• 5

Работа 81. ПРИМЕНЕНИЕ ПОВЕРХНОСТНО-БАРЬЕРНОГО КРЕМНИЕВОГО СЧЕТЧИКА ДЛЯ СПЕКТРОМЕТРИИ ЗАРЯЖЕННЫХ ЧАСТИЦ

Принадлежности: источник ос-излучения Ри239, полупроводниковый кремние­вый счетчик, зарядочувствительный усилитель импульсов, одноканальный ампли­тудный анализатор ААДО-1, генератор прямоугольных импульсов Г5-15, импульс­ный осциллограф СИ-1, пересчетное устройство ПСТ-100.

В поверхностно-барьерных полупроводниковых счетчиках пре­образование энергии падающих частиц в электрические импульсы происходит в области так называемого п — р-перехода. Такой переход создается в виде тонкого слоя на границе между областями с п- и р-проводимостью.

Как известно, в твердых телах энергия электронов может лежать только в области разрешенных зон, разделенных запрещенными зонами энергии. Положение зон определяется структурой кри­сталла. В каждой разрешенной зоне может располагаться вполне определенное число электронов.

В чистых полупроводниках при Т = О К высшая заполненная зона (валентная зона) полностью занята, а низшая свободная зона (зона проводимости) не содержит ни одного электрона. Такой кри­сталл не проводит электрического тока, так как ни один электрон, находящийся в целиком заполненной зоне, не может изменить сво­его движения под действием электрического поля. Ширина запре­щенной зоны Egy разделяющей валентную зону и зону проводимо­сти, составляет* у кремния 1,18 эВ, а у германия 0,75 эВ х). При более высоких температурах термическое возбуждение переводит часть электронов из валентной зоны в зону проводимости. Электро­проводность такого кристалла отлична от нуля. Вклад в проводи­мость вносят как возбужденные электроны, так и дырки, остающие­ся в валентной зоне. Такая проводимость называется собст­венной.

Распределение электронов между валентной зоной и зоной про­водимости определяется температурой и описывается функцией, носящей название функции Ферми (распределение Ферми заменяет распределение Больцмана, известное из классической физики). Распределение Ферми имеет вид

1 + expV

В этой формуле Е — энергия электрона, k — постоянная Больц­мана, Т — температура, выраженная в градусах Кельвина, а Е0 — некоторая константа, имеющая размерность энергии и называемая энергией Ферми.

Функция Ферми определяет вероятность того, что уровень с энергией Е занят электроном 2). Число электронов, энергия кото­рых лежит между Е и Е + dE, равно

N{E)dE = n{E)f(E)dEy           (2)

При Т = 300 К ширина запрещенной зоны у кремния 1,08 эВ, а у герма­ния 0,72 эВ.

2) Мы называем уровнем каждое возможное состояние электрона. В частно­сти, состояния, отличающиеся направлением спина электрона, мы будем считать разными уровнями. Совпадение этих уровней по энергии — пример вырож­дения уровней. Уровни могут быть вырождены и по другим квантовым числам.

где rt (Е) — плотность уровней, а п (Е) dE — число уровней в дан­ном интервале энергий.

Укажем важнейшие особенности распределения Ферми. Прежде всего, функция / (Е) при всех значениях Е меньше единицы. Рас­пределение Ферми, таким образом, никогда не приходит в противо­речие с принципом Паули, который не позволяет нескольким элект­ронам находиться на одном и том же уровне. При Т 0 знамена­тель стремится к бесконечности при всех Е > Е0 и равен единице при всех Е < Е0. Таким образом, все уровни с энергией Е < Е0 полностью заняты (с вероятностью, равной единице), а все уровни с Е>Е0 свободны (вероятность их заполнения равна нулю). При­веденное рассуждение поясняет смысл постоянной Е0 (энергии Фер­ми). Если область вокруг Е0 не попадает в пределы запрещенной зоны (где просто нет уровней), то энергия Е0 имеет последний уровень, занятый при температуре Т = 0. Физический смысл энергии Е0 в том случае, когда она лежит внутри запрещенной зоны, не так прозрачен.

При Т > 0 функция Ферми плавно изменяется от значений, близких к единице, к значениям, приближающимся к нулю. Пере­ход происходит в области, прилежащей к Е0. При энергии, равной энергии Ферми, значение функции / (Е) равно х/2.

Рассмотрим два значения лежащих на одинаковом расстоя­нии, но по разные стороны от Е0:

£1==£0 + ДЕ, Е2 = Е0-кЕ.  (3)

Покажем, что функция / (£) симметрично изменяется около точки Е09 т. е. что   ,           1

-J ——(4)

Подставляя (3) в (1) и умножая числитель и знаменатель на найдем

AE t

1          1          1          ехР ~ьт—1

J _ f (F \ — 1  !           kT —

2          '           2 , , AE — 0Л , AE

AE       ( AE \

1 expw~exp(~ w)

"2 ( AE \ , AE '

expr ШГ^жг

AE

 

i           i           i l-expv k'T

2 " 1 . ' AE\ 2 0/t , / AE \\

AE       f AE

1 ^Xp 2kT 6Xp [-Щ AE , ( AE

exp

Таким образом, формула (4) доказана.

exp^r + exp ш

Из сказанного ясно, что в чистом полупроводнике энергия Ферми должна располагаться посредине запрещенной зоны, разделяющей валентную зону и зону проводимости. В самом деле, плотности уров­ней п (Е) в области верхнего края валентной зоны и нижнего края зоны проводимости мало отличаются друг от друга. В то же время количество электронов в зоне проводимости должно быть равно числу дырок в валентной зоне. В силу симметрии функции f (Е) это возможно лишь в том случае, если Е0 лежит посредине запрещен­ной зоны.

Доля электронов, принимающих участие в собственной прово­димости полупроводников, очень мала. Вычислим значение функ­ции / (Е) вблизи нижнего края зоны проводимости у германия, нахо­дящегося при комнатной температуре. Подставляя в формулу (1) Е — Е0 = V2 Eg = 1/2'0J2 = 0,36 эВ и замечая, что при комнат­ных температурах kT « 1/40 эВ, найдем

^Р" = 1 + ехр(0,36 . 40)~еХР ( - 14'4) = 10~6'3-

У кремния доля электронов, участвующих в электропроводности, оказывается еще на три порядка меньше:

f _ 1 п-9,4 /кремн —

Рассмотрим теперь полупроводник n-типа, т. е. полупровод­ник, в который введены доноры-атомы, создающие дополнитель­ные «локальные» уровни. Эти уровни располагаются в запрещен­ной зоне вблизи дна зоны проводимости, как это изображено на рис. 262, а. Донорами являются обычно внедренные в кристалл атомы пятой группы периодической системы. При очень низких температурах локальные уровни заполнены электронами, принадле­жащими донорным атомам. Энергия донорных уровней столь мало отличается от энергии уровней, находящихся около дна проводя­щей зоны, что при комнатных температурах функция Ферми на этом расстоянии почти не меняется. В то же время количество уровней в зоне проводимости на много порядков величины превосходит ко­личество донорных уровней (числа уровней относятся, грубо гово­ря, как плотности примесных и основных атомов). Поэтому донор- ные уровни при комнатных температурах практически пусты, а все электроны переходят с них в зону проводимости. Проводимость кристалла я-типа в основном определяется именно этими электро­нами и является, таким образом, примесной. Если собствен­ная проводимость полупроводника почти в равной мере определяется как электронами, так и дырками, то проводимость полупроводника n-типа почти целиком является электронной.

Найдем положение уровня Ферми в полупроводнике я-типа. Обо­значим число электронов, перешедших в зону проводимости с до-

норных уровней, через ND, а число электронов, перешедших из ва­лентной зоны, через Nv. Будем отсчитывать энергию от верхнего края валентной зоны. Полное число электронов, находящихся

Зона проводимости //////////////////////////л Дщ

1НЫ8 igjm

-уровни

Валентнаязона а;

Зона проВодимости //////////////////////////Л

            Акцепторные

Валентнаязона 6)

Зона проводимости

 

% I

I

А{//////[/ Валентная зона 6)

Рис. 262. Энергетическая схема полупроводника: а) /г-типа; б) р-типа; в) п — р-перехода, находящегося в равновесии.

в зоне проводимости Nn = ND + Nvt пропорционально величине1)

1          ___ / Eg -Eb \

Nn = ND + Nv*

 

^exp

kT у

(5)

kT

Число свободных мест (дырок) в валентной зоне Np — Nv пропор­

1) При обычных температурах Eg — Е0 > kT.

ционально величине

)           ~ ехр (- §■).   (6)

\ ИТ)

Левая часть формулы (5) существенно превосходит левую часть формулы (6). Поэтому

Потенцируя это выражение, найдем

EQ>Egj2 (полупроводник я-типа).            (7)

Таким образом, энергия Ферми в полупроводнике м-типа сдвига­ется вверх от середины запрещенной зоны.

В полупроводник можно вводить не только донорные, но и ак­цепторные примеси. Это делается путем внедрения атомов третьей группы периодической системы. Атомы третьей группы со­здают в запрещенной зоне вблизи верхнего края валентной зоны (рис. 262, б) локальные уровни, которые при низких температурах оказываются пустыми. При комнатных температурах эти уровни заполняются электронами, переходящими из валентной зоны. В ва­лентной зоне возникает при этом дырочная проводимость. Такие полупроводники называются полупроводниками р-типа. Повторяя рассуждения, которые проводились для полупроводников п-типа, получим, что у полупроводников с дырочной проводимостью энер­гия Ферми сдвинута вниз от середины запрещенной зоны:

E0<Eg/2 (полупроводники р-типа).           (8)

Найдем произведение числа электронов в зоне проводимости на число дырок в валентной зоне. Пусть эффективное число уров­ней в зоне проводимости (и в валентной зоне) равно N, тогда с по­мощью (5) и (6) найдем

NnNp = N ехр (-         N ехр(- jf) = № ехр (-. (9)

Произведение NnNp, таким образом, не зависит от положения уровня Ферми и полностью определяется температурой Ту числом уровней N и шириной запрещенной зоны Eg. Оно, следовательно, не зависит от типа и количества примесей, внесенных в полупроводник.

Носители заряда, число которых в кристалле преобладает, назы­ваются основными носителями, а носители, содержащиеся в меньшем количестве, — неосновными. В полупроводниках м-типа основными носителями являются электроны, а в полупровод­никах р-типа — дырки.

Приведем полупроводники п~ и р-типа в соприкосновение друг с другом. В момент установления контакта происходит встречная

диффузия основных носителей тока через пограничный слой; при этом дырки и электроны рекомбииируют друг с другом.

Вблизи перехода в я-области положительные ионы донорпой примеси, заряд которых теперь не компенсируется электронами, образуют положительный пространственный заряд. Соответственно, в р-области отрицательные ионы акцепторной примеси, заряд кото­рых теперь не компенсируется дырками, образуют отрицательный пространственный заряд. Таким образом, возникает потенциальный барьер, препятствующий дальнейшей диффузии основных носителей.

Равновесие наступает при такой высоте потенциального барьера, когда положения уровней Ферми в обеих областях совпадают, как изображено на рис. 262, в. Для пояснения этбго правила рассмотрим для простоты уровень £ь находящийся в зоне проводимости. Веро­ятность заполнения этого уровня не может зависеть от того, как ее считать: через функцию Ферми в /7-области или через функцию Ферми в р-области. Поэтому

            1 =       1         

, . Е1 — Е(](п)~ , . Ег — Еа(р)' +ехр~/?г~ +ехр kT

откуда следует, что

Е0(п) = Е0(р).            (10)

В области я—р-перехода возникает, таким образом, слой, обеднен­ный носителями тока.

Существование обедненного слоя легко понять из рассмотрения рис. 262, в. В /7-области уровень Ферми располага­ется далеко от валентной зоны и поблизости от зоны проводимости. Вероятность заполнения уровней валентной зоны мало отличается от единицы, а вероятность заполнения уровней зоны проводимости заметно отлична от нуля. В этой области много электронов и мало дырок. В р-области наблюдается обратная картина. В области я—р-перехода уровень Ферми проходит вдалеке как от валентной зоны, так и от зоны проводимости. Эта область поэтому бедна как электронами, так и дырками, и обладает большим электрическим сопротивлением. Именно в обедненной области происходит регистра­ция ядерных частиц в полупроводниковых детекторах излучения. При прохождении заряженной частицы через обедненный слой вдоль ее трека создаются электронно-дырочные пары. Образовавшиеся носители разносятся электрическим полем я—р-перехода в разные стороны — и через кристалл проходит токовый импульс. Обеднен­ный слой в полупроводниковом детекторе действует аналогично ионизационной камере. В отличие от последней, полупроводниковый детектор может работать без внешнего источника напряжений, так как необходимое электрическое поле само собой возникает в обла­сти п—р-перехода.

Оценим разность потенциалов, возникающую у кремния в об­ласти п—р-перехода. При расчете будем считать, что концентрации доноров в я-области и акцепторов в р-области равны друг другу и составляют 1,7-10]3 см"3. Собственные плотности электронов и ды­рок в чистом кремнии равны 1,7-1010 см"3. При равной концентра­ции акцепторов и доноров смещение уровня Ферми вверх в я-области равно смещению этого уровня вниз в р-области. Разность потен­циалов Ди в области я—р-перехода равна поэтому

е • Дя - Д£ = 2 (£0, я - h'2Eg) = 2£0, n-Eg.           (11)

В формуле (И) Е0>п обозначает положение уровня Ферми в про­воднике я-типа. Энергия уровней отсч1Ггывается от верхнего края валентной зоны. Величина 1UEg определяет несмещенное положе­ние уровня Ферми.

Деля равенства (5) и (6) друг на друга, получим

_ ехо - ехп — - ехо —          (12)

Np "ехр kT     ехр kT ~ехр kT •

Искомая разность потенциалов Ди равна

Ды = — In-^2-.

е Np

При Т = 300 К плотность электронрв в зоне проводимости полу­проводника я-типа, Nny с хорошей точностью равна плотности до­норных атомов. Поэтому Nn = 1,7 • 1013 см"3. Плотность дырок можно определить, используя вывод о том, что произведение NnNp не за­висит от примесей:

N„Np = дебете = (1,7 -101° СМ-3)2.

Имеем поэтому

40 1п{п7Л5^==0'35 В*

При желании на полупроводниковый детектор можно подавать напряжение от внешней батареи (запирающее напряжение). В силу большого сопротивления я—р-перехода практически все напряже­ние оказывается приложено к обедненному слою.

Полупроводниковые детекторы заряженных частиц обладают двумя важными преимуществами перед ионизационными камерами. Прежде всего, торможение частиц происходит у них не в газе, а в твердом веществе. Так, толщина обедненного слоя 300 мкм по тормозной способности эквивалентна почти целому метру газа. Второе важное преимущество полупроводниковых счетчиков свя­зано с тем, что энергия, необходимая для образования электронно- дырочной пары в полупроводнике, на порядок меньше энергии иони- зации.атомов в газе. В полупроводнике одна пара электрон — дырка в среднем возникает на каждые еср = 3,6 эВ, потерянных быстрой частицей. В газе одна пара ионов образуется на каждые 32 эВ поте­рянной энергии. Таким образом, полупроводниковый детектор отве­

чает на прохождение заряженной частицы существенно большим импульсом, чем ионизационная камера. В табл. 30 (см. стр. 681) приведена величина средних потерь энергии, приходящихся на создание одной пары носителей в различных газах и полупровод­никах.

Важным свойством полупроводников является слабая зависи­мость величины еср от плотности ионизации, которую создает реги­стрируемая частица. Поэтому полупроводниковые детекторы дают хорошие результаты при исследовании сильно ионизирующего излучения, например при регистрации а-частиц. Для правильного измерения энергии частиц необходимо, чтобы толщина обедненного слоя превышала пробег измеряемых частиц и чтобы обедненный слой располагался как можно ближе к поверхности полупроводника (поверх­ностно-барьерные детекторы).

Устройство кремниевого детектора с поверхностным барьером изображено на рис. 263. Счетчик изготавливается из кремния п-типа. Его нижняя поверх­ность защищена слоем алюминия, обра­зующим один из электродов. На верхней поверхности кремния в результате окис­ления образуется слой, очень сходный по свойствам со слоем р-типа. Для поверхностного окисления до­статочно оставить гладкую пластинку кремния на 12 -г- 36 часов в чистом воздухе при комнатной температуре. Затем на эту поверх­ность в вакууме напыляется тонкий слой золота (20 ~ 50 мкг/см2), образующий второй электрод.

Толщина обедненного слоя может регулироваться с помощью внешнего источника э. д. с. Толщина слоя растет с увеличением обратного смещения. Даже при небольших напряжениях (несколько вольт) в таком обедненном слое создаются очень сильные электриче­ские поля (киловольты на сантиметр).

Важнейшими характеристиками полупроводниковых детекто­ров является толщина обедненного слоя и емкость, приходящаяся на 1 см2 площади электродов. Обе эти величины зависят от качества полупроводника и от напряжения, приложенного к счетчику. В табл. 27 приведена их зависимость от напряжения и от удель­ного сопротивления кремниевого кристалла.

В предлагаемой работе полупроводниковый детектор исполь­зуется для измерения энергетического спектра а-частиц, испускае­мых радиоактивным источником. При использовании детектора в спектрометрических *) целях особое значение приобретает его

1) Дегекгоры с линейным преобразованием энергии частицы Е в амплитуду v в соединении с анализирующей аппаратурой носят название спектро­метров.

Слой. Аа р -кремний \

Ж

++++++++

л-кремний

Рис. 263. Поверхностно- барьерный кремниевый счег- чпк.

W — толщина обедненного слоя.

разрешающая способность, т. е. ширина кривой распределения импульсов по амплитудам при строго постоянной энергии регистрируемых частиц. Форма такой кривой распределе­ния обычно бывает близка к кривой ошибок:

В этой формуле v0 — среднее значение амплитуды импульса, v — конкретное значение этой амплитуды, W (v) dv — вероятность того, что при энергии частицы Е амплитуда измеренного импульса за­ключена между v и v Лг dv, о — параметр, определяющий ширину распределения (среднеквадратичное отклонение). Распределение (13) имеет вид колокола с максимумом при v = v0. Разрешающую способность спектрометра определяют по величине б — ширине кривой W (t>), измеренной на половине высоты. Энергетическим разрешением спектрометра обычно называют величину

R = 7>Г 100%.          (14)

Нетрудно найти связь между 6 и о:

б = 2]/ 2 In 2 а.           (15)

Рассмотрим более подробно факторы, определяющие энергети­ческое разрешение полупроводникового спектрометра. Одной из основных причин, вызывающих разброс импульсов по амплитуде, является статистическая флюктуация числа электронно-дырочных пар, создаваемых падающей частицей. Среднее число пар N равно

W = £ еср,

где Е — энергия, теряемая частицей в детекторе.

Среднеквадратичное отклонение о равно

а - |fN - |/£>ср. Вклад флюктуаций числа пар в энергетическое разрешение:

/?флюкг = £ 100%    100%- (16)

Величина еср в полупроводниках почти на порядок меньше, чем в воздухе. Поэтому полупроводниковые детекторы позволяют изме­рять энергетический спектр существенно лучше, чем ионизацион­ные камеры.

Другим важным источником разброса импульсов является шум электрических цепей. Прежде всего, это шум, создаваемый токами утечки, возникающими из-за термической генерации электронно- дырочных пар в обедненном слое детектора, а также шум первого

усилительного каскада, следующего за детектором (вклад следую­щих каскадов усиления, как правило, невелик).

Оценим амплитуду импульса, возникающего на выходе детек­тора, если заряд собирается полностью. При прохождении частицы с энергией Е в детекторе образуется N = £/еср пар и емкость де­тектора заряжается до потенциала

8Ср (CoS + CJ-

В этой формуле Q — заряд, создаваемый частицей в обедненном слое, еср — средняя энергия, идущая на образование электронно- дырочной пары, S — площадь детектора, С0 — емкость, приходя­щаяся на единицу площади, Сх — входная емкость усилителя. Пусть в качестве материала используется кремний с р = 1000 Ом • см,

Вход д &       

v с ~ с

Сп

 

 

к

Выход

 

Рис. 264. Схема зарядочувствн тельного уснлшеля.

а напряжение смещения равно 20 В. По табл. 27 (см. стр. 679) нахо­дим, что С0 == 150 пФ/см2. Для а-частиц с энергией Е = 5 МэВ при площади детектора 0,25 см2, пренебрегая емкостью Сь получим с помощью (17) v = 6 мВ. Этот сигнал слишком мал, и должен быть усилен. Для усиления импульсов можно использовать обыч­ные усилители. Это, однако, не очень хорошо, так как емкость де­тектора С0 сильно зависит от напряжения и поэтому плохо известна. Значительно лучше использовать так называемые зарядочув- ствител ьные усилители. Схема такого усилителя изображена на рис. 264. На этом рисунке Свх изображает входную емкость схемы, складывающуюся из емкости детектора и входной емкости усилителя. Усилитель имеет большой коэффициент усиле­ния К• Обратная связь подается с помощью емкости С0.с. Напишем уравнения, определяющие работу этой схемы. Имеем:

-KV1.

Заряд входной емкости Свх складывается из заряда Q, протекшего через детектор, и из заряда Qlf прошедшего через емкость Сол. Из рис. 264 ясно, что

Qi = Со. с (У г - Уг) = Со. с ( V2 -f = Со. С Уг ъ У2С0ш с.

Потенциал = —V2IK на емкости Свх определяется суммой заря­дов Q и Qi*.

_ v? Q+V2C0,c>

К          ^вх

Разрешая это уравнение относительно найдем

С0.с + Свх!К *

В зарядочувствительных интеграторах С0.с и /С выбираются так, чтс

С0. С ^^ Свх/ К•

В этом случае выходное напряжение

— Q С0. с      (18)

определяется емкостью обратной связи и не зависит ни от емкости детектора, ни от входной емкости усилителя.

 

К насосу

Рис. 265. Блок-схема экспериментальной установки.

И — источник а-частиц Ри239, С — полупроводниковый поверх­ностно-барьерный счетчик, Af — манометр, Г — генератор прямо­угольных импульсов Г5-15, У — зарядочувствительный усилитель импульсов, ИО — импульсный осциллограф СИ-l, ААДО-1 — ам­плитудный анализатор, дифференциальный одноканальный, ПАА-1 — блок питания, ПСТ-100 — пересчетиый прибор.

Описание установки. Блок-схема экспериментальной установки приведена на рис. 265.

Источник а-излучения (Ри 239 с энергией частиц Еа = 5,15 МэВ) и поверхностно-барьерный кремниевый счетчик помещены в вакуум­ную камеру на расстоянии 70 мм друг от друга. Это расстояние почти вдвое превышает пробег а-частиц в воздухе при атмосферном давле­нии. После того как воздух из камеры откачивается, а-частицы бес­препятственно достигают детектора. Возникающие на нем сигналы поступают на зарядочувствительный усилитель. С разъема «Выход» усилит ел я сигнал подается на импульсный осциллограф СИ-1 для наблюдения и контроля, и на «Вход усилителя» амплитудного анализатора ААДО для измерений. Накальное и анодное напряже­

ние зарядочувствительного усилителя и амплитудного анализатора задается от общего блока питания. Импульсы, возникающие на выходе амплитудного анализатора, сосчитываются пересчетным прибором ПСТ-100.

Принцип действия дифференциального амплитудного анализа­тора и его блок-схема подробно рассмотрены в приложении VII. Порядок работы с одноканальным анализатором ААДО и пересчет­ным прибором ПСТ-100 описаны в приложении VIII. Для определе­ния разрешающей способности полупроводникового счетчика и для быстрой настройки анализатора в работе используется генератор стандартных сигналов. Калибровочные импульсы от генератора подаются через делитель на «Вход генератора» зарядочувствитель­ного усилителя. Их можно наблюдать на осциллографе одновре­менно с импульсами от счетчика.

Измерения. 1. Ознакомьтесь с описанием приборов по приложе­нию VIII и с принципом действия амплитудного анализатора по приложению VII.

2. Включите приборы и дайте им прогреться в течение 10—15 ми­нут. В это время проделайте следующие операции:

а)         Установите на осциллографе тумблер «Род работы» в положе­ние— «Ждущая и», «Развертка» — в положение «100 мксек», «Де­литель» — «1 : 1», «Род синхронизации» — «Внутренняя».

б)         Включите форвакуумный насос и откачайте вакуумную ка­меру со счетчиком и источником. По мере откачки на экране осцил­лографа должны появиться импульсы от счетчика, амплитуда кото­рых увеличивается до определенной величины, а затем остается не­изменней. (Объясните это явление.)

в)         На генераторе (при выключенном тумблере «Выход дели­теля») установите длительность импульса — «10 мксек», частоту следования 500 -s- 800 Гц (диапазон х 1), делитель «1 : 10», поляр­ность выходного импульса отрицательная.

г)         На амплитудном анализаторе поставьте ручку переключа­теля «Род работы» в положение «Усилитель» + «Дискриминатор», переключатель «Ширина окна» в положение «20 В». Переключатель поддиапазонов аттенюатора поставьте в позицию, указанную на установке. Согласуйте полярность выходного импульса анализа­тора со входом пересчетного прибора.

д)         Включите на генераторе тумблер «Выход делителя» и, плавно регулируя амплитуду, наблюдайте на осциллографе его сигнал вместе с сигналом от счетчика. Полупроводниковый детектор имеет небольшую площадь, а активность а-источника невелика. Поэтому количество регистрируемых счетчиком импульсов также невелико. Чтобы надежно и быстро с помощью дифференциального амплитуд­ного анализатора отыскать амплитудное распределение импульсов от счетчика, следует воспользоваться генератором. Наблюдая по ос­циллографу, подберите амплитуду калибровочных импульсов так,

чтобы они были равны максимальной амплитуде сигнала от счетчика. Затем подайте сигнал генератора на амплитудный анализатор.

е) При заданном положении аттенюатора и ширине окна изме­няйте пороги «Грубо» (через 10 В) и «Точно» (через 1 В), пока не бу­дет найдена позиция, когда импульсы проходят через анализатор. При этом в правом верхнем углу прибора ААДО должна мигать неоновая лампочка. Затем уменьшите «ширину окна» до 10 В и, снова меняя пороги, найдите позицию, при которой импульсы про­ходят через анализатор. Проведите аналогичные операции, умень­шив «ширину окна» до 1 В. Таким образом определяется ориентиро­вочное положение максимума амплитудного распределения сигнала со счетчика.

3.         Окончив настройку, выключите тумблер «Выход делителя» на генераторе.

Перекройте краны на вакуумной камере и выключйте насос (при этом не забудьте соединить насос с атмосферой!). Убедитесь, что камера «не натекает». Приступите к пробному снятию спектра Ри239, измеряя число импульсов в единицу времени в зависимости от «порога» анализатора при «ширине окна» 1 В вблизи грубо най­денного максимума амплитудного распределения. Число импульсов удобно измерять за 10 секунд, используя автостоп прибора ПСТ-100. Полученные значения сразу откладывайте на миллиметровой бу­маге.

4.         Исходя из полного времени эксперимента, оцените время, в течение которого следует производить повторное измерение спектра в каждой точке. При этом надо стремиться к тому, чтобы во всех точках, в которых счет составляет больше 10% от максимального, получить одинаковую относительную точность, а в точках, в которых счет составляет от 1 до 10% от максимального, — в пять раз худ­шую точность. Проведите эти измерения.

5.         Используя формулу (14), определите энергетическое разреше­ние полупроводникового спектрометра.

6.         Включите тумблер «Выход делителя» на генераторе. Наблюдая по осциллографу, убедитесь в том, что амплитуда калибровочных им­пульсов равна максимальной амплитуде импульсов со счетчика. При необходимости подстройте амплитуду импульсов генератора. Напу­стите воздух в камеру. Проследите по осциллографу, как уменьша­ются, а затем исчезают импульсы от счетчика. Подайте на амплитуд­ный анализатор сигнал от генератора (после усилителя). Анало­гично п. 3 снимите спектр и определите энергетическое разрешение установки. Калиброванные по амплитуде импульсы от генератора, проходя через усилительный тракт, несколько размываются. Полу­ченное в этом опыте разрешение характеризует качество электрон­ной части полупроводникового спектрометра.

7.         Используя результаты, полученные в пп. 5 и 6, определите энергетическое разрешение кремниевого счетчика.

Авторы: 1379 А Б В Г Д Е З И Й К Л М Н О П Р С Т У Ф Х Ц Ч Ш Щ Э Ю Я

Книги: 1908 А Б В Г Д Е З И Й К Л М Н О П Р С Т У Ф Х Ц Ч Ш Щ Э Ю Я