырады. Ток тығыздығының шамасы
j=j++j-, ( 1.5)
Мұнда j+ және j- - оң және теріс иондардың қозғалуымен байланысты ток
компоненттері . Иондардың рекомбинациясы мен олардың диффузиясы j+ және j-
шамаларын төмендетеді. Егерде диффузия мен рекомбинацияны ескермесек, ток
тығыздығын өрістің күштік сызықтарының өн бойындағы зарядтар қозғалысының
орташа жылдамдықтары W+ және W- арқылы өрнектеуге болады. Бұл орташа
жылдамдықтар дрейф жылдамдықтары деп аталады.
j+=n+eW+ , j-=n-eW-, (1.6)
Мұндағы n+ және n- -көлем бірлігіндегі иондар мен электрондардың cаны.
Өрістегі зарядтар дрейфін барынша нақты қарастырып өту қажет. Газ көлемі
арқылы зарядталған бөлшектер өтіп, еркін электрондар мен иондар түзсін
делік. Егер сыртқы өріс болмаса, онда соқтығысулар арасында иондар мен
электрондар түзу сызықты қозғалыста болады. Олардың қозғалыстарын уақыт
бірлігіндегі соқтығысулардың орташа саны ν, орташа жүру жолы λ және жылулық
қозғалыстардың орташа жылдамдығы υ арқылы сипаттауға болады. Шынында да
λ=υ⁄ν электр өрісі болған жағдайда, соқтығысулар арасында иондардың
қозғалысына өріс әсер ететін болады. Сондықтан олардың траекториясы
парабола түрінде болады [7].
Егер әрбір соқтығысу кезінде fE шамасына тең энергия мөлшерін
жоғалтатын болса ( Е-ионның кинетикалық энергиясы), онда ∆t уақыт ішінде
шығындар νfE∆t шамасын құрайды. Энергия шығындары өрістің әсерінен
алынған энергиядан төмен болса, иондардың энергиясы өсе береді. Энергияның
шығындалуы ионның кинетикалық энергиясына тура пропорционал болғандықтан
энергияның өсуімен шығындалуы теңеліп, тепе-теңдік күй туындауы мүмкін.
Тепе-теңдіктің қаншалықты тез орнығуы бір соқтығысуы кезінде жоғалатын
энергия үлесіне f-ке тәуелді. Ауыр иондар үшін әрбір соқтығысу кезінде
энергияның жартысы жоғалады деп есептеуге болады. Сол себепті ауыр иондар
үлкен кинетикалық энергияға ие бола алмайды және электр өрісі, олардың
қозғалысын сипаттайтын υ және λ орташа шамаларын өте аз өзгертеді.
Электрондар болса керісінше, бір соқтығысу кезінде өз энергиясының аз
үлесін жоғалтады.
Күйдің тепе-теңдігін және ион энергиясының өріс кернеулігіне тәуелділігі
әлсіз байланыста екендігін ескеріп, дрейф жылдамдығы өріс кернеулігіне
тура, газ қысымына кері пропорционал екендігін анықтаймыз. W+=μ+Ep,
мұндағы μ+- иондардың қозғалғыштығы. Иондардың қозғалғыштығы өрістің
бірлік кернеулігі және бірлік қысымдағы дрейф жылдамдығына тең шама. Орташа
жылдамдық ионға әсер етуші eEM күшпен және оның әсер ету орташа уақытымен
анықталады( мұндағы-М ион массасы). Екі соқтығысулар арасындағы орташа
уақыт орташа еркін жүру жолына тура, ал жылулық қозғалыстың орташа
жылдамдығына кері пропорционал, яғни
W= (1.7)
Жоғарыда аталып өткендей, ауыр иондардың энергиясы электр өрісінің
әсерінен өте аз өзгеретеді, Демек υ және λ шамаларды өрістің кернеулігіне
тәуелсіз деп есептеуге болады. μ=eλ0Mυ деп белгілесек
W=μ (1.8)
(1.6) және (1.7)- қатынастарын және иондардың кинетикалық энергиясы
мен температурасының арасындағы байланыстың E= екендігін ескеріп,
иондардың қозғалғыштығымен диффузия коэффициенті байланыс өрнегін жазамыз:
Μ= (1.9)
Оң және теріс иондардың қозғалғыштығының шамалары бір-біріне жуық 1.3 –
кестеде бірлік қысым мен өрістің бірлік кернеулігіне сәйкес оң иондардың
қозғалғыштығының шамалары берілген.
1.3- кесте. p=1атм және Е=1всм кезіндегі оң иондардың қозғалғыштығы.
Ион Ауа H2 Ar He CO2
μ+, 1.37 6.7 1.37 5.1 0.79
см2атм(сек
в)

Осы кестеде көрініп тұрғандай, молекулалар ауыр болған сайын олардың
қозғалғыштығы төмен болады. Электрондар бір соқтығысу кезінде энергияны
аз шығындайтын болғандықтан, электр өрісінде жылулық қозғалыс энергиясынан
едәуір жоғарғы энергияға ие болады. Сол себепті орташа жүріс шамалары мен
электрондар үшін соқтығысулар арасындағы қозғалу жылдамдығы электр өрісінің
кернеулік шамаларына тәуелді болып келеді. Осы себептерге байланысты
электрондар үшін дрейф жылдамдығы өріс кернеулігінің күрделі функциясы
болып табылады. Бұл функцияның түрін екі шекті жағдайлар үшін алуға болады.
Ең алдымен электронның электр өрісі есебінен ие болатын энергиясы оның
жылулық қозғалыс энергияcының аз үлесін құрайтындай болып, Ер шама өте
кіші болсын. Мұндай жағдайда электрондар дрейфінің қозғалысы иондар
дрейфінің қозғалысы секілді бейнеленіп, Ер шамасына тура пропорционал
болады. Ендігі кезекте электр өрісіндегі электронның орташа энергиясы
жылулық қозғалыс энергиясынан едәуір жоғары деп қарастырайық. Өріс есебінен
электрон ие болатын энергия газ молекулаларымен соқтығысулар кезінде толық
жұмсалатын тепе-теңдік күйде болсын. Электрон 1 секунд ішінде өріс бойымен
W жол жүріп өтіп, WeE энергиясына ие болады. Бұл уақыт ішінде ν соқтығысу
болады, олардың әрбіреуінде газ молекулаларына берілген энергия fmυ2
шамасына тура пропорционал болады. Тепе-теңдік әсерінен
WeE=νfmυ22 (1.9)
Өріс әсерінен алынған электронның энергиясы mυ22 болуы салдарынан
mυ22eE қатынасы әрдайым тұрақты болуы шарт. Сонда дрейф жылдамдығы ν ═υ ⁄
λ немесе тура пропорционал болады.
Кейбір газдар үшін электрондар дрейфінің жылдамдығының Ep-ға
тәуелділігі 1.4-кестеде келтірілген.
1.4-кесте.
Ер х 10-6 смсек үшін, дрейф жылдамдығы
H2 He N Ar CO2 CH4
0.125 - 0.3 - 0.31 - 1.2
0.25 0.65 0.4 0.51 - - 3.3
0.50 0.9 0.57 0.62 0.40 - 7.4
1.0 1.2 0.82 0.87 0.73 - 10.0
2.0 1.6 1.3 1.31 - 32 10.0
5.0 2.6 3.0 2.7 4.0 57 -

Кестеден көрініп тұрғандай , Еp онша жоғары емес мәндері кезіндегі ең
жылдам газдар СН4 және СО2 болып табылады. Берілген Ep мәндері
кезінде көмірқышқыл газының аз маңызды қосындысы бар қоспадағы дрейф
жылдамдығы таза аргон мен таза көмірқышқыл газына қарағанда жоғары болады.
Тәжірибелік жолмен орнатылған бұл құбылыс электронды жинақтаушы
камераларды даярлау кезінде үлкен мәнге ие. Мұндай құбылыстың физикалық
мағынасын электрондардың орташа еркін жүру жолының ұзындығы олардың
энергиясына тәуелділігін ескерсек түсіну қиын емес. Инертті газдар үшін
электрондардың атомдармен өзара әсерлесу қимасы, олардың энергиясы 3 эв
(гелий үшін) және 13 эв (аргон үшін) болған кезде максимумға ие. Бұл
энергиядан төменде қиманың шамасы өте тез кемиді және соның салдарынан
соқтығысулар арасындағы электрoндардың орташа жүрісі өседі. Таза аргонда
бірінші қозу дейгейдегі энергия жоғары болып келеді 11,5 эв, сол себепті
тіпті үлкен емес сыртқы өрісте электрондар шамамен 10 эв-тан жоғарғы
кинетикалық энергияға ие болады.
Көмірқышқыл газында, керісінше, төменгі энергиялы қозу деңгейлерінің
үлкен саны көп болады, соның салдарынан көмірқышқыл газын аргонға шамалы
қосудың өзі электрондар қозғалысының орташа энергиясын едәуір өзгертеді.
Осылайша көмірқышқыл газын аргонға қосу соқтығысулар арасындағы
электрондардың орташа еркін жүрісін ұлғайтады, соқтығысулар арасындағы
қозғалыс жылдамдығын төмендетеді және соның салдарынан дрейф жылдамдығы
артады.

ІІ-тарау. Иондаушы бөлшектерді тіркеу тәсілдері.
2.1. Күшейткішті ионизациялық санауыштар.
Өрістің кернеулігі жоғарғы болған жағдайда анодқа дрейфтелуші
электрондар соқтығысулар арасындағы газ молекулаларын ионизациялау үшін
жеткілікті энергияға ие болуы мүмкін. Мұндай жағдай токтың және импульс
амплитудасының артуына әкеп соқтырады. Бұл құбылыс–екінші реттік ионизация
есебінен электрондар санының арту газдық күшею деген атауға ие. Газдық
аралықтағы вольт-амперлік сипаттамаға назар аударайық. 2.1- суретте екі
түрлі бастапқы ионизациялар үшін импульс амплитудасының кернеуге
тәуелділігі көрсетілген. 2- салада импульстар амплитудасы 10-100 есе
өсетіндігі және импульс шамаларының бастапқы ионизацияға тәуелділігі тура
пропорционал екендігі көрініп тұр. Бұл салада жұмыс істейтін санауыштар
пропорционал санауыштар деп аталады. Кернеудің одан әрі ұлғаюы кезінде
пропорционалдылық бұзылады, одан әрі импульс амплитудасы бастапқы
ионизацияға тәуелді болмай қалады. Газдық күшею механизмін қарастырамыз
және вольт-амперлік сипаттамаға сапалы түсініктер береміз.

2.1-сурет
Газдық күшею механизмі. Екінші реттік ионизацияны жүзеге асыру үшін
соқтығысулар арасында электрон газ молекулалары, атомдарды ионизациялау
үшін жеткілікті энергияға ие болуы қажет. Осылай болады деп есептей отырып,
электр өрісінің кернеулігін бағалайық. Мысалы, қысымы 100 мм сын.бағ.
сутегі газындағы электронның соқтығысулар арасындағы орташа еркін жүру жолы
шамамен 10-3 см. Сутегі атомдарының ионизациясы үшін 15 эв-тен жоғарғы
энергия қажет. Осылайша, қарастырылып отырған мысалда екінші ионизация
кернеулігі 1,5∙104 электр өрісі қажет. Электрондармен екінші реттік
ионизация процесі – электронды сарқыраманың дамуындағы бір ғана процесс
емес. Қосымша ионизация қозған күйдегі атомдар мен молекулалардан
шығарылған фотондар есебінен жүруіде мүмкін. Таза бір атомды газда
фотоионизация санауыш катодындағы фотоэффектінің есебінен ғана жүре алады.

2.2-сурет. Метан мен аргон толтырылған санауыштағы газды күшею
коэффициентінің кернеуге тәуелділік графигі (r2=1,1 cм , r1=0,0125 cм).
Газды күшею коэффициентінің фотоионизация ықтималдығына тәуелділігін
көрсетеміз. Фотоионизация жоқ кездегі газдық күшею коэффициенті М болсын
делік. Сонда бірінші реттік ионизациядағы әрбір электрон М екінші реттік
электрондарды тудырады. Солармен бірге белгілі бір мөлшерде қозған
молекулалар пайда болады. Егерде қозған күйден фотондар шығару арқылы
бастапқы күйге қайтса, онда бірнеше фотоэлектрондар туындайды. Егерде бір
екінші реттік электронның электронға бір фотоэлектрон тудыру ықтималдығын
γ- деп белгілесек, онда фотоионизацияны есепке алғандағы газды күшеюдің
толық коэффициенті:
Мγ=M+M2γ+M3γ2+...= (2.1)
Бұл өрнектен Mγ→1, Мγ→∞ болғанда санауышта тесілу басталады және
оның импульсінің амплитудасы бірінші реттік ионизацияға тәуелді емес(2.2-
суреттегі 3-сала).
Пропорционалды санауыштағы импульс формасы. Цилиндрлі пропорционалды
санауышта оның центрінен r0 арақашықтықта бірінші реттік ионизация
нәтижесінде n0 ион жұптары түзілсін делік. Санауышта газдық күшею
басталмайынша, яғни электрондар өріс кернеулігінің төмен мәндері аумағында
дрейфтелуі кезінде, импульсты цилиндрлі камера үшін алынған V-(t)=-) -
қатынаспен бейнелеуге болады. Бірінші реттік ионизация кезінде туындаған
электрондар мен иондардың қозғалуы есебінен туындаған импульстың максимал
мәні қорытқы импульспен салыстырғанда М есе төмен болады. Сондықтан газдық
күшею коэффициентінің үлкен мәндерінде импульстың осы құраушысын ескермесе
де, анодтан екінші реттік ионизация туындайтын арақашықтықты rR деп
белгілесек, онда электрондардың нөсері rrR дами бастайды. Газдық күшею
саласына дейінгі электрондардың жүру уақыты бірінші реттік ионизацияның
басталу орнына тәуелді болып, шамамен алғанда (r0-rR)(W-) құрайды.
Нөсердің даму уақыты, яғни екінші реттік ионизацияның өту уақыты өте
аз болады. Шынында газдық күшею орталық электродтан жіптің бірнеше
диаметріне тең (~0,1см) арақашықтықта жүзеге асады. Бұл салада
электрондар дрейфінің жылдамдығы шамамен 107смсек, яғни нөсердің даму
уақыты шамамен 10-8 сек. Осыған орай, бірінші ионизация зарядтары
ескермесек, онда орталық электродтан 1-2 диаметр арақашықтықта Mn0 ион
жұптары түзілді деп есептеуге болады. Сонда RC үлкен мәндері үшін
амплитудалардың максимал мәндерінің қатынасын бағалайық.. Егерде r2r1=100,
ал rRr1~2 болса, онда V-макс V+макс~0,15. Осылайша, біз қызық жағдайға
тап боламыз: пропорционал санауыштардағы импульс негізінен оң иондардың
қозғалысына байланысты. Толық жинақталу уақытын t* , егер r=r2 және r0=rR
болса: онда
t*= (2.2)
Қысымы 0.8 атм болған сутекпен толтырылған санауыш үшін μ+=6,7 ,r2=1,1 cм,
r1=2 10-2 см; U0=2800 в (M=100) ; t*=120 мксек ; V(t) логарифмділік
тәуелділікке бойсұнатындықтан санауыштарда иондардың катодқа қозғалу
уақытымен салыстырғанда RC-ның мәнін өте кіші етіп алуға болады.Сонымен,
шамамен 10-6 сек уақыт ішінде амплитуда өз максимал мәнінің жартысына дейін
өседі. Осыған байланысты RC кез-келген мәні үшін V(t) тәуелділігін анықтап,
жүктеме кедергінің қажетті мәнін таңдауға болады.
2.3-сурет. Пропорционалды санауыштағы импульс формасы (анодтан катодқа
қозғалыс уақыты 100 мксек).
Оң иондардың қозғаласымен байланысты камерадағы токтың максимал мәні
I(t)= (2.3)
(2.3)- қатынасын r және t арасындағы байланысты ескере отырып, оңай алуға
болады. V(t)=0, t=0 кезінде деп есептей отырып, санауыш сыйымдылығындағы
кернеу келесі шамаға тең:
V(t)= (2.4)
X=t+B жаңа айнымалыны енгіземіз және интегралдағаннан соң келесі өрнекті
аламыз: V(t)= (2.5)
Жоғарыдағы 2.3-суретте RC-ның әртүрлі мәндері үшін пропорционалды
санауыштағы импульстың түрлері келтірілген.
Санауыштың уақыттық сипаттамалары .Бөлшектердің санауышқа келіп түсу
мезетінен бастап t* уақыт ішінде импульс өз максимал мәніне ие болады деп
есептелік. Бұл t* интервалдың ұзақтығы негізінен бірінші реттік
ионизациялық электрондарының туындау орнынан есептеуіштің анодына дейін
қозғалыс уақытымен анықталады. Сонымен t*-ның максимал таралымы (r2-
r1)W- шамаға жуық болады [18].
t* шамасының флуктуациясы санауыш өлшеміне, (r2r1) қатынасына және
санауыштағы кернеуге тәуелді болады. Пропорционалды санауыштар көмегімен
уақыт бойынша бөлшектердің таралуын анықтаған кезде микросекундтың бөлігін
құрайтын t*-ның таралуын санауыштың уақыт бойынша ажыратқыштығын
анықтайды.
Егер санауыш бөлшектердің санын өлшеуге қолданылса, онда
электрондардың анодқа түсу мезетінен бастап импульстың өсу уақыты
қызығушылық тудырады. Бұл жағдайда RC кіші мәндері, бірақ импульс
амплитудасы әлі де болса жеткілікті болатындай етіп таңдап алу үлкен
маңызды орынға ие (газды күшейтуді тоқтатпау үшін). Амплитуда Vmax -нан m
есе төмен болатындай етіп алсақ, RC шамасын келесі қатынастан таңдауға
болады: RC≈tmax=B (2.6)
мұндағы tмакс- RC шексіз үлкен болған кезіндегі Vmaxm дейін
амплитуданың өсу уақыты. Қысымы 0,8 атм сутегімен толтырылған санауышта
r2r1=100, U0=280M=100; B=4 10-8 ceк және 2ln(r2r1)=92 болғанда m=10
болса, RC≈6 10-8, ал m=5 болса, RC≈2 10-7 болады. Келтірілген мысалдан
көрініп тұрғандай, бөлшек санын өлшеу кезінде пропорциолналдық санауыш өте
жылдам детектор бола алады.
Пропорционалды санауыштың энергетикалық ажыратқыштығы.
Энергетикалық ажыратқыштықтың шамасы иондаушы бөлшектен туындаған ион
жұптарының санындағы флуктуацияға байланысқанты болады. Пропорционалды
санауыштардағы импульс таралуы амплитудаларының таралуы газдық күшею
коэффициентіне әсер етуші тағы бірнеше себептерге тәуелді: көлемдік
зарядқа, электрлік теріс иондардың туындауына, санауыштың орталық
электродының өн бойындағы электр өрістің біртексіздігіне тәуелді болып
келеді. Бұл себептердің әсерін пропорционалды санауыштың параметрлері мен
конструкциясын тиімді түрде таңдау арқылы едәуір әлсіретуге болады. Сонымен
қатар, газдық күшею коэффициентінің шамасы флуктуацияланады, өйткені газдық
күшею процесі статистикалық сипатқа ие. Бірінші реттік ионизация процесімен
байланысты дисперсия шамасы, n0-ге тең болады, мұндағы n0-Пуассон заңы
бойынша таралған кездейсоқ шама болcын.
Бұрын аталып өткендей, егерде көлемдік заряд әсері әлсіз деп есептесек
пропорционалды санауыш импульстары үшін алынған формулалар және көлемдік
заряд газдық күшею процесіне нақты әсер етпейтіндей шарттар орынды болады.
M (2.7)
Егерде бұл шарт орындалмаса, онда бөлшектердің энергиясының өсуіненде
газдық күшею коэффициенті кемиді. Сонымен қатар, орталық электродқа қатысты
түрлі ориентацияға ие бөлшектер үшін әр түрлі болады. Шынында да бөлшек
радиалды бағытқа ие болған кезде иондардың тығыздығы ең жоғарғы мәнге ие
болады. Бұл жағдайда газдық күшею аймағы l электрондардың еркін жүру
жолының ұзындығынан бірнеше есе үлкен болады. Зарядталған бөлшек санауыш
осіне параллель қозғалғанда иондардың тығыздығы ең кіші мәнге ие болады.
Бұл кезде l санауыш газындағы зарядталған бөлшектердің жүру жолының
ұзындығына тең. M үлкен мәнге ие болған кезінде санауыштың жұмыс істеуі
газдың қысымы аз болған кезінде мүмкін болады. Мұны қысым төмендеген кезде
кернеу табалдырығы төмендейтіндігі және n0el шаманың төмендейтіндігі
арқылы түсіндіруге болады.
Егер көлемдік заряд әсерін ескермесек, онда пропорционалдық санауыштың
импульсінің амплитудасы санауыштағы иондардың пайда болу орнына тәуелді
болмайды. Көптеген газдар үшін катод жанындағы ионизация кезіндегі
импульстар амплитудасы мен анод жанындағы ионизация кезіндегі импульстар
амлитудасының қатынасы 1-ге тең болады. Электрлік теріс иондардың түзілу
ықтималдығы жоғары газдар үшін ρ1. Бұл түсінікті жайт, өйткені жабысу
коэффициенті Ер-ның функциясы болып табылады, соның салдарынан анодқа
жақын және катодқа жақын жерде электрлігі теріс иондардың туындау
ықтималдығы бір-бірінен өзгеше болады.
Осыған орай, ВҒ3 газбен толыққан санауыштар үшін төменгі қысым мен жуан
жіп болса, ρ=1, ал жоғарғы қысым мен жіңішке жіп болса ρ1. Санауыштың
амплитудалық ажыратқыштығы жоғары болу үшін, оның ішіндегі газды бөгде
қоспалардан мұқият тазарту қажет [22].
Санауыштың энергетикалық ажыратқыштығына жіпті бекітіп тұрған тұтқыштың
тудырған өрісінің біртекті болмауы әсер етеді. Жіп ұштарындағы өрістің
әсерін болдырмау үшін жіпті арнаулы үлгідегі қорғаушы электродтарға
бекітіп, өрістің біртексіздігін минимумға келтіріледі. Осы уақытқа дейін
санауыштың екі электроды да қатаң коаксиальды болып келеді деп есептеліп
келген болатын. Анықталғандай, жіптің тіпті ең аз эксцентриситеті газдық
күшеюдің едәуір өзгерістеріне әкеп соқтырады екен. Росси және Штауб атты
ғалымдар жіптің аз эксцентриситетінің әсерін қарастырып, r2r1 болған
жағдай үшін мына қатынасты анықтады:
мұндағы Δ- жіптің эксцентриситеті (жіптің санауыштық осьтік сызығынан
ығысуы); δEE - жіпке жақын өрістің салыстырмалы өзгеруі. Осы теңдеуден
және газдық күшеюдің Е-ге тәуелдігінен газдық күшею шамасының таралуын
табуға болады.

2.2. Ионизациялық камералар.
Бөліну камералары. Бөлінетін заттың қабаттары орнатылған ионизациялық
камералар нейтрондармен бірқатар зерттеулер жүргізу үшін өте ыңғайлы.
Мұндай камераларды бөліну камералары деп атаймыз.Олардың негізгі
артықшылығы, нейтрондармен ядроларды атқылаған кезінде жоғарғы энергияға ие
болған бөліну жарықшақтары (сынықтары) пайда болады. Мұның өзі бөліну
жарықшақтарынан басқа зарядталған бөлшектерден дискриминациялауға
мүмкіндік береді. Бөліну камераларын нейтрон ағындарын салыстырмалы және
абсолютті өлшеу үшін, ядролар бөліну қимасын өлшеу үшін, бөлінумен қатар
жүретін өнімдердің қасиетін зерттеу үшін қолданады. Мұндай камераларда
бөлінуші материалды жұқа қабаттар түрінде орнатады. Қабаттың қалыңдығын
әдетте бөліну жарықшақтарының жүру жолы ұзындығының ең жоғарғы шамасына
қарағанда аздау етіп таңдайды. Жарықшақтың жүру жолынан қалыңырақ
қабаттарды пайдаланудың қажеттігі жоқ, өйткені ол камераның тиімділігін
арттырмайды. Екінші жағынан, қабат қалың болса, жарықшақтармен туындайтын α-
бөлшектер саны да артады. Бұл қосымша фон тудырады. Бірнеше α-бөлшектерден
туындаған импульстар қосылып жарықшақ энергиясына жақындауы мүмкін. Бұл
импульстардың қосылу ықтималдығын Пуассон таралуы бойынша бағалауға болады.
Ол үшінимпульстың формасын тікбұрыш, ал ұзақтығын τ-ға тең деп
қарастырамыз. Камерада 1 секунд ішінде n0 α- бөлшектер пайда болсын
делік, сонда 1 секунд ішіндегі санауыштар саны n=n0(1+n0τ). Камерада τ
уақыт интервалында бір α-бөлшекті тіркеу кезінде тағы да (к-1) бөлшек пайда
болуы ықтималдығы, яғни импульстардың к-рет беттесуі орын алуы p(k-
1)=. Демек к-рет беттесудің жиілігі
n(k)= , мұнда k=1,2,3.. (2.8)
Олай болса n= екендігін оңай көруге болады.
Импульстардың беттесуінің жиілігін анықтау кезінде импульстың шынайы
формасы мен камераның RC тұрақтысы ескерілуі қажет. α–бөлшектер фонын
төмендету үшін бөліну камераларын электрондарының қозғалғыштығы жоғары
болған газдармен толтырады ( мәселен, метан). Егерде камера электродтары
арасындағы арақашықтық сантиметрдің ондық үлесіне жуық болса, онда
метанмен толтырылған камераларда ұзақтығы шамамен 10 нсек импульстар алуға
болады. Осы мақсатта жарықшақтары жұмысшы көлемде өз энергиясының бір
бөлігін ғана шығындайтындай етіп қысым мен камераның электродтары
арасындағы арақашықтықты таңдап алуға болады. Бұл жарықшақ импульсының α-
бөлшектер импульстарына қатынасын ұлғайтады.
Камера көмегімен өлшеу жоғары дәлдікпен болады, егерде олардың санау
сипаттамасында плато болатын болса (тұрақты сәулелендіру кезіндегі
импульстар санының тіркеуші құрылғы дискриминациясының деңгейіне
тәуелділігі). Егер уран қабаты жұқа болса, жарықшақтардың интегралдық саны
платаға ие болады. Мұның өзі де түсінікті жайт, себебі камераның жұмысшы
көлеміне түсетін жарықшақтардың спектрі 40-100 Мэв энергияда максимумға
ие. Егер қабат қалың болса камераның жұмысшы көлеміне келіп түсетін бөліну
сынықтарының спектрі үздіксіз болады және төмен энергия аумағында
жоғарылайды. Сол себептен мұндай камераның интегралды есептік
сипаттамасында плато болмайды.
Бөліну камералары бар тіркеуші аппаратураларды бақылау α– бөлшектер
тудырған импульстарды санау арқылы оңай жүзеге асыруға болады. α-
бөлшектерді санау жылдамдықтарының логарифмі тіркеуші құрылғы
дискриминациясының деңгейіне тікелей тәуелді болып табылады. Мұндай
тәуелділікті камераның α-бөлшектік қисығы деп атайды. Бұл жағдайды құрылғы
дискриминациясының қажетті деңгейін анықтау үшін пайдаланады. α-бөлшектік
қисықтан пайдаланып бөлшектердің есептік жылдамдығы, мәселен 0,05 импмин
тең болғандағы дискриминация деңгейінің күйін экстраполяция жолымен табуға
болады. Дискриминация деңгейін мұндай әдіспен орнату сезімталдылықтың
қандайда бір деңгейінде әрқашан жұмыс істеуге мүмкіндік береді(күшейту
контролі). Бөліну камераларының сезімталдылығын келесі түрде жазуға болады:
S=N0σfB (2.9)
Мұндағы N0– камерадағы бөлінуші ядролар саны, σf-бөліну қимасы, В-тіркеуші
аппаратураның дискриминациясының деңгейіне, қабат қалыңдығына және
камераның геометриясына тәуелді коэффициент. В шамасын жұқа қабаттар, жазық
камера және төмен ... жалғасы

Сіз бұл жұмысты біздің қосымшамыз арқылы толығымен тегін көре аласыз.