Cơ sở các phương pháp vật lý hạt nhân thực nghiệm (phần 2) phạm đình khang trung tâm đào tạo hạt nhân

Cơ sở các phương pháp vật lý hạt nhân thực nghiệm (phần 2) phạm đình khang trung tâm đào tạo hạt nhân Cơ sở các phương pháp vật lý hạt nhân thực nghiệm (phần 2) phạm đình khang trung tâm đào tạo hạt nhân Cơ sở các phương pháp vật lý hạt nhân thực nghiệm (phần 2) phạm đình khang trung tâm đào tạo hạt nhân Cơ sở các phương pháp vật lý hạt nhân thực nghiệm (phần 2) phạm đình khang trung tâm đào tạo hạt nhân

dQ dt/ =MN e0 exp ( / ) /−t τ τ−Q/ (R C2 ) (7.13)

Ở đây số hạng thứ nhất – dòng nạp cho tụ, còn số hạng thứ hai – dòng rò điện tích

Phương trình tương tự và nghiệm của nó ở dạng tổng quát đã được đưa ra trong chương 5 [xem (5.24) và (5.25)] Nghiệm của (7.13):

Q t( )=N e0 MR C2 {exp ( / ) exp [ / (−t τ − −t R C2 )]}/(τ −R C2 ) (7.14)

Nếu R2C >> τ, thì xung trong khoảng thời gian 5τ đạt đến giá trị cực đại của nó, bằng MN e C0 / , và sau đó giảm theo số mũ với hằng số 1/(R2C) Thật vậy, trong những điều kiện đó nghiệm của (7.14) có thể xét trong hai vùng giá trị: t << R2C và t >> τ Khi t

<< R2C

V t( ) =N e0 M[1 exp ( / )] / , − −t τ C

còn khi t >> τ

V t( ) =N e0 Mexp [ −t R C/ 2 ] / ,C

Như vậy, khi R2C >> τ, mặt trước của xung được quyết định bởi thời gian chiếu

sáng của chất nhấp nháy, còn tuyến sau – bởi hằng số R2C của PMT

Nếu τ >> R2C, thì xung đạt đến giá trị cực đại của mình sau khoảng thời gian

khoảng 5R2C, và giảm theo số mũ với hằng số τ, nghĩa là trong trường hợp này mặt trước được quyết định bởi hằng số R2C, còn tuyến sau – bởi thời gian chiếu sáng τ của tinh thể Giá trị cực đại của biên độ khi đó tỷ lệ với N e0 MR2/τ

Rất hay là trường hợp, khi τ = R2C Khi đưa số hạng exp (– t/τ) ra khỏi dấu ngoặc

của (7.14) và thay số mũ trong dấu ngoặc bằng hai số hạng đầu tiên của khai triển, ta có

V t( )=N e0 Mexp (−t/ ) / (τ Cτ) (7.15)

Khi đó xung đạt đến giá trị cực đại của mình ở thời điểm t = τ và bằng N e0 M/ (2,71 )C

Có thể nhận được thời gian t*, mà ở đó xung đạt đến giá trị cực đại của mình, khi tìm đạo hàm từ (7.14) và so sánh nó với 0:

t* = ln[ /(τ R C2 )]τR C2 / (τ−R C2 ), (7.16) còn có thể tính giá trị của biên độ ở điểm cực đại, sau khi thay (7.16) vào (7.14)

Trên hình 7.12, b là hình dạng xung của ống đếm nhấp nháy khi các tỷ số τ / (R2C)

khác nhau Rõ ràng, có thể nhận được mặt trước của xung khá ngắn khi R2C < τ, nhưng

do mất mát của biên độ R2C / τ lần Thật ra độ kéo dài mặt trước của xung không thể nhỏ bao nhiêu cũng được, mà bị hạn chế bởi các thăng giáng thời gian có nguồn gốc khác nhau, cũng như bởi việc, việc tạotrạng thái kích thích trong chất nhấp nháy diễn ra không tức thời (trong khoảng 10-10 – 10-11 s)

Ta xét một cách định tính trường hợp, khi có phụ tải trong mạch cực dương và

trong mạch đinôt tiếp sau, nghĩa là khi R2 ≠ 0 và R1 ≠ 0, khi thời gian chiếu sáng của chất

nhấp nháy nhỏ hơn rất nhiều so với R1C và R2C, và ta sẽ theo dõi điện áp trên phụ tải đinôt R2 Xung của dòng điện do nhấp nháy tạo ra nạp điện cho tụ đinôt và cực dương

Giả sử sau một khoảng thời gian t1 < τ điện tích trên cực dương bằng Qa Nếu khi đó Qa

/C có giá trị cỡ hiệu điện thế giữa cực dương và đinôt cuối cùng, thì việc nạp điện của tụ

cực dương hầu như chấm dứt, còn trong mạch đinôt dòng sẽ đổi cực Vì vậy V (t) trên đinôt cũng có thể thay đổi dấu (tùy thuộc vào tương quan t1/τ, hiệu điện thế giữa cực

dương và đinôt cuối cùng, các giá trị R1C và R2C), và xung sẽ là xung lưỡng cực Rõ

ràng, khi R1 → ∞ xung của điện áp trên phụ tải trong mạch của đinôt cuối cùng sẽ thực hiện các chức năng của cực dương

Các đặc tính thời gian Ta sẽ tính toán độ phân giải thời gian của ống đếm nhấp

nháy Muốn vậy (xem chương 4) cần tính toán phương sai D t*của phân bố các khoảng

thời gian t* từ thời điểm hạt rơi vào tinh thể đến thời điểm khi đại lượng V (t) đạt đến giá

trị cho trước Sẽ giả định rằng, các hạt mang điện rơi vào chất nhấp nháy có cùng năng lượng Giá trị phương sai cần tìm là kết quả của một loạt các quá trình không phụ thuộc lẫn nhau Vì vậy, *

i

t t

D = ΣD Đóng góp vào D t*có thứ nhất, đặc tính thống kê của việc xuất hiện các photon ánh sáng trong chất nhấp nháy (ký hiệu đại lượng đó là D t1), thứ hai, khác biệt về thời gian các photon chuyển động đến âm cực PMT: các photon được tạo ra ở những vị trí khác nhau của chất nhấp nháy và trên âm cực có thể rơi vào sau một

số tán xạ (D t2), thứ ba, khác biệt về thời gian các điện tử chuyển động qua PMT (D t3) Cuối cùng, trong một số trường hợp cần lưu ý đến cả thăng giáng thời gian kích thích của chất nhấp nháyD t4 Ta sẽ tính các D ti

Xét phương sai D t1, là kết quả của đặc tính thống kê việc xuất hiện các photon trong chất

nhấp nháy Giả sử ở thời điểm t = 0 trong tinh thể xuất hiện một cách tức thời kích thích, kích thích này trung bình bứt N0 điện tử ra từ quang âm cực Nếu bỏ qua việc các photon sẽ chuyển

động đến quang âm cực cùng một thời gian, thì việc xuất hiện các điện tử trên quang âm cực theo thời gian sẽ cũng giống như phân bốtheo thời gian của các photon Số điện tử trung bình

xuất hiện từ quang âm cực trong khoảng thời gian t,

N =N0[1 exp ( / )],− −t τ (7.17)

ở đây, τ – thời gian chiếu sáng của chất nhấp nháy Sẽ tính toán D t1, giả sử rằng, các giá trị cần

quan tâm t* << τ Trong trường hợp đó có thể tính toán N=N t0 /τ hoặc t=Nτ /N0 = f N N( , 0)

và phương sai D t1, khi giả định rằng, t = f N N( , 0)được xác định bằng các giá trị đã cho N và

N0, mà không phải bằng các giá trị trung bình của chúng Khi đó có thể biểu diễn D t1qua phương

sai của các đại lượng N và N0, vốn được coi là các đại lượng độc lập, bởi vì N << N0:

Như vậy, giá trị nhỏ nhất của D t1 ở N đã cho sẽ là ở các chất nhấp nháy có độ truyền sáng lớn và

thời gian chiếu sáng nhỏ

Có thể tính toán phương sai của thời gian các photon bay từ vị trí hình thành chúng đến quang âm cực theo hệ thức

D t2 ≈t N N02 / 0 , (7.20)

ở đây, t0 – thời gian trung bình các photon chuyển động đến âm cực theo khoảng cách ngắn nhất (không có tán xạ) Đối với các tinh thể có kích thước vừa phải có thể bỏ qua đại lượng D t2 Tuy nhiên, nếu các kích thước của chất nhấp nháy và các đường dẫn ánh sáng đạt đến 30 – 50 cm, thì 2

t

D ~ D t1 khi τ ≤ 10-8 s

Việc phát ra mỗi điện tử từ quang âm cực đều dẫn đến xuất hiện nhiều điện tử trên cực dương, mà thời gian chúng đi đến cực dương là khác nhau Phương sai D t3phụ thuộc vào rất nhiều thông số (điện áp trên PMT, phân bố điện áp giữa các đinôt, kết cấu của hệ thống đinôt)

Những tính toán khá phức tạp cho phép biểu diễn đại lượng cần tìm qua phương sai Dф của phân

bố theo thời gian của các điện tử trên cực dương PMT, vốn được tạo ra do một điện tử đã được quang âm cực phát ra, và tính toán phương sai của số điện tử được quang âm cực phát ra trong

khoảng thời gian t:

D t3 ≈DΦ/ N (7.21)

Các giá trị Dф được xác định bằng thực nghiệm Đối với PMT có kết cấu đặc biệt Dф ≈ 10-18 s2

Có thể không quan tâm đến đại lượng D t4, nếu τ > 10-10s Các tinh thể kích thước nhỏ được sử dụng không cần đường dẫn ánh sáng có giá trị D nhỏ nhất, bởi vì trong trường hợp đó có thể bỏ t* qua D t2 Ta sẽ tính toán giá trị nhỏ nhất có thể của D , khi giả định rằng t* D t2= D t4 = 0

Khi N << N0 và t << τ đại lượng D t*là tổng của hai đại lượng:

*

2 2 0

Trong các trường hợp thực khi tính toán (D t*)min cần lấy N ≥ 10, bởi vì do nhiệt

phát xạ mà có phông của các xung cao với biên độ nhỏ Độ phân giải thời gian tốt nhất của các mạch trùng phùng với các chất nhấp nháy dạng lỏng là gần 3.10-9 s, lớn gấp đôi của stinben – khoảng 6.10-9 s, đối với tinh thể NaI (Tl) là gần 2.10-8 s Các mạch trùng phùng hoạt động trong vùng 100% hiệu quả ghi các trùng phùng được chú ý đến

Phân giải năng lượng Biên độ xung tỷ lệ với số điện tử đi đến cực dương của

PMT, bằng Ne = NpM , ở đây N – số photon trung bình được chất nhấp nháy phát ra;

M – hệ số khuếch đại trung bình của PMT; p – xác suất của việc photon đã được tạo ra

trong chất nhấp nháy dẫn đến xuất hiện điện tử trên đinôt thứ nhất của PMT Đại lượng cuối cùng – đó là tích số của xác suất photon rơi vào quang âm cực và xác suất của hiệu ứng quang trên quang âm cực và xác suất điện tử rơi vào đinôt thứ nhất của PMT Thăng giáng bình phương trung bình tương đối của xung 2 2

/

∆ có liên quan đến các thăng

giáng của N, p và M như sau:

∆V2/V2 =D N /N2+D p / p2+DM /M2, (7.23)

ở đây, Dn , D p và DM – các phương sai của N, p và M

Khi đó giả định rằng, các đại lượng N, p và M độc lập về thống kê Giá trị tương đối của phương sai của số photon được chất nhấp nháy phát ra bằng 1/N Chưa chắc chắn

có thể tính toán được đại lượng D p / p2, bởi vì nó phụ thuộc vào những tính chất cụ thể của PMT và chất nhấp nháy, đặc biệt là vào hiệu suất chuyển hóa của quang âm cực trong các điểm khác nhau giống nhau tới mức nào, tinh thể đồng nhất ra sao (độ trong suốt của nó, hiệu suất chuyển hóa của nó), độ đồng nhất tiếp xúc quang học của chất nhấp

nháy với quang âm cực thế nào,… Có thể đo được giá trị D p / p2 đối với từng ống đếm nhấp nháy cụ thể

Phương sai của hệ số khuếch đại PMT ở đây được định nghĩa là phương sai của số điện

tử trên cực dương của PMT, nếu số điện tử (trong trường hợp này pN) cho trước (không thăng

giáng) rơi trên đinôt thứ nhất của nó Ta sẽ tính toán phương sai

{( )1 22 32, , 2 1( )2 32 42, , 2 1 2, , 1( ) }

e

D =N Dβ β β β +β Dβ β β β +β β β − Dβ (7.24) Sau khi chia vế phải và vế trái cho 2 2

Phương sai của hệ số khuếch đại PMT tỷ lệ nghịch với số điện tử rơi vào đinôt thứ nhất

và không phụ thuộc vào số đinôt trong PMT Thường lấy phương sai của hệ số phát xạ điện tử

lệ tuyến tính, ta sẽ biểu diễn (xem chương 4) độ phân giải năng lượng của ống đếm nhấp nháy qua phương sai

2 2

( 1)

p p

D V

βη

Ta sẽ tính hằng số C1 Đối với các tinh thể NaI (Tl), hạt mang điện (điện tử) phải

tiêu hao 30 – 50 eV để tạo ra một photon nhấp nháy Giá trị p là gần 5% (hiệu suất

chuyển hóa của quang âm cực không tốt hơn 0,1, nhưng có những mất mát ánh sáng và điện tử khi thu tập trên đinôt thứ nhất) Khi lấy β = 5, ta có C1 = 1.10-3 MeV Đối với các ống đếm nhấp nháy tốt thì δ2 ≈ 2.10-4

Ở những giá trị C1 và δ2 như vậy, độ phân giải năng lượng η, cho năng lượng 1 MeV, gần bằng 4,5% Khi ghi bức xạ γ, sự phụ thuộc của độ phân giải năng lượng vào năng lượng ở dạng (7.28) được khẳng định trong thí nghiệm ở vùng năng lượng dưới 2 –

3 MeV

Trong vùng các năng lượng lớn hơn của bức xạ γ, những thăng giáng của số photon phát quang và những thăng giáng của hệ số khuếch đại của bộ nhân quang không

có ý nghĩa quan trọng Ở đây rò rỉ bức xạ từ tinh thể đã trở nên quan trọng Khi ghi bức

xạ γ, các điện tử có thể được tạo ra ở gần bề mặt tinh thể và thoát ra khỏi tinh thể, mất đi một phần năng lượng của mình ở bên ngoài chất nhấp nháy Điều đó dẫn đến xuất hiện các xung biên độ nhỏ Hiệu ứng này có ý nghĩa lớn trong các trường hợp, khi photon bị hấp thụ trong tinh thể do nhiều tương tác kế tiếp nhau với các điện tử, và là đáng kể thậm chí đối với các tinh thể lớn Chẳng hạn, trong tinh thể đường kính 125 và dài 200 nm khi năng lượng photon gần 4 MeV, phần đóng góp vào độ phân giải năng lượng do các rò rỉ bức xạ từ tinh thể là gần 5%, còn khi năng lượng photon bằng 10 MeV, thì phần đóng góp này đạt đến khoảng 8% Trong khi đó những thăng giáng có tính thống kê đối với các năng lượng nói trên bằng tương ứng là 4 và 2%

Phân giải năng lượng của các ống đếm nhấp nháy, như đã thấy từ các tính toán và

ví dụ, không phải là tốt Với tinh thể NaI (Tl) tốt nhất về độ truyền sáng có thể nhận được

η ≈ 14% khi năng lượng của các điện tử gần bằng 100 – 150 keV Trong vùng năng lượng cao hơn 2 – 4 MeV, độ phân giải năng lượng tốt nhất có thể đạt được là gần 4 – 5% Đối với các tinh thể khác độ phân giải năng lượng sẽ xấu hơn, bởi vì hiệu suất chuyển hóa của chúng nhỏ hơn Ví dụ, trong stinben, khi ghi các proton, có thể tính toán

độ phân giải năng lượng theo η 15 / E p%, ở đây, E p – năng lượng của proton, MeV

Phân bố theo biên độ của các xung Các ống đếm nhấp nháy được sử dụng rộng

rãi để đo phân bốnăng lượng của bức xạ Hàm đáp ứng G (E, V) cho các hạt mang điện là

phân bố gần giống phân bốGauss, mà độ rộng tương đối của nó ở điểm nửa độ cao được xác định bởi độ phân giải năng lượng η Khi ghi các photon và các nơtron, hàm đáp ứng

G (E, V) có dạng phức tạp hơn và khi đó xuất hiện mối liên hệ không đơn trị giữa năng

lượng photon (hoặc nơtron) và biên độ xung

Đối với các photon, quan trọng là việc có mặt một số quá trình tương tác Sự hấp thụ quang điện và sự tạo cặp dẫn đến xuất hiện các cực đại trong phân bố biên độ Tán xạ compton dẫn đến việc hình thành phân bố biên độ liên tục Khi hấp thụ quang điện, toàn

bộ năng lượng được truyền cho điện tử và photon rơngen, điều đó dẫn đến xuất hiện đỉnh hấp thụ hoàn toàn Quá trình thứ hai – tạocặp – tạo ra ba đỉnh trong phân bố biên độ: đỉnh thứ nhất – đỉnh hấp thụ hoàn toàn, khi trong tinh thể cả hai photon hủy đều bị hấp thụ, đỉnh thứ hai – khi một photon hủy thoát ra khỏi tinh thể và đỉnh thứ ba – khi cả hai photon hủy đều thoát ra khỏi tinh thể mà không tương tác

Trong quá trình định hình phân bố biên độ, việc tán xạ nhiều lần của các photon bên trong tinh thể có ý nghĩa quan trọng Quá trình đó càng có ý nghĩa lớn khi tinh thể có kích thước càng lớn

Do tương tác nhiều lần của các photon trong chất nhấp nháy (trong những phần khác nhau của nó), các điện tử giật lùi được tạo ra, chúng sau đó gây ra quá trình nhấp nháy Bởi vì thời gian tạođiện tử (< 10-9 s) thường nhỏ so với thời gian chiếu sáng của các chất nhấp nháy τ (> 2.10-9 s), nên có thể coi là, chỉ có một chớp sáng duy nhất và một xung duy nhất là được tạo ra trên đầu ra của ống đếm nhấp nháy

Các hàm đáp ứng, được đưa ra trên các hình 7.13, a và 12.2, là điển hình cho

nhiều tinh thể vô cơ, mà trong thành phần của chúng có các nguyên tố có số nguyên tử

lớn Hàm G (E, V), khi ghi các photon nhờ các tinh thể hữu cơ, là phân bố liên tục, mà

trên phông của nó chỉ có một cực đại yếu, nếu năng lượng của photon vượt quá 4 MeV Dạng như vậy của hình dạng vạch là kết quả của việc các photon trong các hợp chất hữu

cơ tương tác với các điện tử chủ yếu do hiệu ứng compton Xác suất của hiệu ứng quang điện thậm chí đối với các photon có năng lượng 50 keV nhỏ thua gần 20 lần so với xác suất tán xạ compton Như vậy, các tinh thể hữu cơ – các chất tán xạ compton hầu như

sạch Trên hình 7.13, b là hàm G (E, V) cho tinh thể stinben có đường kính và độ cao 30

mm được các photon có năng lượng 4,45 MeV chiếu Ranh giới của hàm G (E, V) tương

ứng với các photon đã chịu tán xạ 1800 Một cực đại không lớn gắn liền với hiệu ứng tạo cặp Hình dạng vạch ít giống với hình dạng vạch trên phổ các điện tử giật lùi, khi các

photon tán xạ một lần (xem chương 2), dù các kích thước tinh thể, mà hàm G (E, V) đã

nhận được là để cho chính tinh thể đó, không lớn và xác suất tán xạ nhiều lần nhỏ Thật

ra là ở đây, xác suất thoát các điện tử compton ra khỏi tinh thể là lớn, bởi vì quãng chạy của các điện tử trong tinh thể hữu cơ có năng lượng 3 – 4 MeV là 1,5 – 2,0 cm Vì vậy trong phổ trình bày trên hình 7.13, nhiều xung có biên độ nhỏ so với phổ tính toán của các điện tử giật lùi (xem chương 2)

Hình 7.13 Các hàm đáp ứng:

a – tinh thể NaI (Tl), các photon có năng

lượng 1 MeV; b – tinh thể stinben, các

photon có năng lượng 4,5 MeV; c – tinh thể

stinben, các photon có năng lượng 4 MeV (đường đứt – hàm trong thang năng lượng của các photon cho)

Bây giờ sẽ xét dạng của hàm G (E, V) khi ghi các nơtron Trong các tinh thể vô cơ

dạng NaI (Tl) các nơtron tán xạ đàn hồi và không đàn hồi trên các hạt nhân và bị hấp thụ Các quá trình cơ bản đó trong vùng năng lượng nơtron đến vài MeV Các hạt nhân giật lùi Na và I nhận được phần năng lượng rất nhỏ của các nơtron Ngoài ra, mật độ ion hóa đối với các hạt nhân Na và I cao, và vì vậy hiệu suất chuyển hóa nhỏ hơn rất nhiều so với các điện tử Như vậy, các biên độ xung, vốn được các hạt nhân giật lùi tạo ra, không lớn: khi năng lượng nơtron 3 MeV, các xung cực đại được các hạt nhân giật lùi Na tạo ra tương đương với các xung từ các điện tử có năng lượng ≤ 50 keV

Khi các nơtron tán xạ không đàn hồi và khi chúng bị bắt bức xạ (chủ yếu do các hạt nhân I) xuất hiện các photon, các photon này, do tương tác với các nguyên tử, sẽ tạo

ra các điện tử giật lùi, các điện tử này tạo ra các xung trên đầu ra của PMT Như vậy, các nơtron trong những tinh thể như vậy, được ghi do hai tương tác liên tiếp – lúc đầu là của các nơtron với các hạt nhân và sau đó là của các photon với các điện tử Trong trường

hợp này, hàm đáp ứng G (E, V) hầu như không phụ thuộc vào năng lượng nơtron, mà

được xác định bởi phổ photon bắt bức xạ và tán xạ không đàn hồi

Việc ghi nơtron là hiệu quả trong các chất nhấp nháy hữu cơ, ở đó sự phát quang

diễn ra dưới tác động của các proton giật lùi Trên hình 7.13 là hàm G (E, V) được đo với

tinh thể stinben và các nơtron có năng lượng 4 MeV Các proton giật lùi, như đã thấy trong chương 2, từ các nơtron đơn năng lượng được phân bố đồng xác suất theo năng

lượng Hàm G (E, V) khác với phân bố như vậy Điều đó có liên quan, thứ nhất, đến sự

phụ thuộc không tuyến tính của biên độ xung vào năng lượng proton (xem hình 7.6), thứ hai, đến giá trị hữu hạn của độ phân giải năng lượng của ống đếm nhấp nháy Ngoài ra, trong tinh thể, dù có xác suất nhỏ, cũng xảy ra các va chạm nhiều lần của các nơtron với các hạt nhân hydro và carbon, còn khi năng lượng nơtron cao hơn 10 – 15 MeV, thì phản ứng (n, 3α) trên các hạt nhân carbon trở nên nổi bật Đường đứt trên hình 7.13, c là hàm đáp ứng G (E, Ep ) trong vùng năng lượng của các proton Trong trường hợp này (E n = 4

MeV), G (E, E p) rất gần với phổ tính toán của các proton giật lùi

Cuối cùng, ta sẽ mô tả hàm G (E, V) cho tinh thể 6LiI (Eu) Trong trường hợp này các nơtron được ghi theo các sản phẩm của phản ứng 6Li (n, α)T Năng lượng tổng của

hạt α và triti bằng tổng năng lượng của phản ứng (4,78 MeV) và năng lượng của nơtron Bởi vì độ phân giải năng lượng đối với tinh thể 6LiI (Eu) khi các năng lượng ~ 5 MeV là gần 10%, nên các nơtron có năng lượng thấp hơn 250 keV sẽ sinh ra các xung có biên độ như nhau (trong các giới hạn của khả năng cho phép) và tạo ra đỉnh, thường gọi là đỉnh

“nhiệt” Nếu năng lượng của các nơtron cao hơn 500 keV, thì cũng đã có thể tách các xung của chúng khỏi các xung được các nơtron năng lượng nhiệt và năng lượng trung gian tạo ra Tiết diện tán xạ đàn hồi của các nơtron nhanh đối với Li và I cao hơn tiết diện

của phản ứng (n, α), nhưng các biên độ xung từ các hạt nhân giật lùi của lithi trở nên

tương đương với biên độ xung của đỉnh nhiệt khi năng lượng nơtron cao hơn 11 MeV Bởi vì năng lượng của phản ứng lớn, nên nhờ việc chọn biên độ có thể ghi được các nơtron năng lượng thấp, khi tránh được, ở mức độ đáng kể, các xung do các lượng tử γ tạo ra

Hiệu suất ghi Có thể tính toán hiệu suất ghi của các ống đếm nhấp nháy một cách

tương đối đơn giản, với độ chính xác đủ cho nhiều ứng dụng Xét detector nhấp nháy ở dạng ống trụ, mà nguồn photon đơn năng lượng nằm trên trục của nó Theo định nghĩa, hiệu suất ghi là tỷ số giữa số xung đã được ghi và số hạt đã rơi vào detector Số lượng tử

đã rơi vào tinh thể được xác định bằng góc khối, được giới hạn bởi góc θ0 (hình 7.14), nghĩa là có

0 θ 0

sin θ θ / 2

A∫ d photon rơi vào chất nhấp nháy, ở đây, A – số photon được nguồn

phát ra một cách đẳng hướng theo tất cả các hướng Xác suất ghi photon chuyển động

theo hướng θ, bằng [1 – exp (– l (θ)µ)], ở đây, l – đường đi của photon trong chất nhấp

nháy; µ – hệ số tuyến tính tổng thể suy giảm photon trong chất nhấp nháy Rõ ràng, đối với dạng hình học đã cho, hiệu suất ghi

2 д

Giá trị hiệu suất ghi đã nhận được sẽ là đúng trong trường hợp, nếu ghi được từng xung

đã xuất hiện do tương tác photon với tinh thể Nếu hệ thống ghi có ngưỡng khởi động VB, hiệu suất ghi sẽ là:

Để xác định ε (VB ) cần biết G (E, V) Nếu luôn luôn có thể tính được ε i một cách đủ chắc

chắn, bởi vì các đại lượng µ (E) được biết với sai số 1 – 1,5%, còn kích thước tinh thể và

khối lượng riêng của nó cũng có thể xác định với độ chính xác cần thiết, thì việc tính toán

G (E, V) lại là nhiệm vụ phức tạp Việc tính toán hiệu quả ghi nơtron theo các hạt nhân

giật lùi của hydro được tiến hành theo cách tương tự

Hình 7.14 Để tính toán hiệu suất ghi

của ống đếm nhấp nháy

Khi ghi các photon bằng các ống đếm nhấp nháy có các tinh thể vô cơ thường sử

dụng khái niệm hiệu suất ghi theo đỉnh quang điện Hàm G (E, V) đối với các tinh thể vô

cơ và các năng lượng photon dưới 4 – 5 MeV thường có đỉnh rõ nét của hấp thụ hoàn toàn (đỉnh quang điện) Hiệu suất ghi theo đỉnh quang điện được định nghĩa là tỷ số giữa

số xung đã được ghi trong đỉnh hấp thụ hoàn toàn (đỉnh quang điện) và số photon đã rơi

vào tinh thể Trên hình 7.13,a là hàm G (E, V) cho tinh thể NaI (Tl) và các photon có năng lượng 1 MeV Ký hiệu diện tích dưới đỉnh quang điện là SФ, còn toàn bộ diện tích

dưới hàm G (E, V) là S, ta có

εФ =εдSФ / ,S (7.32)

ở đây, εФ – hiệu suất ghi theo đỉnh quang điện

Hiệu suất ghi bằng ống đếm nhấp nháy các photon và các nơtron khá lớn Chẳng hạn, đối với tinh thể NaI (Tl) đường kính và độ cao 40 mm, đối với chùm photon song song có năng lượng 5 MeV, εд ≈ 0,35, còn đối với các photon có năng lượng 0,5 MeV,

εд ≈ 0,7 Tỷ số SФ/S đối với tinh thể như vậy khi năng lượng photon 4,5 MeV là khoảng

0,2, còn khi năng lượng 0,66 MeV – gần 0,5 Hiệu suất ghi nơtron có năng lượng 10 MeV bằng tinh thể stinben đường kính và độ cao 30 mm – gần 10% Khi năng lượng nơtron 1 MeV, εд ≈ 0,45

Chương 8

CÁC DETECTOR VẾT

8.1 Buồng Wilson

Nguyên lý hoạt động Quá bão hòa Nếu trong hỗn hợp khí-hơi nước áp suất hơi

cao hơn áp suất hơi bão hòa ở nhiệt độ đã cho, thì trạng thái như vậy của hơi được gọi là

quá bão hòa Độ quá bão hòa S được định nghĩa là tỷ số giữa mật độ hơi quá bão hòa (ở

thời điểm đã cho) và mật độ hơi bão hòa cũng ở nhiệt độ đó Có thể nhận được trạng thái quá bão hòa của hơi khi tăng nhanh thể tích hoặc thay đổi nhanh nhiệt độ Trạng thái quá bão hòa của hỗn hợp khí-hơi nước không phải là trạng thái bền Khi có mặt các tâm ngưng tụ, một phần hơi chuyển vào pha lỏng Việc ngưng tụ hơi tiếp tục đến khi áp suất của nó chưa đạt đến áp suất của hơi bão hòa

Các hạt bụi là các tâm ngưng tụ khi độ quá bão hòa thấp Thường trong không khí

có chứa các hạt bụi kích thước 10-4 – 10-6 cm Các hạt này trở thành các tâm ngưng tụ khi

độ quá bão hòa rất thấp (1,00 – 1,12) Năm 1899 Wilson đã quan tâm đến việc, trong hỗn

hợp khí-hơi nước đã được làm sạch bụi, quá trình ngưng tụ xảy ra khi độ quá bão hòa S >

4, nếu bên cạnh buồng có đặt nguồn bức xạ ion hóa Sau đó không lâu, J.J Thomson cho biết, các tâm ion hóa trong trường hợp đó – các ion Và cuối cùng, khi S > 8 trong toàn

bộ thể tích buồng tạo ra sương mù, mật độ của nó càng lớn khi độ quá bão hòa càng lớn Trong trường hợp đó việc ngưng tụ diễn ra cả khi không có bức xạ ion hóa Như vậy, nếu trạng thái quá bão hòa được tạo ra ở 4 < S < 8, thì các ion có thể là các tâm ngưng tụ Wilson cũng đã sử dụng hiện tượng đó để tạo ra buồng, trong đó nhờ dãn nở mà tạo ra trạng thái quá bão hòa giả bền Khi hạt mang điện đi qua buồng thì các ion được tạo ra trong buồng, trên các ion đó diễn ra quá trình ngưng tụ, nghĩa là các hạt chất lỏng lớn lên,

có thể chụp ảnh được chúng Buồng như vậy cho phép chụp ảnh được dấu vết (vết), mà hạt mang điện để lại

Độ quá bão hòa phụ thuộc vào những tính chất cụ thể của hơi và khí (nhiệt độ, áp suất, nhiệt dung) và đặc biệt là vào sự thay đổi thể tích khi dãn nở Ta sẽ tìm mối liên hệ giữa các đại lượng đó Muốn vậy sẽ xem xét thể tích V1, trong đó hơi ở áp suất p1 và khí ở áp suất pг Giả sử

hỗn hợp khí-hơi nước ở nhiệt độ T1 sao cho áp suất p1 tương ứng với áp suất hơi bão hòa Khi đó theo định luật Clapeyron các đại lượng p1 , V1 và T1 liên hệ với nhau như sau:

Ở đây γ – tỷ số của các nhiệt dung của hỗn hợp khí (γ = Cp /Cv), vốn có thể xác định khi biết các

áp suất riêng phần của khí pг và hơi pп và tỷ số giữa các nhiệt dung riêng của chúng γ г và γ п :

Như đã nói ở trên, độ quá bão hòa S = M1 / M2 Khi xác định M1 và M2 từ (8.1) và (8.3),

ta viết biểu thức cho độ quá bão hòa ở dạng

S=(p1 1V / )( /T T1 2 p2 2V ). (8.6)

Dễ dàng liên kết độ quá bão hòa với độ dãn nở

(1+ ∆V)=V V2/ 1= +1 (V2−V1) / V1 (8.7)

Thông thường buồng Wilson hoạt động ở ∆ V không lớn, vì vậy có thể bỏ qua chênh lệch

nhiệt độ T2 và T2’ mà coi T2 ≈ T2’ Chênh lệch nhiệt độ T2 và T2’ nhỏ có liên quan đến việc, sự thay đổi nhiệt độ từ T2’ đến T2 diễn ra do quá trình ngưng tụ hơi, mà khối lượng của nó nhỏ hơn nhiều so với khối lượng khí Khi đó, nếu thay T2 bằng T2’ trong (8.6) và sử dụng (8.4), ta có

S= p1 [1/ (1 + ∆V)] /γ p2 (8.8)

Sự phụ thuộc của độ quá bão hòa hơi vào độ dãn nở và áp suất này ở dạng không tường

minh được quyết định bởi các tính chất của khí và hơi, các áp suất riêng phần của chúng, nhiệt

độ ban đầu Vì vậy, theo (8.8) khó có thể nghiên cứu sự phụ thuộc của S vào (1 + ∆ V ) hoặc vào

γ trong các điều kiện ban đầu như nhau Do đó để tiếp tục phân tích ta sử dụng sự phụ thuộc kinh

nghiệm của áp suất các hơi bão hòa vào nhiệt độ Ví dụ, áp suất các hơi bão hòa của nước trong

vùng nhiệt độ 250 – 350 K có thể thể hiện ở dạng lg p ≈ (0,0293 T – 7,38) Khi sử dụng sự phụ

thuộc kinh nghiệm này và thay T1 / T2 vào (8.4), ta có sự phụ thuộc các hơi bão hòa của nước vào

độ dãn nở, nhiệt độ ban đầu và tỷ số giữ các nhiệt dung của hỗn hợp:

1 1

S ≈ − ∆(1 γ V)exp [8,79∆V(γ −1)]

Từ các hệ thức trên đây thấy rằng, độ quá bão hòa trong các điều kiện ban đầu cho

trước (T và γ) càng lớn, nếu độ dãn nở càng lớn Thật vậy, S (∆ V ) có cực đại, khi γ = 1,3

và T ≈ 300 K đạt được cực đại này ở các giá trị ∆ V rất lớn, đến mức không có ý nghĩa

(gần 5 – 6) Ngoài ra, từ các hệ thức đó thấy rằng, ở giá trị ∆ V cho trước, độ quá bão hòa

càng lớn nếu γ càng lớn

Có một yêu cầu hiển nhiên khi thiết kế buồng Muốn sao cho đạt được độ quá bão

hòa cần thiết trong buồng ở độ dãn nở càng nhỏ càng tốt Độ dãn nở càng nhỏ, thì càng ít

phải gia nhiệt cho buồng khi nén và càng ít chuyển động rối của khí và như vậy, chất

lượng vết càng tốt Khi độ dãn nở nhỏ có thể tránh được một loạt khó khăn trong chế tạo

hệ thống dẫn động cơ khí Vì vậy hợp lý hơn cả là chọn hỗn hợp khí-hơi nước và các điều

kiện ban đầu sao cho đạt được độ quá bão hòa cần thiết ở độ dãn nở nhỏ nhất và sao cho

hỗn hợp khí-hơi nước có được γ lớn nhất ở nhiệt độ và áp suất ban đầu cho trước Từ

(8.5) thấy rằng, cần sử dụng các khí đơn nguyên tử, đối với chúng γг lớn hơn so với các

khí đa nguyên tử Các giá trị γп của các hơi nhỏ hơn so với của các khí đơn nguyên tử

(đối với argon γг = 1,66, đối với hơi nước γH O2 = 1,30, đối với hơi rượu γC H OH2 5 = 1,13) Vì

vậy người ta chọn chất lỏng có pп / ( γп – 1) (pг + pп) càng nhỏ càng tốt Điều đó có nghĩa

là, ở nhiệt độ ban đầu cho trước người ta chọn chất lỏng có áp suất hơi nhỏ nhất và giá trị

γп lớn nhất Bởi vì áp suất hơi bão hòa của rượu ở nhiệt độ đã cho cao hơn áp suất hơi bão

hòa của nước, còn γH O2 > γC H OH2 5 , nên độ quá bão hòa ở độ dãn nở cho trước sẽ lớn hơn,

nếu sử dụng hơi nước Trong bảng 8.1 đưa ra các giá trị của độ quá bão hòa đối với các

hỗn hợp khác nhau ở độ dãn nở bằng 1,25, nhiệt độ ban đầu 293 K và áp suất ban đầu

150 kPa

1,66 1,40 1,31 1,37

1,02 3,96 6,24 4,54

15,6 4,2 2,8 3,4

Độ quá bão hòa ở các điều kiện như nhau phụ thuộc vào áp suất của khí chưa ngưng tụ Nếu γг > γп, khi áp suất khí càng cao thì độ quá bão hòa ở độ dãn nở đã cho càng lớn Ngoài ra, công ở áp suất ban đầu cao hơn sẽ làm tăng số cặp ion trên một đơn

vị quãng đường của hạt (mật độ các tâm ngưng tụ), điều đó làm cho các vết rõ hơn Tuy nhiên, áp suất khí trong buồng tăng quá mức làm tăng quán tính của buồng (xem dưới đây)

Tăng nhiệt độ ban đầu ở những điều kiện như nhau dẫn đến tăng độ dãn nở cần thiết để đạt đến độ quá bão hòa cho trước Kết luận đó là hiển nhiên, bởi vì, một mặt, nhiệt độ ban đầu càng cao thì áp suất hơi càng cao và như vậy, γ càng nhỏ, và mặt khác, tăng nhiệt độ ban đầu dẫn đến tăng chỉ số số mũ trong (8.9) Ảnh hưởng của nhiệt độ ban đầu mạnh đến mức có thể phán đoán theo các con số được dẫn ra dưới đây Đối với hỗn hợp không khí – rượu etyl (áp suất toàn phần 0,15 MPa) khi độ dãn nở 1,2 thì độ quá bão hòa bằng 2,08 ở nhiệt độ ban đầu 400C và 2,65 ở nhiệt độ 100C Như vậy, để nhận được

độ quá bão hòa cần thiết ở độ dãn nở tối thiểu cần giảm nhiệt độ ban đầu, tăng áp suất khí, sử dụng các khí trơ (đơn nguyên tử)

S ự hình thành và phát triển các giọt trong hơi quá bão hòa Quá trình phát triển

giọt trong hơi quá bão hòa là dễ hiểu, nếu chú ý đến tương quan Kelvin, nó liên kết áp

suất của các hơi bão hòa trên mặt phẳng p∞ và trên giọt có bán hính r:

còn áp suất hơi bão hòa bằng Sp∞ Khi đó áp suất hơi trên giọt pr có thể, cả lớn hơn, cả

nhỏ hơn áp suất hơi quá bão hòa Sp∞ tùy thuộc vào độ quá bão hòa và bán kính giọt Ta

sẽ tìm bán kính như vậy rk của giọt (bán kính tới hạn), mà khi đó áp suất hơi trên giọt sẽ

bằng Sp∞ Từ (8.11) ta có rk = 1,09.10-7 / ln S Giả sử ở độ quá bão hòa S cho trước, các giọt có bán kính r < rk đã được tạo ra Đối với các giọt đó pr > Sp∞ Chúng sẽ bay hơi

Nếu như xuất hiện các giọt có bán kính r > rk, thì pr < Sp∞, và các giọt đó sẽ phát triển đến khi chúng chưa “rơi xuống” Điều đó có nghĩa là, trong hỗn hợp khí-hơi nước các giọt

chất lỏng chỉ có thể ở trạng thái cân bằng khi r = rk Nhưng trạng thái đó không bền, bởi

vì do các thăng giáng bán kính giọt mà chúng hoặc bay hơi, hoặc rơi xuống Như vậy, trong một dung tích nào đó tồn tại trạng thái quá bão hòa của hơi, thì để nó ngưng tụ cần hình thành những tâm ngưng tụ (giọt) có bán kính

r>r k =1, 09.10 / ln −7 S

Những lập luận trên đây giải thích việc ngưng tụ của hơi trong không khí có bụi Thường trong không khí có các hạt bụi kích thước dao động trong khoảng 10-4 – 10-6 cm

Các kích thước này là lớn đến mức, việc ngưng tụ trên các tâm như vậy xảy ra cả khi độ quá bão hòa rất nhỏ – từ 1,001 đến 1,12 Như vậy, trong buồng chứa không khí có bụi, sẽ hình thành màn sương mù dày đặc ngay cả khi độ dãn nở nhỏ Nhưng nếu không khí sạch bụi, thì ở độ quá bão hòa dưới tám, trong đó cũng không xảy ra ngưng tụ, nếu như không

có các hạt mang điện Nói cách khác, điều đó có nghĩa là, các hạt hơi khi quá bão hòa dưới tám, không có các giọt chất lỏng có bán kính lớn hơn 5,2.10-8 cm* Trong hơi khi đó cũng không có các giọt có bán kính nhỏ hơn, bởi vì chúng bay hơi Tại sao lại xảy ra ngưng tụ trên các ion? Thật ra là tỷ số giữa các áp suất của hơi bão hòa ở dạng (8.10) là

không đúng đối với các giọt mang điện trong toàn vùng các giá trị r Nếu cho rằng, tâm ngưng tụ – các ion và rằng, mỗi giọt (tâm ngưng tụ) đều có ít nhất là điện tích đơn vị e,

thì ngoài thế năng của sức căng bề mặt trong (8.10) cần tính đến năng lượng đẩy tĩnh điện

Giả sử, mỗi giọt mang một điện tích đơn vị, có thể nhận được biểu thức sau đây:

ln (p r / p∞)=M[2 /σ r−e2/ (8πr4)] /RTρ. (8.12) Trong vế phải của biểu thức trên bây giờ có hai số hạng, chúng phụ thuộc vào áp suất do sức căng bề mặt gây nên, và vào điện trường Dấu của chúng ngược nhau, bởi vì khi giảm bán kính giọt thì thế năng của sức căng bề mặt giảm, còn thế năng tĩnh điện tăng Điều đó dẫn đến việc, tỷ số pr /p∞ tùy thuộc vào bán kính giọt mà đi qua cực đại khi bán kính giọt

r = r0 Sự phụ thuộc như vậy đối với các giọt nước mang điện, cũng như các giọt không mang điện được trình bày trên hình 8.1

Hình 8.1 Sự phụ thuộc của Pr / P∞ vào bán

kính các giọt mang điện và không mang điện

(đường đứt) (pr và rk được chỉ ra cho các

giọt mang điện khi S = 2,5)

Xét động thái của các giọt mang điện trong một thể tích có độ quá bão hòa S cho trước Giả sử S < ( pr /p∞)max Khi đó có hai giá trị bán kính giọt thỏa mãn phương trình

(8.12) Ta ký hiệu chúng là rk và r p (rk > r p) Ta gọi bán kính lớn hơn là bán kính tới

hạn, bán kính nhỏ hơn – bán kính cân bằng Nếu bán kính của giọt r > rk, thì giọt sẽ bay hơi Quá trình bay hơi (và giảm đường kính giọt) sẽ tiếp tục đến khi bán kính giọt chưa

giảm xuống đến r p Khi r = r p giọt bền, bởi vì khi tăng bán kính giọt thì áp suất hơi trên

nó sẽ tăng, còn khi giảm bán kính giọt thì áp suất hơi trên nó sẽ giảm Cuối cùng, nếu các

Trong giọt bán kính 5,2.10-8 cm có gần 60 phân tử H2O.

giọt mang điện có bán kính r < r p được hình thành thì chúng sẽ ngưng tụ và đạt đến bán

kính cân bằng Như vậy, trong thể tích có hỗn hợp khí-hơi nước, ở đó S < ( pr /p∞)max, sau

khi hạt mang điện đi qua sẽ tạo giọt mang điện trong trạng thái cân bằng Ví dụ, nếu S =

1, thì bán kính cân bằng của giọt mang điện bằng 4.10-8 cm (giọt một-điện tích) Nếu bây

giờ do dãn nở mà tăng độ quá bão hòa đến 4 < S < 8, thì áp suất hơi bão hòa trên giọt sẽ nhỏ hơn Sp∞ mà không phụ thuộc vào bán kính của nó, bởi vì S > ( pr /p∞)max; giọt sẽ phát triển và sau khi đạt đến các kích thước lớn thì rơi xuống Rõ ràng là, nếu những giá trị

ban đầu S > ( pr /p∞)max, thì ngay sau khi tạogiọt mang điện bán kính bất kỳ, các giọt đó sẽ phát triển

Việc hình thành sương mù hơi nước khi độ quá bão hòa lớn hơn tám, có thể giải thích một cách định tính, khi đưa ra sự phụ thuộc của sức căng bề mặt vào bán kính giọt Khi nhận (8.10) đã giả định rằng, hệ số sức căng bề mặt không phụ thuộc vào bán kính

giọt chất lỏng, mà sự phụ thuộc này có tồn tại Dường như σ → 0 khi r → 0; khi tăng bán kính giọt thì tăng cả σ, đạt đến giá trị cực đại Động thái σ (r) như vậy đủ để pr /p∞ đối với các giọt mang điện có ít nhất một cực đại Khi đó trong hơi nước luôn luôn có các giọt trong trạng thái cân bằng, nhưng chúng có thể phát triển đến kích thước nhìn thấy được (tạo ra sương mù), nếu độ quá bão hòa sẽ cao hơn (pr / p∞)max Đối với hơi nước thì (pr /p∞)max = 8, vì vậy khi độ quá bão hòa của nước lớn hơn tám, nước sẽ ngưng tụ mạnh

Tốc độ phát triển của các giọt được quyết định bởi tốc độ khuếch tán hơi tới giọt đang phát triển và dẫn thoát nhiệt khỏi giọt đó Đã giả định rằng, mật độ của giọt thay đổi trong khoảng từ mật độ chất lỏng trong trung tâm giọt đến mật độ của hơi bão hòa trên bề

mặt giọt, tốc độ phát triển của giọt tỷ lệ nghịch với bán kính của giọt, nghĩa là dr / dt =

c /r, ở đây c – hằng số Thời gian cần để giọt đạt đến kích thước nhìn thấy được (gần 10-3

cm), là 0,1 – 0,25 s

Cơ cấu và một số đặc tính của buồng Wilson Trong buồng Wilson (hình 8.2),

thường làm nắp trên và các thành bên bằng thủy tinh; chụp ảnh các vết qua nắp trên, còn chiếu sáng vào buồng qua các thành bên Đáy buồng – đó là màng ngăn, mà khi nó chuyển động thì hơi ở trạng thái quá bão hòa được tạo ra Để tạo điều kiện chụp ảnh tốt nhất, người ta phủ đáy buồng bằng nhung đen (để tạo ra những điều kiện chụp ảnh tốt nhất) được thấm ướt bằng nước (hoặc bằng hỗn hợp nước-rượu)

đạo của các hạt chuyển động trong mọi mặt phẳng Muốn vậy người ta chụp ảnh các vết

từ hai điểm khác nhau

Chu trình hoạt động của buồng gồm các công đoạn: làm dãn nở buồng, đóng mạch chiếu sáng, chụp ảnh các vết và nén buồng Dãn nở xảy ra trong khoảng thời gian từ vài phần trăm đến vài phần chục giây, tùy thuộc vào kết cấu và kích thước buồng Sau khi buồng đã dãn nở, khí trong buồng được nung nóng dần dần do dòng nhiệt vào từ các thành buồng, độ quá bão hòa giảm và sau một khoảng thời gian nào đó, vốn được gọi là

th ời gian nhạy của buồng, quá trình ngưng tụ hơi trên các ion chấm dứt (dưới đây sẽ tính

toán thời gian nhạy của buồng.) Sau khi chụp ảnh các vết, thể tích buồng giảm Hỗn hợp khí-hơi nước trong buồng sau khi nén sẽ có nhiệt độ cao hơn so với lúc bắt đầu chu trình hoạt động Việc tăng nhiệt độ, như đã nói, đòi hỏi độ dãn nở lớn hơn để đạt được độ quá bão hòa cần thiết Vì vậy, sau khi nén, để lập lại nhiệt độ ban đầu cần một thời gian nào

đó Thời gian đó đối với các buồng có áp suất thấp và thể tích không lớn có thể cỡ 1 s Nhưng trong các buồng có thể tích lớn và áp suất cao nó có thể đạt đến hàng trăm giây Chẳng hạn, khi áp suất trong buồng gần 10 MPa, sau mỗi lần nén cần gần 900 s để dẫn thoát nhiệt đã tỏa ra khi nén, sau đó buồng mới sẵn sàng cho lần dãn nở tiếp theo

Để tính toán thời gian nhạy của buồng, cần giải bài toán về truyền nhiệt từ các thành buồng đến khí, khi đó có thể coi nhiệt độ của các thành buồng là không đổi, bởi vì nhiệt dung và

độ dẫn nhiệt của chúng lớn hơn nhiều so với của khí chứa trong buồng Rõ ràng, tốc độ nung nóng càng lớn, nếu bề mặt buồng càng lớn và thể tích buồng càng nhỏ Tăng áp suất dẫn đến thời

gian nhạy lớn hơn, bởi vì khối lượng khí nung nóng tăng Thời gian nhạy ts lớn hơn, nếu khi dãn

nở độ quá bão hòa lớn hơn được tạo ra

Đối với buồng có đường kính và độ cao gần 30 cm thì ts = 0,5 s, còn đối với buồng có đường kính và độ cao 16 cm thì ts = 0,05 s Có thể làm tăng thời gian nhạy, nếu sau khi làm dãn

nở mà điều hòa việc nung nóng hỗn hợp khí-hơi nước bằng cách tăng thể tích dần dần

Khi ghi các biến cố ngẫu nhiên và hiếm gặp (nghiên cứu các đặc tính của các hạt mang điện của bức xạ vũ trụ) người ta sử dụng các buồng Wilson trong chế độ hoạt động tự động, nghĩa là trong chế độ, mà việc dãn nở xảy ra khi hạt mang điện đi qua buồng Thực hiện chế độ hoạt động tự động, ví dụ, nhờ các ống đếm phóng điện qua khí đặt bên trên và bên dưới buồng Các xung trùng phùng theo thời gian từ các ống đếm “trên” và “dưới” chứng tỏ hạt mang điện đi qua thể tích của buồng Xung trùng phùng được sử dụng để đóng mạch của cơ cấu làm dãn nở buồng Khi đó cần sao cho thời gian (τ), từ thời điểm hạt đi qua đến khi tạo ra độ quá bão hòa cần thiết trong buồng, là ngắn đối với việc nhận được những bức ảnh có chất lượng (xem dưới đây), còn thời gian nhạy thì đủ để các giọt kịp phát triển đến kích thước lớn hơn r0, vốn được xác định bằng (8.12) khi pr /p∞ = 4 Đối với hơi nước r0 = 6.10-8, còn thời gian phát triển giọt rp ≈ 4.10-8 đến r0 là 0,01 s

Khi ghi các biến cố khác nhau từ các hạt mang điện, vốn nhận được trên các thiết bị khuếch đại xung, để khởi động cơ cấu làm dãn nở thể tích buồng, người ta sử dụng tín hiệu từ hệ thống điện (hoặc điện tử) của chính thiết bị khuếch đại Các yêu cầu về độ kéo dài thời gian nhạy

và về thời gian τ trong trường hợp này tương tự như các trường hợp đã xem xét trên

Cuối cùng, khi buồng hoạt động không có điều khiển, thì thời gian nhạy của nó quan trọng là chọn càng lớn càng tốt, để tăng xác suất ghi biến cố được nghiên cứu

Chất lượng các bức ảnh phụ thuộc vào nhiều yếu tố Xét một số yếu tố đó Trước hết, để nhận được những bức ảnh có chất lượng cần có ánh sáng mạnh, khi đó có thể sử dụng khẩu độ nhỏ và có độ nét sâu Khi ống kính máy ảnh ở vị trí dưới một góc không lớn đối với hướng chiếu

sáng sẽ có độ chiếu sáng lớn Sử dụng các bóng đèn công suất 100 – 1000 W để chiếu sáng Hoàn toàn rõ ràng là, chiếu sáng cần là dạng xung, bởi vì chiếu sáng kéo dài bằng các nguồn ánh sáng công suất lớn như vậy sẽ dẫn đến giảm thời gian nhạy của buồng và các khó khăn bổ sung

có liên quan đến việc duy trì nhiệt độ đã cho của các thành buồng

Các kích thước ngang của các vết (độ nét của chúng) phụ thuộc vào thời gian, kể từ thời điểm hạt mang điện bay qua đến thời điểm có được độ quá bão hòa cần thiết và thời điểm chụp ảnh Thật ra là, các ion đã được tạo ra sẽ khuếch tán Tốc độ “toạc ra” của vết phụ thuộc vào hệ

số khuếch tán Thường thì vùng, mà trong đó chứa đến 90% hình ảnh của các ion, được coi là độ rộng của vết Nếu thời gian, kể từ thời điểm tạoion đến thời điểm tạo ra độ quá bão hòa cần thiết,

là τ, còn hệ số khuếch tán là D, thì độ rộng của vết x≈5 Dτ Khi D ≈ 0,03 (không khí ở áp suất bình thường) mà x ≈ 1 thì τ ≈ 0,01 s

Thời gian τ được quyết định bởi thời gian chuyển động của pittông của buồng Vì vậy τ

sẽ càng nhỏ, nếu khối lượng của pittông càng nhỏ, độ dãn nở của buồng càng nhỏ và lực đặt lên pittông càng lớn Để nhận được các bức ảnh tốt, thì tăng áp suất trong buồng là có lợi, bởi vì khi

đó hệ số khuếch tán giảm và mật độ ion hóa tăng Sau khi trong buồng đã đạt được độ quá bão hòa cần thiết, có thể bỏ qua quá trình khuếch tán của các giọt mang điện Tuy nhiên, chậm thời điểm chụp ảnh đối với thời điểm dãn nở là không nên, bởi vì các giọt sau khi đã đạt đến kích thước cỡ 10-3 cm cũng sẽ có được tốc độ rơi gần 1 cm/s trong trọng trường Trái Đất Hầu như đã xác định được rằng, không thể chụp được ảnh các vết mà không có méo hình rõ rệt sau 0,3 s kể

từ khi làm dãn nở buồng

Các bức ảnh các vết có thể bị méo hình cũng do hệ thống quang của các máy ảnh và do khúc xạ ánh sáng đi qua nắp thủy tinh của buồng và chuyển động rối của khí trong buồng sau khi dãn nở Những nguyên nhân làm méo hình, vốn do hệ thống quang và do khúc xạ ánh sáng, sẽ bù trừ cho nhau ở mức độ đáng kể khi sử dụng những ống kính đặc biệt Ngoài ra, những điều chỉnh tương ứng cũng dẫn đến những méo hình Có thể giảm đến tối thiểu việc dãn rộng các vết do khí chuyển động trong buồng sau khi làm dãn nở nhờ những cơ cấu đặc biệt Chẳng hạn, chuyển động rối của khí sẽ giảm hẳn, nếu đặt tấm lưới hoặc tấm có khoan lỗ trước màng ngăn của buồng (pittông)

Mật độ của các giọt dọc theo các vết hạt mang điện trong buồng Wilson tỷ lệ với mật độ ion hóa Mật độ các vết được xác định theo các đám giọt dọc theo vết Các đám giọt đó tạo ra các điện tử có năng lượng cỡ vài trăm eV xuất hiện do ion hóa Để đo mật độ ion hóa cần chọn các vết rõ nét, không bị nhòe, có thể nhận được các vết như vậy khi chọn đúng thời điểm dãn nở

Có thể xác định độ cong của vết trong từ trường với sai số 0,01 – 0,02 cm nhờ buồng Wilson khi độ dài vết 10 – 20 cm Điều đó cho phép xác định bán kính cong với sai số gần 5% đối với các hạt có xung lượng cỡ 3.10-8 MeV.s/cm trong trường có cường độ 1 Tl trên độ dài vết

20 cm

Buồng tác động liên tục (buồng khuếch tán) Trong một số trường hợp khi nghiên cứu

bức xạ không đổi theo thời gian và khi không có khả năng điều khiển buồng [nghiên cứu các sản

phẩm của các phản ứng (γ, p), (n, p),…] mong muốn sao cho thời gian nhạy của buồng càng lớn

càng tốt Vì vậy rất quan tâm đến các buồng tác động liên tục (các buồng khuếch tán)

Hình 8.3 Buồng khuếch tán:

1 – máng chứa chất lỏng bay hơi; 2 –

các thành bằng thủy tinh; 3 – tấm đồng

đăc; 4 – máy làm lạnh

Nguyên tắc hoạt động của buồng khuếch tán cũng giống như của buồng Wilson, nhưng vùng hơi quá bão hòa được tạo ra trong đó là do khuếch tán hơi qua khí, trong khí đó có chênh lệch nhiệt độ lớn Sơ đồ một trong những phương án của buồng khuếch tán áp suất thấp (bình thường) được trình bày trên hình 8.3 Trong phần trên của buồng có máng chứa chất lỏng bay hơi (ví dụ, rượu) Máng có thiết bị gia nhiệt Các thành phía trên và bên sườn của buồng là thủy tinh Đáy buồng – tấm đồng đặc, nó được duy trì ở nhiệt độ gần – (40 – 70)0C Cơ cấu như vậy tạo ra chênh lệch nhiệt độ trong khí theo chiều đứng Các hơi rượu bão hòa khuếch tán xuống dưới, trong vùng nhiệt độ thấp, và dần dần, khi rơi xuống, chúng trở nên quá bão hòa hơn Như vậy, trong một vùng nào đó chúng có độ quá bão hòa đủ để tạo ra các giọt trên các ion, và sau đó sẽ

có vùng, mà ở đó xảy ra ngưng tụ Độ sâu của lớp nhạy có thể đạt đến 10 cm

Bởi vì buồng khuếch tán có tính nhạy liên tục, nên nó không thể hoạt động được ở mức công suất bức xạ lớn Quá trình ion hóa trong trường hợp này làm giảm lượng hơi nằm trong trạng thái quá bão hòa, và điều đó có thể dẫn đến việc, các vết sẽ không được tạo ra Nếu các buồng mà ghi các hạt từ các nguồn bức xạ dạng xung, thì sau mỗi lần ghi một số lượng lớn các hạt cần có thời gian để hơi khuếch tán vào vùng nhạy Thời gian đó vào cỡ vài giây Cũng do những nguyên nhân đó mà không nên sử dụng bức xạ ion hóa trong trường hợp phông cố định lớn

8.2 Buồng bọt

Nguyên lý hoạt động Sự quá nhiệt của chất lỏng Nếu nhiệt độ của chất lỏng cao

hơn nhiệt độ sôi ở áp suất đã cho và chất lỏng không sôi, nghĩa là không xảy ra phân chia

chất lỏng thành hai pha (pha lỏng và pha khí), thì chất lỏng đó được gọi là quá nhiệt

Trạng thái như vậy không bền và là kết quả của việc, để bắt đầu sôi cần có sự tạo tâm sôi (các bọt hơi) Có thể nhận được chất lỏng trong trạng thái quá nhiệt bằng cách như sau

Giả sử chất lỏng bị quá nhiệt đến nhiệt độ Tраб và được duy trì trong trạng thái lỏng

(không sôi) bằng áp suất pв > p∞ (p∞ – áp suất hơi bão hòa của chất lỏng ở nhiệt độ Tраб)

Nếu xả đột ngột áp suất từ pв xuống pн > p∞, thì chất lỏng thành quá nhiệt trạng thái này được đặc trưng bằng độ quá nhiệt P , bằng hiệu số của nhiệt độ Tраб ban đầu và nhiệt độ

của chất lỏng, mà ở đó áp suất hơi bão hòa bằng pн: P = Tраб – T (pн)

Ý tưởng tạo ra buồng bọt do Glazer đề xuất (1952) trong thời gian làm việc với các chất lỏng quá nhiệt Glazer đun nóng ete trong một bình không lớn, duy trì nó trong trạng thái lỏng bằng cách tăng áp suất Nếu áp suất giảm đột ngột, thì ete ở trong trạng thái lỏng quá nhiệt giả bền Một chế phẩm phóng xạ được đưa vào bình lập tức làm ete sôi mạnh, và máy ảnh ghi lại quá trình sôi cho thấy, không còn nghi ngờ gì nữa, đó là các vết của các hạt gây ra ion hóa Đã xác định rằng, trạng thái giả bền lâu dài của chất lỏng quá nhiệt chỉ có thể có trong trường hợp, nếu mặt trong của bình chứa chất lỏng không có

các vết xước, các góc cạnh và nhẵn Trường hợp ngược lại chất lỏng quá nhiệt sẽ sôi một cách tự phát (khi không có chiếu xạ)

Một thiết bị tương tự đã được biết là buồng bọt “sạch” Trong buồng này chất lỏng quá nhiệt không sôi trong khoảng thời gian 1 phút và thậm chí dài hơn; nó, rõ ràng là, đã

có thể ở trong trạng thái giả bền rất lâu, nếu như không có tác động của bức xạ vũ trụ Những buồng này không thể sử dụng được để nghiên cứu, bởi vì không thể chế tạo được buồng có kích thước lớn (chất lỏng quá nhiệt có áp suất cao) chỉ bằng thủy tinh và, ngoài điều đó ra, không thể chụp ảnh chính xác các vết của các hạt qua lớp thủy tinh cong và dày

Hình 8.4 Các buồng bọt “sạch” (a) và

“bẩn” (b):

1 – pittông; 2 – chất lỏng công tác; 3 –

chất lỏng có điểm sôi cao hơn để bảo vệ

chất lỏng công tác khỏi tiếp xúc với

pittông; 4 – vỏ kim loại; 5 – thủy tinh

phẳng

Rõ ràng, các buồng bọt dường như chỉ còn là minh chứng cho một hiện tượng vật

lý thú vị, nếu như không có được sự phát triển của các buồng thường được gọi là “bẩn”

Đã chế tạo các buồng bằng kim loại đánh bóng có lớp thủy tinh phẳng (hình 8.4), trong

đó có thể quan sát được các vết của các hạt mang điện Các thí nghiệm với bình bẩn cho thấy, khi xả nhanh áp suất, chất lỏng bùng sôi nhanh chủ yếu ở gần các lớp đệm kín giữa thủy tinh và vỏ buồng, gần pittông dùng để làm thay đổi áp suất, nhưng tốc độ lan truyền sôi bị hạn chế bởi độ dẫn nhiệt của chất lỏng và thành buồng và bởi việc tăng áp suất trong chất lỏng khi sôi ở thành buồng Như vậy, phần trung tâm của buồng sau khi thay đổi áp suất trong khoảng thời gian nào đó vẫn nằm trong trạng thái giả bền, ở đó các hạt mang điện có thể tạo ra các bọt hơi

S ự hình thành bọt trong chất lỏng quá nhiệt Ta sẽ xét, các bọt hơi xuất hiện như

thế nào trong chất lỏng quá nhiệt dưới tác động của bức xạ ion hóa Trong trạng thái quá nhiệt, chất lỏng nằm trong trạng thái không bền, bởi vì trong tương quan năng lượng của chất lỏng quá nhiệt, việc phân thành hai pha lỏng và khí là thuận lợi Tuy nhiên, để phân pha như vậy cần hình thành trong đó các khoang (các bọt), điều này đòi hỏi tiêu hao năng lượng

Xét chất lỏng có áp suất hơi bão hòa p∞ ở nhiệt độ T, nằm dưới áp suất thủy tĩnh p

Giả sử chất lỏng bị quá nhiệt, nghĩa là áp suất hơi bão hòa ở nhiệt độ đã cho cao hơn áp suất thủy tĩnh Tiếp tục giả sử rằng, bằng cách nào đó trong chất lỏng đã hình thành bọt

hơi có bán kính r Dường như là, số phận tương lai của bọt phụ thuộc căn bản vào bán kính của nó, bởi vì ngoài các áp suất p và p∞ các lực sức căng bề mặt còn tác động lên nó Nếu nhiệt độ chất lỏng còn xa so với nhiệt độ tới hạn, thì việc cân bằng của bọt hơi (không đổi bán kính) về nguyên tắc là có thể trong các điều kiện sau đây Nếu áp suất hơi

trong bọt p∞ cân bằng với áp suất ngoài p và áp suất được tạo ra bởi sức căng bề mặt

(1/ )[ (r d r σ) /dr], nghĩa là

p∞ = p+2 / ,σ r (8.13)

ở đây 2σ/r – áp suất được tạo ra bởi sức căng bề mặt; σ – hệ số sức căng bề mặt; r – bán

kính bọt hơi, thì cân bằng chỉ có thể khi bán kính tới hạn của khoang r = r k:

r k =2 / (σ p∞−p). (8.14)

Nhưng cân bằng đó không bền Thật vậy, khi r < r k thì p∞ < p + 2σ/r và khoang bị nén vào Ngược lại khi r > r k thì p∞ > p + 2σ/r thì khoang nở ra Đối với phần lớn chất lỏng

thì bán kính tới hạn của bọt bằng khoảng 10-6 cm

Như vậy, chất lỏng quá nhiệt có thể bắt đầu sôi, nếu trong đó các bọt hơi có bán kính lớn hơn bán kính tới hạn được tạo ra Những bọt như vậy có thể xuất hiện trên thành buồng do tiếp xúc không chặt của chất lỏng với bề mặt buồng Ngoài ra, trong chất lỏng

do những thăng giáng nhiệt động mà liên tục tạo ra các bọt có các bán kính khác nhau Xác suất tạo bọt, do thăng giáng mật độ chất lỏng, phụ thuộc theo hàm mũ vào nhiệt độ

và độ quá nhiệt của chất lỏng hoặc vào chênh lệch áp suất (p∞ – p) Xác suất tạo bọt có bán kính r > r k trong 1 cm3 và trong 1 s tỷ lệ với

exp{ 16− πσ3/ [3kT p( ∞ −p) ]}.2 (8.15)

Các bọt, được tạo ra do những thăng giáng mật độ chất lỏng, tạo ra phông trong buồng, tương tự như trong buồng Wilson, được gọi là sương mù Độ quá nhiệt của chất lỏng càng lớn, mật độ sương mù càng cao Như vậy, đối với các buồng bọt có sự hạn chế

về độ quá nhiệt Nếu độ quá nhiệt của chất lỏng cao hơn cực đại, thì chất lỏng hầu như sôi bùng tức thì trong toàn bộ thể tích và sương mù hình thành không cho phép ghi các hạt ion hóa

Bây giờ ta dừng lại ở việc mô tả cơ chế tạo bọt hơi khi hạt mang điện đi qua Theo

mô hình nhiệt, sự tạo bọt xảy ra do tỏa nhiệt cục bộ, trong đó động năng của các điện tử,

đã được hạt mang điện tạo ra khi nó đi trong chất lỏng, được biến đổi Mô hình đó được

xác nhận bởi việc, số bọt trên một đơn vị đường đi của hạt mang điện tỷ lệ với z2/β2 (z –

điện tích của hạt; β – vận tốc của nó tính bằng đơn vị vận tốc ánh sáng) Số điện tử-δ được hạt mang điện phi tương đối tạo ra trên một đơn vị đường đi cũng tỷ lệ với z2/β2(xem 2.1)

Ta sẽ tính toán năng lượng tối thiểu cần thiết để tạo ra khoang khí bán kính r k, và

so sánh nó với những mất mát năng lượng riêng của các điện tử -δ Để tạo ra bọt có bán kính tới hạn, cần, thứ nhất, năng lượng để bay hơi khối chất lỏng 4πr k3 / 3, nghĩa là 3

Emin = 32πσ3[Eи + 3(p∞− p) / 2 +p] / [3(p∞ −p) ].3 (8.17)

Từ (8.17) thấy rằng, giá trị tối thiểu của năng lượng cần thiết để tạo ra bọt hơi có bán

kính tới hạn phụ thuộc căn bản vào độ sụt áp suất (p∞ – p) và hệ số sức căng bề mặt σ Năng lượng Emin, về bậc, là hàng trăm eV trong vùng các giá trị làm việc của các áp suất

(p∞ – p) Các điện tử-δ cần mất đi năng lượng đó trên các khoảng cách cỡ 10-6 cm, nghĩa

là để tạo ra các bọt khi các điện tử cần có những mất mát năng lượng riêng dE/dx ≈ 100 MeV/cm Các điện tử có năng lượng thấp hơn vài keV có các giá trị dE/dx lớn Như vậy, các điện tử-δ có năng lượng lớn hơn Emin có thể truyền cho chất lỏng năng lượng đủ để

tạo ra các bọt có r ≥ rk Năng lượng được truyền cho các phân tử của chất lỏng trong các đoạn thời gian rất nhỏ (gần 10-14 s) Việc chuyển hóa năng lượng kích thích của các phân

tử thành nhiệt năng (kích thích của các mức dao động) diễn ra trong khoảng thời gian cỡ

10-11 – 10-12 s Như vậy, động năng của các điện tử có thể chuyển thành nhiệt năng trong khoảng thời gian cỡ 10-11 – 10-12 s

Sau khi hạt mang điện đi trong chất lỏng thì còn lại vết, cấu tạo từ các bọt kích thước 10-6 cm Để có thể chụp được ảnh của vết đó, các bọt cần phải phát triển đến kích thước khoảng 10-2 cm Tốc độ lớn lên của bọt bị hạn chế chủ yếu bởi tốc độ dòng chảy của nhiệt từ chất lỏng bao quanh đến thành của bọt Các tính toán cho biết, bán kính của bọt lớn lên tỷ lệ với t Hệ số tỷ lệ càng lớn khi hệ số dẫn nhiệt của chất lỏng càng lớn,

độ quá nhiệt của chất lỏng càng lớn và tỷ nhiệt bay hơi càng nhỏ Trong các buồng bẩn, thời gian lớn lên của bọt đến kích thước khoảng 10-2 cm là 10-3 s

Bằng thực nghiệm đã xác định rằng, thời gian sống của các bọt hơi bán kính gần

10-6 cm, tính từ thời điểm hạt mang điện đi qua, nhỏ hơn 10-7 s Việc này được lý giải trong khuôn khổ mô hình nhiệt cho việc xuất hiện các bọt mầm Thời gian khuếch tán nhiệt từ vùng quá nhiệt bán kính gần 10-6 cm được tính cho đa số các chất lỏng là khoảng

10-10 s Thời gian khuếch tán nhiệt lớn hơn đáng kể so với thời gian chuyển hóa động năng của các điện tử thành nhiệt năng, điều đó cho phép tạo bọt mầm Thời gian sống của các bọt ngắn như vậy không cho phép điều khiển hoạt động của các buồng bọt bằng các hạt đi qua: để tạo ra quá nhiệt chất lỏng bằng dãn nở cơ học, cần thời gian khoảng 10-3 s

Các bọt hơi được tạo ra trong chất lỏng nổi lên Tốc độ nổi của bọt nhỏ tỷ lệ với bình phương bán kính của nó Khi bán kính lớn (~ 10-2 cm) tốc độ nổi không phụ thuộc vào bán kính và là 10 cm/s Nếu lấy thời gian lớn lên của bọt bằng khoảng 10-3 s, thì trong khoảng thời gian lớn lên, bọt dịch chuyển một khoảng 10-2 cm, nghĩa là lớn hơn khoảng cách cỡ bán kính của mình

Ch ọn các đặc tính làm việc Có thể mô tả một cách định tính hoạt động của các

buồng bọt nhờ các giản đồ áp suất – nhiệt độ và áp suất – thời gian (hình 8.5) Trên giản

đồ phía trên là sự phụ thuộc áp suất hơi bão hòa của chất lỏng vào nhiệt độ của nó [đường

cong p∞ (T)] Nếu chất lỏng nằm trong trạng thái bền, thì điểm đặc trưng cho trạng thái của nó trong giản đồ này nằm cao hơn đường cong cân bằng p∞ (T) Nếu như chất lỏng

nằm trong trạng thái giả bền, thì điểm đặc trưng cho trạng thái đó nằm thấp hơn đường cong cân bằng Chất lỏng có thể nằm trong trạng thái giả bền đó một khoảng thời gian hạn chế, sau đó diễn ra việc sôi tự phát và chất lỏng chuyển sang trạng thái cân bằng do giảm nhiệt độ và (hoặc) tăng áp suất Người ta chuyển chất lỏng từ trạng thái cân bằng

sang trạng thái giả bền bằng cách giảm nhanh áp suất, nghĩa là thay đổi áp suất từ pв sang

pн ở nhiệt độ đã cho* Bởi vì khi áp suất thay đổi nhanh thì nhiệt độ chất lỏng thay đổi rất

chậm, nên trạng thái của chất lỏng sau khi xả áp suất có thể được đặc trưng bởi nhiệt độ

Tраб và độ quá bão hòa P

Áp suất pн càng thấp thì độ quá nhiệt của chất lỏng càng lớn Ở nhiệt độ Tраб ban đầu đã cho cần chọn giá trị pн sao cho trong chất lỏng có độ quá nhiệt đủ để hạt mang điện tạo ra các bọt mầm, nhưng pн cần phải lớn hơn một giá trị cực tiểu nào đó pmin, mà ở

đó chất lỏng bùng sôi do những thăng giáng của mật độ chất lỏng Trên giản đồ p – T có

các đường cong pmin và pгр Đường cong pгр tương ứng với các giá trị biên của độ quá _

* Đương nhiên, có thể chuyển chất lỏng vào trạng thái giả bền cả bằng cách tăng nhiệt độ khi giữ nguyên áp suất, nhưng quá trình đó rất chậm

Hình 8.5 Các giản đồ trạng thái của

chất lỏng p – T và p – t

nhiệt, mà nếu thấp hơn chúng thì các hạt mang điện sẽ không tạo ra các bọt mầm

Trong các buồng bẩn giá trị cực đại được phép của độ quá nhiệt nhỏ hơn so với trong các buồng sạch, và bị hạn chế bởi sự sôi ở gần thành buồng Điều đó có liên quan đến việc, độ quá nhiệt của chất lỏng càng lớn thì chất lỏng gần thành bùng sôi càng nhanh

và trong vùng trung tâm buồng áp suất tăng lên càng nhanh và như vậy, mất đi độ quá nhiệt cần thiết để tạo ra các bọt mầm Trên giản đồ cho các buồng bẩn dẫn ra đường cong min

p′ Vùng gạch chéo giữa các đường cong pгр vàp′mintương ứng với vùng nhạy của chất

lỏng quá nhiệt đối với bức xạ ion hóa Rõ ràng, tồn tại một vùng áp suất pн và nhiệt độ

Tраб khá hẹp, mà ở đó chất lỏng nhạy với bức xạ ion hóa Bằng thực nghiệm đã xác định rằng, có thể xác định nhiệt độ ban đầu tốt nhất cho nhiều chất lỏng bằng hệ thức

Т раб ≈ Т кип + 2( Т кр − Т кип ) / 3, (8.18)

ở đây Tкр – nhiệt độ tới hạn; Tкип – nhiệt độ sôi của chất lỏng ở áp suất khí quyển Áp suất

phía trên pв trong buồng thường chọn cao hơn p∞, bởi vì việc ngưng tụ các khoang hơi bắt đầu khi pв = p∞ Áp suất pв càng cao thì thời gian ngưng tụ các bọt càng ngắn và chu trình làm việc của buồng càng ngắn

Việc chọn áp suất dưới pн phụ thuộc vào độ nhạy cần thiết của buồng, nó được xác định theo số bọt trên một đơn vị độ dài của vết hạt mang điện Độ nhạy của các buồng

phụ thuộc rất mạnh vào độ quá nhiệt của chất lỏng hoặc vào ( p∞ – pн) Chẳng hạn, đối

với buồng chứa propan ở nhiệt độ Tраб = 600C, các điện tử phi tương đối tạo ra trung bình

năm bọt trên 1 cm khi ( p∞ – pн) = 0,9 MPa, còn khi ( p∞ – pн) = 1,1 MPa số bọt trên 1 cm vết đạt đến 30

Trên giản đồ phía dưới của hình 8.5 là sự phụ thuộc của áp suất trong buồng vào

nhiệt độ Chất lỏng trong buồng có áp suất hơi bão hòa p∞ và nhiệt độ Tраб Ở thời điểm

ban đầu chất lỏng nằm dưới áp suất pв > p∞ Ở thời điểm t0 áp suất trong buồng giảm đi

(diễn ra dãn nở) Thời gian dãn nở tp được quyết định bởi cơ cấu làm thay đổi áp suất trong buồng, và bởi việc sôi chất lỏng gần thành buồng và thường là gần 10 µs Trong

khoảng thời gian tp áp suất trong buồng giảm xuống đến pн Ngay khi áp suất thấp hơn

pгр, chất lỏng trong buồng trở nên nhạy đối với bức xạ ion hóa, nhưng chất lỏng trong buồng có độ quá nhiệt không đổi chỉ trong vòng vài mili giây tп, Vì vậy, dù buồng bọt có nhạy với bức xạ ion hóa trong khoảng thời gian τ, độ nhạy của nó cũng chỉ không đổi trong khoảng thời gian tп < τ Do đó bức xạ được nghiên cứu từ bia của thiết bị khuếch đại xung cần rơi vào buồng chính trong khoảng thời gian tп Các hạt mang điện đã rơi vào buồng trong khoảng thời gian tп tạo ra các bọt hơi, các bọt này được chụp ảnh khi chiếu sáng dạng xung Sau đó tăng áp suất trong buồng đến pв ban đầu trong khoảng thời gian chừng 10 µs Nếu sau khi dãn nở áp suất trong buồng không thay đổi, thì do sôi chất lỏng

gần thành trong thời gian khoảng vài phần mười giây nó tăng lên đến p∞ (quá trình đó thể hiện trên giản đồ bằng đường cong đứt nét)

Độ kéo dài chu trình làm việc của buồng phần nhiều được quyết định bởi thời gian, mà trong khoảng đó buồng được xả áp Nếu khoảng thời gian đó lớn, thì các bọt kịp lớn lên đến các kích thước đáng kể và di chuyển lên phần trên của buồng, ở đó sẽ diễn ra việc ngưng tụ chúng sau khi tăng áp suất Như vậy, xảy ra việc làm nguội phần dưới của buồng (hấp thụ nhiệt khi tạo ra hơi) Điều đó sẽ tạo ra sự chênh lệch nhiệt độ không mong muốn trong buồng, mà việc làm cân bằng nó có thể đòi hỏi vài phút, do độ dẫn

nhiệt nhỏ của chất lỏng Tuy nhiên, các giá trị pв lớn và thời gian tп nhỏ cho phép làm cho chu trình làm việc của buồng cỡ 1 s

Ch ọn chất lỏng cho buồng bọt Chất lỏng cho buồng bọt được chọn phù hợp với

nội dung thực nghiệm vật lý được thiết kế Để nghiên cứu tương tác của các hạt cơ bản thì hydro lỏng là môi trường công tác tốt nhất, đó là bia lý tưởng để nghiên cứu các va chạm cơ bản Rất đáng quan tâm đối với việc nghiên cứu các tương tác cơ bản là deutri, bởi vì các thí nghiệm được thực hiện với deutri cùng với các thí nghiệm được thực hiện với các proton, trong nhiều trường hợp cho phép đi đến kết luận về tương tác của các hạt với các nơtron

Các buồng bọt có hydro lỏng và deutri là những detector ghi hạt không tốt lắm khi cần nghiên cứu các quy luật phân rã và các sản phẩm phân rã của các hạt không bền do mật độ nhỏ của chất chứa trong buồng Xác suất quan sát được các phân rã như vậy càng lớn, khi quãng chạy của các hạt trong buồng càng nhỏ, nghĩa là muốn vậy cần có các buồng chứa chất lỏng có mật độ lớn Mật độ nhỏ của hydro và deutri lỏng và số nguyên

tử nhỏ của chúng không cho phép ghi với hiệu suất lớn sự phân rã của các hạt không bền

Do đó rất đáng quan tâm đến các chất như propan, fleon, metyl iôt, wolfram sáu florua, xenon Trong trạng thái lỏng, tất cả chúng đều có mật độ lớn hơn nhiều so với hydro lỏng Ngoài ra, việc tạo ra các buồng bọt có hydro và deutri lỏng là một nhiệm vụ phức tạp, bởi vì chúng hoạt động ở nhiệt độ thấp (gần 30 K) Để ghi và nghiên cứu các photon, vốn kèm theo các va chạm cơ bản, các buồng bọt chứa xenon hoặc wolfram sáu florua là

có ý nghĩa lớn Những đặc tính chủ yếu của các chất lỏng được sử dụng trong các buồng bọt được đưa ra trong bảng 8.2

B ảng 8.2 Những đặc tính chủ yếu của các chất lỏng được sử dụng trong các buồng bọt

Chất lỏng Tраб, 0C p∞, MPa Mật độ, g/cm3 Độ dài bức

xạ X0, cm

Độ dài quãng chạy trung bình

của photon Eγ =

60,5 0,75 2,2 2,7 3,0

0,058 0,13 0,43 2,3 2,4

1150

950

110 3,5 3,8

2470 –

220 6,4 7,0

Kết cấu các buồng bọt Các buồng bọt hiện đại là các công trình kỹ thuật phức

tạp Các cụm chủ yếu của chúng – buồng có chất lỏng công tác, cơ cấu thay đổi áp suất,

hệ thống chiếu sáng dạng xung của buồng và việc chụp ảnh các vết, hệ thống bảo đảm duy trì nhiệt độ không đổi trong buồng Các buồng bọt thường được đặt giữa các đầu cực của các nam châm tạo ra trường có cường độ ~ 1,5.106 A/m Khối lượng của các nam châm đó lên đến vài trăm tấn

Hình 8.6 Buồng bọt hydro

Các cơ cấu thay đổi áp suất, các hệ thống chiếu sáng và ổn nhiệt của các buồng rất

đa dạng Ở đây ta chỉ hạn chế trong việc mô tả ngắn gọn buồng bọt hydro thể tích 500 lít

(hình 8.6) Hydro lỏng được chứa trong bể 2 bằng thép không gỉ kích thước 183 x 35 x 50

cm Phía trên bể được đậy bằng tấm thủy tinh dày 5 có độ dày gần 5 cm Hydro được làm

lạnh nhờ các thiết bị trao đổi nhiệt đặt bên trong vỏ buồng, từ đó hydro ở nhiệt độ 20 K

chảy vào Để giảm trao đổi nhiệt, người ta sử dụng các tấm chắn có sẵn nhiệt độ thấp Các tấm chắn bức xạ là những tấm thép mỏng tiếp xúc nhiệt tốt với các ống xoắn chứa

nitơ hoặc hydro lỏng Trong buồng đang xét, tấm chắn bức xạ 4 có nhiệt độ của hydro lỏng, còn tấm chắn 3 – nhiệt độ của nitơ lỏng Buồng và các tấm chắn được đặt bên trong

vỏ bọc chân không 8, có nhiệt độ thường Tấm chắn 4 đồng thời là vỏ bọc bảo hiểm Nó

tách phần không gian bên trên tấm thủy tinh của buồng với phần không gian chân không còn lại và có đường khẩn cấp đặc biệt dẫn hydro ra trong trường hợp hở buồng hoặc vi phạm chế độ nhiệt Trong các buồng hydro, sử dụng cả các biện pháp đề phòng khác, bởi

vì hydro tạo ra hỗn hợp gây nổ với không khí trong một khoảng nồng độ rất rộng Các

máy ảnh 9 được bố trí ngoài vỏ bọc chân không Trong vỏ bọc chân không và trong tấm chắn 4 có các ô cửa sổ 6 để chiếu sáng buồng và chụp ảnh Trong vỏ bọc của buồng có một ô cửa sổ đặc biệt 1 để đưa chùm hạt vào buồng Việc thay đổi áp suất trong buồng

được thực hiện nhờ thay đổi áp suất trong thể tích 7, vốn được nối bằng các van khí nén đặc biệt 10 với các thể tích 11 và 12, mà trong đó các áp suất 0,15 và 0,7 MPa được duy trì

Để đưa buồng vào trạng thái làm việc, người ta hút khí và làm lạnh toàn bộ hệ thống lúc đầu nhờ nitơ lỏng, và sau đó là hydro lỏng Toàn bộ quá trình đó chiếm gần ba ngày Tốc độ làm lạnh lúc đầu bị giới hạn bởi các vật liệu có độ dẫn nhiệt kém (thủy tinh)

và công suất của thiết bị hóa lỏng hydro

Buồng đã được mô tả tương đối không lớn Được biết có những buồng bọt khổng

lồ Thuộc loại này có buồng bọt hydro “Mirabel” *, nó đang hoạt động ở Viện Năng lượng cao tại Xepukhôv Hydro lỏng ở nhiệt độ 27 K điền vào buồng có thể tích gần 10 ngàn lít (đường kính 1,6 m, dài 4,5 m) Để làm quá nhiệt chất lỏng, áp suất trong buồng phải xả từ 0,5 xuống 0,2 MPa trong khoảng thời gian 50 ms bằng chuyển động của pittông (khối lượng 800 kg) một đoạn 6 cm Để duy trì buồng trong trạng thái làm việc (một lần dãn nở trong 7 s), cần phải cấp vào buồng gần 400 lit/h hydro lỏng Để tích lũy

và duy trì mức dự trữ hydro cần thiết trong hệ thống bảo đảm hoạt động của buồng có bình Dewar dung tích 10 ngàn lít Từ trường có cường độ 1,6.106 A/cm được tạo ra trong buồng Khối lượng của nam châm 1000 tấn Trong buồng, sử dụng một hệ thống chiếu sáng mới, trên cơ sở sử dụng vật liệu mới – skochlait Đặc điểm của skochlait là, ánh sáng chiếu vào nó dưới mọi góc độ đều phản xạ dưới cùng một góc có độ mở tán xạ nhỏ

* Buồng “Mirabel” được mô tả chi tiết trong bài báo của A.Bertel, R M Xulaev (Атомная энергия, 1972, т.32, вып.5, с.371)

Buồng được đặt trong một gian đặc biệt (18 x 66 m) Về các điều kiện an toàn kỹ thuật, buồng có một nắp xả nhẹ, và gần 70% bề mặt thành của nó là “các ô cửa sổ” bằng thủy tinh Trong gian này đã tính trước hệ thống thông gió, có khả năng bảo đảm 40 lần trao đổi không khí trong 1 giờ

Những đặc tính của các vết được đo trong các buồng bọt Có thể xác định quỹ

đạo của hạt với sai số không lớn hơn kích thước tiết diện ngang của vết (10-2 cm) Việc đồng nhất các hạt trong các buồng bọt diễn ra theo bán kính cong ρ của quỹ đạo trong từ

trường H, theo quãng chạy R, theo góc bình phương trung bình của tán xạ nhiều lần

< θ2 >, theo mật độ bọt trên một đơn vị độ dài vết và cuối cùng, theo số điện tử-δ có quãng chạy cỡ 1 mm và lớn hơn

Bán kính cong của quỹ đạo hạt trong buồng bọt không phải là không đổi, bởi vì khi chuyển động các hạt mất đi năng lượng của mình Vì vậy, quan trọng là xác định nó trên đoạn quỹ đạo này, ở đó những mất mát năng lượng sẽ dẫn đến thay đổi ρ không đáng

kể so với độ chính xác có thể có của phép đo bán kính cong của quỹ đạo Độ chính xác của phép đo ρ bị hạn chế chủ yếu do tán xạ nhiều lần của các hạt mang điện Do tán xạ nhiều lần mà quỹ đạo của các hạt (thậm chí khi không có từ trường) trên đoạn đã chọn có thể biểu diễn bằng đường cong có bán kính cong tỷ lệ thuận với độ dài của đoạn đó và tỷ

lệ nghịch với góc tán xạ bình phương trung bình trên đoạn đó Góc lệch bình phương trung bình trên độ dài quãng chạy đã cho của hạt sẽ càng lớn, nếu số nguyên tử của môi trường càng lớn (xem chương 2) Đối với các proton có β = 0,5 trong từ trường có cường

độ 105 A/m, sai số tương đối khi xác định ρ trên đoạn quỹ đạo 10 cm trong các buồng chứa hydro là gần 4%, trong buồng chứa propan – 15%, còn chứa xenon – 70%

Độ chính xác khi xác định quãng chạy trung bình bị hạn chế, thứ nhất, do những thăng giáng các giá trị quãng chạy (gần 2% đối với các proton năng lượng cao) và thứ hai, do sai số của mật độ môi trường công tác ở thời điểm hạt đi qua (gần 3% đối với các buồng chứa hydro) Sự thay đổi góc tán xạ bình phương trung bình trong các buồng bọt

có độ chính xác không lớn so với, ví dụ, các phép đo trong nhũ tương ảnh để chụp hạt nhân Sai số tương đối không lớn khi xác định góc tán xạ bình phương trung bình (25% trong các chất lỏng có số nguyên tử nhỏ và gần 10% trong xenon) có liên quan đến việc, các vết của các hạt đã chụp ảnh được gồm các mục tiêu có các kích thước lớn hơn nhiều

và phân bố kém đậm đặc hơn so với trong các nhũ tương

Mật độ vết trong buồng bọt (số bọt trên một đơn vị độ dài vết) không chỉ phụ thuộc vào vận tốc và điện tích của các hạt, mà còn vào trạng thái nhiệt động của chất lỏng công tác Chẳng hạn, trong buồng chứa propan mật độ vết thay đổi 10% khi thay đổi áp

suất pн 1% hoặc nhiệt độ công tác 0,30C Vì vậy, để đo mật độ bọt, cần các buồng có độ

ổn định cao của nhiệt độ và độ quá nhiệt của chất lỏng Ngoài ra, cần một mật độ tối ưu, bởi vì khi mật độ vết nhỏ (độ quá nhiệt nhỏ của chất lỏng), sai số thống kê lớn, sai số này được quyết định bởi số bọt được đếm trên đoạn đã chọn của quỹ đạo hạt Khi mật độ lớn, các bọt bắt đầu nổi lên, điều đó cũng làm tăng sai số Giả sử, kích thước của các bọt được

đo 10-2 cm, trên đoạn vết 10 cm có thể xác định mật độ vết với sai số dưới 5%

Các điện tử-δ có năng lượng cao hàng chục keV tạo ra các vết ngắn nằm dọc theo đường đi của hạt mang điện Số các vết như vậy trên một đơn vị đường đi tỷ lệ nghịch với bình phương vận tốc hạt Thật ra không có quá nhiều những vết như vậy (gần một vết trên 1 cm khi vận tốc hạt β ≈ 0,5 trong propan), và vì vậy chỉ có thể tính toán bậc của vận tốc hạt theo chúng

8.3 Các nhũ tương ảnh để chụp hạt nhân

Cơ sở của quá trình hình thành ảnh ẩn và quá trình hiện ảnh Nhũ tương ảnh

gồm các tinh thể nào đó hoặc các hạt tinh thể bạc bromua (AgBr) phân bố đều trong gelatin Kích thước và hình dạng các hạt tinh thể và số lượng chúng trong một đơn vị thể tích phụ thuộc vào công nghệ chế tạo nhũ tương Ví dụ, tăng thời gian kết tinh AgBr dẫn

đến tăng kích thước trung bình của hạt tinh thể và tăng độ nhạy ánh sáng của lớp nhũ tương Kích thước hạt tinh thể cỡ 0,1 – 1 µm

Độ phơi sáng bình thường theo độ chiếu sáng hoặc việc chiếu bằng bức xạ ion hóa không tạo ra hiệu ứng nhìn thấy trực tiếp trên các hạt tinh thể bạc halogenua, nhưng làm cho một số hạt tinh thể trở nên có khả năng hiện ảnh Các hạt tinh thể đó chứa cả những ảnh ẩn Hạt tế vi của bạc kim loại, vốn được tạo ra khi phơi sáng và nằm trên bề mặt hoặc gần bề mặt của hạt tinh thể, mà ở đó nó có thể dễ tiếp nhận tác động của thuốc hiện hóa học, là phần tử mang ảnh ẩn trong mỗi hạt tinh thể Xác suất hình thành ảnh ẩn do hạt ion hóa đã đi qua hạt tinh thể, nhỏ hơn 1, đặc biệt nếu các hạt đó có đặc điểm là có những mất mát ion hóa nhỏ

Bản chất chính xác của việc tạo tâm ảnh ẩn vẫn chưa rõ ràng Giả định rằng, các điện tử sơ cấp đã xuất hiện gần vết của hạt ion hóa và đã đi qua tinh thể bạc bromua, tiêu hao một phần năng lượng của mình cho việc chuyển các điện tử từ vùng hóa trị sang vùng dẫn nạp* Sau khi đã ở trong vùng dẫn nạp và đã có được khả năng di chuyển dưới tác động của điện trường, các điện tử được gom vào các tâm nhạy, mà nguồn gốc của chúng gắn liền với các khuyết tật của mạng tinh thể hoặc với các nguyên tử tạp chất Trong tâm nhạy, các điện tử bị bắt vào các mức nằm trong vùng cấm Các điện tử nằm trong các mức như vậy làm cho điện trường bị nhiễu loạn cục bộ, mà điện trường này hút các ion bạc, vốn luôn có sẵn một lượng nào đó trong tinh thể AgBr và không được gắn chặt trong mạng tinh thể bạc bromua Trong tâm nhạy, các ion bạc, khi hút các điện tử về phía mình, sẽ chuyển thành các nguyên tử Nếu số nguyên tử bạc được tích lũy do quá trình như vậy trong tâm nhạy đạt đến vài chục hoặc vài trăm,

_

* Cơ chế này đã được xem xét chi tiết trong chương 6

còn bản thân tâm nhạy nằm không quá xa bề mặt tinh thể, thì ảnh ẩn được hình thành

Việc hiện ảnh ẩn là việc hoàn nguyên bạc halogenua đến bạc kim loại Khi đó các hạt tinh thể được chiếu, vốn chứa các tâm của ảnh ẩn, được hoàn nguyên đến bạc nguyên

tử nhanh hơn nhiều so với các hạt tinh thể không được chiếu, bởi vì tâm của ảnh ẩn – bạc kim loại – tác động giống như tâm tích tụ bạc được giải phóng trong quá trình hiện ảnh Khi hiện ảnh kéo dài, các các hạt tinh thể không được chiếu cũng được hoàn nguyên, tạo

ra màng mờ Việc hiện ra màng mờ là kết quả của việc, trong hạt tinh thể không được chiếu có thể có các nhóm nhỏ nguyên tử bạc kim loại, mà khi hiện ảnh kéo dài chúng gây

ra quá trình hoàn nguyên tất cả bạc trong hạt tinh thể

Sau khi hiện ảnh các hạt tinh thể được chiếu, người ta hòa tan bạc bromua không được hiện trong dung dịch hãm và tách chúng ra khỏi nhũ tương Rửa nhũ tương bằng nước và sấy khô Nếu sau khi chiếu mà giữ nhũ tương lâu (một tuần hoặc lâu hơn) không hiện, thì ảnh ẩn bắt đầu yếu đi – thấy mờ ảnh Quá trình mờ ảnh được lý giải bằng việc, dưới tác động của oxy trong không khí và nước các hạt tinh thể trong nhũ tương mất đi bạc nguyên tử và các tâm ảnh ảo bị tan đi

Sau khi hiện và hãm ảnh các vết của các hạt mang điện được nhìn thấy ở dạng các chuỗi hạt bạc kim loại màu đen dưới kính hiển vi khi phóng đại vài trăm lần Nếu các hạt

đó phân bố đậm đặc, thì dễ tách vết, nếu chúng nằm xa nhau, thì khó tách các hạt thuộc một vết khỏi các hạt của màng mờ

Các tính chất của nhũ tương chụp ảnh hạt nhân

Nhũ tương chụp ảnh hạt nhân khác với chụp ảnh bình thường ở chỗ, thứ nhất, kích thước nhỏ và mật độ lớn của các hạt tinh thể trong gelatin, thứ hai, độ dày của lớp nhạy lớn và thứ ba, độ nhạy cao, nghĩa là năng lượng cần tiêu hao để tạo ra ảnh ẩn trong hạt tinh thể riêng biệt nhỏ

Kích thước nhỏ của hạt tinh thể và sự gần nhau của các hạt tinh thể lân cận là cần thiết để phân lập một cách tin cậy các hạt tinh thể, vốn thuộc vết của hạt đã hiện ảnh, khỏi các hạt tinh thể của màng mờ, vốn tản mạn không trật tự trong thể tích nhũ tương Các hạt tinh thể càng nhỏ và chúng càng gần nhau, thì mức cho phép theo không gian của nhũ tương càng tốt và càng dễ tách biệt các vết thuộc các hạt khác nhau, và càng dễ phân tích biến cố phức tạp với sự tham gia của nhiều hạt Kích thước của các hạt tinh thể trong các nhũ tương chụp ảnh hạt nhân nằm trong khoảng từ 0,05 đến 0,4 µm, tùy thuộc vào chức năng của nó Hàm lượng bạc bromua trong nhũ tương chụp ảnh hạt nhân cao hơn đáng kể

so với trong nhũ tương chụp ảnh bình thường và chiếm gần 80% khối lượng

Đương nhiên là cần có các lớp nhũ tương chụp ảnh hạt nhân có độ dày lớn, bởi vì lớp càng dày thì phần quãng chạy thu gọn trong lớp đó càng lớn (hoặc quãng chạy càng lớn), và có thể xác định các đặc tính của hạt càng chính xác hơn Độ dày của các lớp nhũ tương chụp ảnh hạt nhân lớn hơn độ dày của các lớp nhũ tương chụp ảnh bình thường hàng trăm lần, và đạt đến 1000 µm Các quãng chạy của các proton có năng lượng 10 MeV hoặc các quãng chạy của các hạt α có năng lượng 40 MeV đều thu gọn hoàn toàn trong lớp có độ dày như vậy Độ dày lớn của lớp nhũ tương đòi hỏi cách hiện ảnh đặc biệt, có khả năng bảo đảm hiện đều theo chiều sâu Đạt được độ đồng đều như vậy bằng cách sử dụng các thuốc hiện tác động chậm có thời gian hiện lớn hơn nhiều so với thời gian khuếch tán thuốc hiện trong lớp nhũ tương, hoặc sử dụng thuốc hiện, mà tác động hóa học của nó khi nhiệt độ thấp được làm chậm nhiều hơn so với tốc độ khuếch tán của

nó được làm giảm Trong trường hợp này người ta thấm ướt nhũ tương ở nhiệt độ thấp và hiện ảnh ở nhiệt độ cao hơn

Khi ghi các hạt mang điện có thể làm tăng độ dày hiệu dụng của lớp nhũ tương lên vài lần, sau khi bố trí lớp nhũ tương dưới một góc so với chùm hạt Điều đó không thể làm được, nếu cần đo các đặc tính các vết của các hạt mang điện xuất hiện trong chính lớp đó, khi chiếu nó bằng các hạt trung hòa Một ví dụ đặc trưng – đo phổ nơtron có năng lượng vài MeV theo proton giật lùi, vốn xuất hiện khi tán xạ nơtron trên các hạt nhân hydro luôn sẵn có trong nhũ tương

Cách tăng độ dày hiệu dụng khác của lớp nhũ tương – sử dụng các buồng nhũ tương, nghĩa là một tổ hợp các lớp có độ dày hàng trăm micromet mỗi lớp, được sắp xếp lớp này trên lớp kia Sau khi chiếu, mỗi lớp đều được hiện riêng Độ dày tổng cộng của các lớp có thể đến hàng chục centimet

Khó khăn chủ yếu trong việc sử dụng các buồng như vậy là ở sự phức tạp của việc đồng nhất hóa các vết của các hạt chuyển từ lớp này sang lớp khác

Đã nghiên cứu và áp dụng các phương pháp khác nhau đưa mạng tọa độ vào tất cả các lớp, ví dụ, bằng chùm ánh sáng hẹp

Độ nhạy cao của nhũ tương là đặc biệt quan trọng khi ghi các hạt có những mất mát ion hóa thấp, khi năng lượng truyền cho hạt tinh thể nhỏ Các nhũ tương chụp ảnh

hạt nhân được đặc trưng bởi ngưỡng nhạy, ngưỡng này được định nghĩa là giá trị trung bình của năng lượng tối thiểu, mà hạt trong hạt tinh thể cần mất để tạo ra trong đó ảnh ẩn Ngưỡng nhạy của các nhũ tương chụp ảnh hạt nhân dao động từ 0,2 đến 20 keV, tùy thuộc vào dạng nhũ tương

Tất cả các nhũ tương được chia làm ba dạng:

1 Các nhũ tương độ nhạy thấp, dùng để ghi các hạt ion hóa mạnh có mất mát năng lượng dưới 500 MeV/(g.cm2) (các mảnh vỡ phân hạch, các ion nhiều điện tích);

2 Các nhũ tương độ nhạy cao, có khả năng ghi các vết của các hạt có những mất mát năng lượng dưới 20 MeV (g/cm2) (các proton có năng lượng khoảng dưới 50 MeV);

3 Các nhũ tương độ nhạy cao, ghi các vết của các hạt có ion hóa nhỏ nhất

Trong các nhũ tương chứa chủ yếu ba nhóm nguyên tử xa nhau về khối lượng nguyên

tử – H; C, N, O; Ag, Br – khi lượng S, I, Au rất không đáng kể Thành phần nguyên tố của các nhũ tương khác nhau hầu như là một, nghĩa là về mặt các tương tác hạt nhân thì tất cả các nhũ tương đều gần như nhau Thành phần của một trong số các nhũ tương chụp ảnh hạt nhân khi độ ẩm 58% được đưa ra trong bảng 8.3 Nhũ tương như vậy có mật độ 3,89 g/cm3, tổng các nguyên tử trong một đơn vị thể tích 7,82.1022 cm-3, số nguyên tử trung bình 13,6 và khối lượng nguyên tử trung bình 30

B ảng 8.3 Thành phần điển hình của nhũ tương chụp ảnh hạt nhân

Mật độ, g/cm3 1,83 1,36 0,005 0,05 0,28 0,087 0,28 0,02

Có thể tính được đại lượng đặc trưng cho các tương tác hạt nhân trong nhũ tương – tiết diện hạt nhân trên 1 g nhũ tương, nếu biết các tiết diện riêng phần Một cách gần đúng (đúng cho các năng lượng lớn của các hạt đang bay) có thể sử dụng tiết diện hình học, và khi đó các nguyên tố nặng sẽ cho gần 70% tiết diện toàn phần

Sự phụ thuộc mật độ của các hạt tinh thể bạc đã hiện ∆N/∆x trong vết của hạt vào

dE /dx (hình 8.7) là đặc tính cơ bản của nhũ tương, vốn quyết định khả năng tách riêng

các hạt có những mất mát năng lượng riêng khác nhau trên một đơn vị đường đi Khả năng phân biệt các hạt có những mất mát năng lượng riêng khác nhau phụ thuộc vào độ dốc của đường cong, còn việc phân biệt tốt nhất sẽ đạt được trên đoạn thẳng của đường cong Giá trị tuyệt đối của hàm này căn bản phụ thuộc vào dạng nhũ tương (chủ yếu vào kích thước của hạt tinh thể trong đó) và cường độ của quá trình hiện ảnh Nếu những mất mát năng lượng riêng của hạt dọc theo vết lớn hơn giá trị ngưỡng nào đó, thì ảnh ẩn được tạo ra trong tất cả các hạt tinh thể nằm trên đường đi của hạt và số các hạt tinh thể đã hiện ảnh trên một đơn vị đường đi ∆N/∆x trở nên bằng số tất cả các hạt tinh thể trên một đơn

vị đường đi Trong trường hợp đó, mật độ của các hạt tinh thể đã hiện ảnh không phụ

thuộc vào dE/dx – thấy có hiệu ứng bão hòa, hiệu ứng này xuất hiện khi ∆N/∆x ≈ 200 hạt

tinh thể trên 100 µm quãng chạy Khi giảm dE/dx, một phần các hạt tinh thể do các thăng

giáng mất mát năng lượng trong hạt tinh thể mà trở nên không được hiện ảnh Trong dải

nào đó (thường trong khoảng 30 – 100 hạt tinh thể trên 100 µm quãng chạy), ∆N/∆x hầu

như có quan hệ tuyến tính với mất mát năng lượng riêng Khi mật độ các hạt tinh thể đã hiện ảnh rất nhỏ, vết của hạt trở nên khó phân biệt trên phông của các hạt tinh thể của màng mờ Mật độ tối thiểu của các hạt tinh thể, mà vẫn có thể tách ra, phụ thuộc vào dạng lớp nhũ tương, công nghệ chế tạo, các điều kiện chiếu,… và gần bằng 10 – 20 hạt tinh thể trên 100 µm quãng chạy

Hình 8.7 Sự phụ thuộc mật độ của

các hạt tinh thể đã hiện ảnh vào

những mất mát riêng năng lượng:

A – mật độ tối thiểu của các hạt tinh

thể trong vết, được phân biệt tốt trên

phông các hạt tinh thể của màng mờ;

ze2/ђ, cần tính đến sự thay đổi điện tích khi hãm Tuy nhiên những thay đổi khó kiểm soát của mật độ và thành phần (độ ẩm) của nhũ tương trong quá trình xử lý chúng buộc hầu như luôn luôn phải dùng đến việc hiệu chỉnh các nhũ tương, nghĩa là chiếu chúng bằng các hạt ion hóa có các đặc tính đã biết, và sử dụng các vết của chúng để làm “chuẩn”

Những đặc tính của các vết của các hạt trong nhũ tương ảnh để chụp hạt

nhân Quãng chạy Trong nhũ tương, quãng chạy của hạt mang điện bất kỳ nào cũng là

thông số được đo chính xác nhất Tuy nhiên tồn tại những khó khăn khi đo nó Những khó khăn là kết quả của việc, những phép đo được tiến hành trong nhũ tương hiện, nghĩa

là trong môi trường đã bị biến dạng nhiều và khác với môi trường mà vết lần đầu tiên được tạo ra

Những sai số xuất hiện khi đo các độ dài vết có thể thuộc hai nhóm: 1) có liên quan đến

sự thay đổi các tính chất của môi trường khi xử lý các nhũ tương (co ngót, độ ẩm không đều,…) và 2) có liên quan đến sự cần thiết phải phục hồi quãng chạy trung bình thực theo các hình chiếu đo được của các vết riêng biệt (những sai số của các số đếm, những sai số của hạt tinh thể cuối cùng*, …) Trong đa số các trường hợp, có thể làm cho những sai số thuộc nhóm thứ nhất trở nên nhỏ đáng bỏ qua khi hiệu chỉnh trước các nhũ tương bằng các hạt có những đặc tính đã biết Những sai số thuộc nhóm thứ hai trung bình không

* Rõ ràng là, không thể đo quãng chạy của hạt với sai số nhỏ hơn kích thước của hạt tinh thể và khoảng cách giữa hai hạt tinh thể liền kề, mà chúng luôn thăng giáng

vượt quá một phần trăm Ngoài ra, do những thăng giáng mất mát năng lượng mà các quãng chạy của các hạt đơn năng lượng được phân bốxung quanh quãng chạy trung bình

Độ tản mạn của các quãng chạy được mô tả bằng phân bốGauss với độ rộng điểm nửa độ cao 1 – 2% Chẳng hạn, đối với các proton có năng lượng 1 MeV, ∆R/R≈ 2%, còn đối với các proton có năng lượng 100 MeV, ∆R/R≈ 1,2%

M ật độ các hạt tinh thể hiện ảnh trong vết Nếu quãng chạy của hạt được quyết

định bởi năng lượng toàn phần, thì sự đen lại quan sát được dọc theo vết (mật độ các hạt

tinh thể trên một đơn vị độ dài ∆N/∆x) chỉ phụ thuộc vào năng lượng bị tiêu hao cho ion hóa trong các hạt tinh thể bạc halogenua Khi xác định ∆N/∆x tốt nhất là chọn vùng phụ thuộc tuyến tính của ∆N/∆x vào dE/dx (vùng phân biệt tốt nhất trên hình 8.7) Có thể bảo

đảm những điều kiện như vậy bằng cách chọn các nhũ tương có độ nhạy thích hợp

Tán x ạ nhiều lần của các hạt Khi đi qua độ dày nhất định của nhũ tương, hạt lệch

khỏi hướng ban đầu một góc α do nhiều lần lệch đi những góc nhỏ trên những nguyên tử khác nhau trong lớp nhũ tương Từ lý thuyết suy ra biểu thức gần đúng sau đây cho góc tán xạ bình phương trung bình*:

α =bz l / (pv), (8.19)

ở đây p, v, z – xung, vận tốc và điện tích của các hạt; b – hằng số tán xạ Đối với nhũ

tương đã cho b được xác định bằng đo đạc thực nghiệm góc α đối với các hạt có p, v, z đã biết Một cách gần đúng, đại lượng b bằng 25 độ.MeV/(100 µm)1/2 Sự phụ thuộc của α vào năng lượng đối với các proton được trình bày trên hình 8.8 Khi tăng năng lượng proton, α giảm và như vậy, tăng sai số xác định các đặc tính của hạt Để giảm sai số ∆α/α xuống 10 – 15%, cần đo α trên quãng đường khoảng 0,1 cm khi năng lượng proton 20 MeV và trên quãng đường 1,5 cm khi năng lượng proton 20 MeV

Hình 8.8 Sự phụ thuộc góc tán xạ

trung bình của proton trong nhũ tương

vào năng lượng của chúng (độ dày

lớp nhũ tương 100 µm)

Số điện tử-δ trên một đơn vị quãng đường Không chỉ hạt sơ cấp gây ra ion hóa

trong nhũ tương Một phần các hạt tinh thể tạo ra ảnh ẩn do ion hóa thứ cấp bởi các điện tử-δ

số điện tử-δ có năng lượng cần thiết ít hơn nhiều so với các hạt nhiều-điện tử Có thể tách các vết của các điện tử-δ ở gần vết của hạt, nếu trong vết của điện tử-δ có một số hạt tinh

thể hiện ảnh Tổng số các điện tử-δ có năng lượng lớn hơn E e trên 1 cm, vốn được hạt có điện tích z và vận tốc v tạo ra, được cho bởi biểu thức (2.20) Đối với nhũ tương có thành phần chuẩn số điện tử-δ trên 100 µm quãng chạy của hạt

Nδ100 =92,7z2/β2)[1/E e−1/ (2mβ2)], (8.20)

ở đây, như thường lệ, m – khối lượng nghỉ của điện tử, keV; Ee – năng lượng của điện tử, keV Số điện tử-δ ước tính cho phép xác định các đặc tính của hạt mang điện, khi mật độ của các hạt tinh thể lớn đến mức chúng nhập vào nhau thành vết đen đậm

Độ tin cậy thống kê nhỏ là nhược điểm chủ yếu của phương pháp tính toán điện tử-δ Chẳng hạn, đối với các vận tốc lớn, mật độ các điện tử-δ có năng lượng lớn hơn 15 keV tiến gần đến giá trị không đổi 0,2 trên 100 µm quãng đường đối với các proton Khi

E e = 15 keV, 3 – 4 hạt tinh thể hiện ảnh được tạo ra dọc theo vết của điện tử-δ

8.4 Các detector tia lửa các hạt mang điện

Nguyên tắc hoạt động Trong vật lý năng lượng cao sử dụng rộng rãi buồng tia

lửa và một phương án đã được hoàn thiện của nó – buồng cột sáng (streamer chamber),

mà nhờ nó nhiều nghiên cứu quan trọng đã được thực hiện Trong các buồng đó, các hạt tạo ra một đường tia lửa, và đường này được ghi trong các giai đoạn phát triển khác nhau Buồng tia lửa gồm một tổ hợp các điện cực phẳng nằm trong khí, diện tích bề mặt của chúng có thể đạt đến vài mét vuông Sau khi hạt ion hóa đi qua buồng tia lửa, trên các điện cực của nó có điện áp dạng xung với biên độ hàng chục và hàng trăm kilovolt, kéo dài 10-8 – 10-7 s Các điện tử được hạt ion hóa tạo ra gần quỹ đạo của nó sẽ được gia tốc bởi điện trường và làm cho khí phát sáng ở gần vết Vết phát sáng của hạt được chụp ảnh hoặc ghi lại bằng phương pháp khác nào đó, ví dụ, theo hiệu ứng âm học Trong các buồng, thường gọi là các buồng tia lửa không phim hoặc các buồng tia lửa dạng dây, mà trong đó để ghi vết, các phương pháp chụp ảnh không được sử dụng, các điện cực phẳng, đặc được đặt xen kẽ với các điện cực được chế tạo ở dạng các dây song song với nhau và cách nhau gần 1 mm Thông tin dạng xung điện được lấy từ các dây, mà trên đó điện tích

bị chập mạch Sau đó những số liệu đã nhận được về các số thứ tự của các dây đã hoạt động được ghi vào bộ nhớ của máy tính điện tử, nó tái tạo quỹ đạo của hạt và đồng nhất biến cố

Buồng tia lửa được tạo ra trên cơ sở của loại detector cũ – ống đếm tia lửa, gồm hai điện cực phẳng, có điện áp cao luôn đặt trên chúng Nhưng nó đến nay vẫn còn giữ được giá trị của mình như một dụng cụ có thời gian trễ tín hiệu rất nhỏ so với thời gian xuất hiện ion hóa trong vùng nhạy của ống đếm Điểm chung của cả hai detector chính là

cơ chế xuất hiện và phát triển quá trình đánh xuyên trong khoảng giữa các điện cực khi hạt ion hóa đi qua

Cơ chế đánh xuyên trong khí giữa hai điện cực phẳng Theo định nghĩa, phóng

điện tia lửa – quá trình không thuận nghịch không bền vững của việc chuyển từ một giá trị dòng điện này sang một dòng điện khác giữa hai điện cực Và quá trình đánh xuyên giữa hai điện cực trong khí là một trong số các dạng phóng điện tia lửa Dòng điện ở thời điểm đầu khi đánh xuyên như vậy bằng không, còn ở cuối quá trình chuyển tiếp đó – bằng dòng của hồ quang hoặc dòng phóng nhỏ, nếu công suất nguồn điện bị hạn chế

Khi đánh xuyên, nồng độ các ion và các điện tử cao tới mức, các yếu tố không tuyến tính trở thành các yếu tố quyết định sự phát triển của quá trình, ví dụ, những thay đổi cục bộ của cường độ điện trường ngoài dưới ảnh hưởng của điện tích khối Quang ion hóa – các hiệu ứng quang trên các nguyên tử khí, vốn do các photon được các nguyên tử

bị kích thích và các ion phát ra, gây ra chính là quá trình cơ bản tạo điều kiện phát triển quá trình đánh xuyên và lan truyền tia lửa trong khí giữa các điện cực Để có quang ion hóa, năng lượng của photon cần phải lớn hơn thế ion hóa, điều này là có thể trong trường hợp: a) nếu khoảng giữa các điện cực được điền đầy hỗn hợp các khí có thế ion hóa và kích thích khác nhau (ví dụ, hỗn hợp argon và hơi rượu) và b) khi kích thích các mức sâu nguyên tử của cùng một loại khí Tiết diện hấp thụ của các photon đó cao – cỡ 10-17 cm2, tương ứng với độ dài quãng chạy tự do, vốn nhỏ hơn 10-2 cm, ở áp suất bình thường, trước khi hấp thụ

Khi xét sự phát triển của quá trình đánh xuyên giữa các điện cực, có thể chia quá trình đó thành các giai đoạn sau: 1) thành hình và phát triển thác điện tử; 2) thành hình sự phóng điện; 3) chính quá trình phóng điện Để phân tích hoạt động của các detector tia lửa, giai đoạn thứ hai là đặc biệt quan trọng

Giai đoạn phát triển thứ nhất của quá trình đánh xuyên trong khoảng phóng điện giữa hai điện cực phẳng, cũng chính là khoảng không gian có cường độ điện trường không đổi E , trùng với quá trình phát triển thác điện tử trong các ống đếm tỷ lệ dạng trụ

và ống đếm Geige (xem chương 5) Bản chất của nó là, khi chuyển động trong điện trường có cường độ E cao, các điện tử nhận được năng lượng đủ để ion hóa các phân tử

trung hòa và kích tạo thác điện tử Số điện tử trong thác được mô tả bằng công thức n =

n0 exp (αx), ở đây α – hệ số, phụ thuộc vào áp suất, cường độ điện trường và các tính chất của khí; x – khoảng cách dọc theo trường từ điểm xuất hiện ion hóa sơ cấp Thác điện tử

có dạng hình nêm, tròn đầu (do khuếch tán các điện tử) Thời gian đặc trưng phát triển thác – hàng chục nano giây

Trong giai đoạn thứ hai, sự phát triển phóng điện diễn ra khác nhau trong ống đếm dạng trụ và trong ống đếm có hai điện cực phẳng Phóng điện giữa hai điện cực phẳng khi cường độ E đủ lớn có thể phát triển nhanh hơn nhiều so với trong ống đếm dạng trụ, nếu xuất hiện các điều kiện, mà khi đó, trong lúc hình thành đánh xuyên tia lửa, quá trình quang ion hóa các phân tử trong các lớp khí gần kề vùng thác chiếm giữ có ý nghĩa chính – cơ chế, không liên quan với việc chuyển động chậm chạp của các ion nặng đến điện cực Ta sẽ mô tả cơ chế đó

Các điện tử và ion trong thác điện tử càng nhiều, thì trường ngoài càng bị lệch mạnh do điện tích không gian của thác Mức độ lệch này đặc biệt mạnh ở đầu thác Điện trường riêng của thác Es có hướng ngược với điện trường ngoài Vì vậy, Es càng lớn thì α

càng nhỏ và thác phát triển càng chậm Nếu thác dịch chuyển qua một khoảng cách lкр, trong khi Es gần bằng cường độ điện trường ngoài, thì sự phát triển của thác hoàn toàn

chấm dứt Điện tích không gian của nó khi đó bằng en0 exp (αlкр) Sự phát triển phóng điện phụ thuộc vào việc, liệu thác có kịp đạt đến giá trị tới hạn lкр khi đi qua khoảng giữa

hai điện cực hay không Khi khoảng phóng điện d và áp suất khí p nhỏ, khi không thể đạt

được giá trị lкр, thì việc phát triển tiếp theo của quá trình phóng điện sẽ liên quan đến việc

chuyển động của các ion dương tới âm cực và việc bứt các điện tử mới ra khỏi nó, nghĩa

là, sẽ diễn ra trong khoảng thời gian cỡ hàng chục micro giây Khi các giá trị pd lớn, và

đương nhiên là khi E đủ lớn, thác điện tử sẽ đạt đến kích thước tới hạn ở mật độ ion trong đó cỡ 1012 cm-3 bên trong khoảng phóng điện, và quá trình đánh xuyên diễn ra nhanh hơn nhiều – trong khoảng thời gian cỡ hàng chục nano giây Đó là do, phía trước thác điện tử và phía sau nó, cường độ điện trường tăng lên đột biến, bởi vì, vì việc phân chia không phận của các ion dương và các điện tử trong thác mà hình thành lớp kép các điện tích trái dấu Trong trường cục bộ mạnh đó, các quang điện tử, vốn được các photon

từ thác chính tạo ra trong các lớp khí gần kề thác, tự mình tạo ra các thác thứ cấp con cháu, các thác này sau đó sẽ nhập vào thác chính Việc tạo thác con cháu ở hướng trục của thác chính là có xác suất lớn hơn cả, nghĩa là ở nơi mà điện tích không gian làm tăng điện trường ngoài và cường độ của nó là cực đại Kết quả là, điện tích không gian lan truyền dọc theo trường, hướng về phía âm cực và hình thành platma Quá trình hình thành và phát triển theo hướng tới âm cực của kênh platma ion hóa mạnh này được gọi là

dòng su ối dương Đồng thời với nó cũng phát triển dòng suối âm, bởi vì đầu thác điện tử

chuyển dịch về phía cực dương, còn điện tích khối trong đó tăng lên cũng do quá trình ion hóa của các lớp khí gần kề bởi các photon từ thác chính và sự tạothác con cháu Tốc

độ di chuyển của các dòng suối lớn hơn đáng kể so với tốc độ di chuyển của các thác Đó

là do, thứ nhất, trong quá trình lan truyền các dòng suối thì quá trình quang ion hóa diễn

ra nhanh là đóng vai trò quyết định và thứ hai, sự khuếch tán các điện tử trong đầu dòng suối xảy ra trong trường có cường độ cao hơn cường độ trung bình Sự phát triển của các dòng suối dương và âm được trình bày trên hình 8.9 Rõ ràng là, việc xuất hiện dòng suối chỉ có thể trong trường hợp, khi do sự phát triển của thác thứ nhất mà hình thành ít nhất

là một quang điện tử có khả năng gây ra thác thứ cấp Tồn tại một điều kiện thực nghiệm chuyển thác thành suối:

Hình 8.9 Các sơ đồ phát triển của các dòng suối dương (a) và âm (b)

Hình 8.10 Sự phụ thuộc của thời gian hình thành phóng điện tia lửa vào cường độ điện trường trong khoảng không khí

Trong giai đoạn cuối, sau khi chập các dòng suối của khoảng giữa các điện cực với nhau, do ion hóa mạnh bên trong và bên ngoài khoảng đó, kênh tia lửa chứa đầy platma nhiệt độ cao Trong kênh đó, nhờ có năng lượng của điện trường ngoài mà một năng lượng rất lớn tỏa ra (gần 1J trên 1 cm độ dài kênh), nhiệt độ khí trong kênh tăng đột biến, bản thân kênh được mở rộng và xuất hiện sóng va đập Để ghi hiện tượng xuất hiện tia lửa và vị trí xuất hiện nó có thể sử dụng không chỉ việc chiếu sáng kèm theo đánh xuyên như thường làm, mà còn cả tín hiệu âm thanh

Do các thăng giáng của việc phát triển các dòng suối, vốn xuất hiện trong trường rất không đồng nhất của điện tích không gian, mà hướng phát triển của hiện tượng đánh xuyên có thể thay đổi đối với cùng một dòng suối hoặc thậm chí có thể xuất hiện sự phân nhánh phóng điện Việc phát ra tia lửa hoặc phân nhánh phụ thuộc vào cường độ quang ion hóa, nghĩa là vào dạng khí, áp suất khí, sự có mặt của các tạp chất, v.v

Ống đếm tia lửa có nguồn cấp điện cố định Ống đếm tia lửa gồm hai điện cực

phẳng nằm song song trong khí, giữa chúng luôn luôn có điện áp cao đặt lên Sự phát triển phóng điện trong hệ đó diễn ra nhanh hơn nhiều so với trong ống đếm có sợi mảnh (âm cực), do việc tạo dòng suối Khi thế trên các tấm đủ lớn, quá trình ion hóa va đập đã được bắt đầu sẽ được hoàn tất bởi việc đánh xuyên tia lửa, vốn thường đi kèm với âm thanh nghe rõ Mắt thường thấy được tia lửa sáng, tách biệt rõ nét gần nơi hình thành ion hóa sơ cấp, có thể dễ dàng chụp ảnh Xung điện áp xuất hiện khi phóng điện trong ống đếm được ghi mà không cần bất cứ thiết bị khuếch đại nào, bởi vì biên độ của nó bằng vài ngàn volt

Ưu thế cơ bản của các ống đếm tia lửa so với các ống đếm có sợi mảnh – độ trễ phóng điện nhỏ so với thời điểm xuất hiện ion hóa trong khoảng giữa các điện cực, đó là

do điện trường trong ống đếm có các điện cực phẳng song song luôn không đổi trong toàn bộ thể tích và thác điện tử có thể bắt đầu ở điểm bất kỳ nào giữa các tấm điện cực Khoảng thời gian giữa lúc xuất hiện hạt ion hóa và lúc ghi nó dưới 10-9 s Khi cường độ điện trường rất lớn và khoảng giữa các điện cực được điền đầy hỗn hợp các khí argon-hơi rượu, có thể nhận được xung từ ống đếm có mặt trước kéo dài khoảng 10-10 s và các thăng giáng độ kéo dài mặt trước khoảng 10-11 s

Cần lưu ý rằng, các ống đếm tia lửa có thể được gọi là các ống đếm nhanh chỉ ngụ ý thời gian chậm phóng điện trong đó nhỏ so với thời điểm hạt mang điện đi qua Sử dụng chúng để ghi các dòng mạnh của hạt mang điện là không thể, do thời gian chết lớn (cỡ

10-3 s), bởi vì sau mỗi lần phóng điện từ ống đếm cần triệt thoái điện áp để phục hồi các điều kiện làm việc ban đầu Cũng như trong các ống đếm có sợi mảnh, có thể làm giảm điện áp trên các điện cực sau khi phóng điện, nếu mắc nối tiếp bộ điện trở dập tia lửa lớn với nguồn cấp hoặc sử dụng sơ đồ dập tia lửa đặc biệt Để tránh tạo ra các điện tử mới khi trung hòa các ion dương trên âm cực, người ta điền khí trơ có bổ sung chất hữu cơ đầy ống đếm Thời gian chết tăng lên khi tăng diện tích các điện cực, bởi vì khi đó điện dung của ống đếm tăng lên, và tương ứng là năng lượng tỏa ra trong mỗi lần phóng điện cũng

tăng lên Công suất của tia lửa càng cao, thì thời gian cần để phục hồi trạng thái làm việc càng lớn Chủ yếu là do nguyên nhân đó mà diện tích các điện cực trong ống đếm có nguồn cấp cố định không vượt quá vài chục centimet vuông Công suất phóng điện lớn quyết định cả tuổi thọ ngắn của các ống đếm không được thay khí Sau 104 – 108 xung, cần làm sạch và lại điền đầy khí cho ống đếm

Nếu khoảng cách giữa các điện cực trong ống đếm phẳng nhỏ, còn áp suất khí không lớn, thì hạt mang điện cũng có thể không gây ra phóng điện khi đi qua khoảng phóng điện, nói cách khác, hiệu quả ghi hạt mang điện (theo đánh xuyên), vốn được xác định bằng số tối thiểu các cặp điện tử-ion ban đầu cần thiết để tạo ra đánh xuyên, phụ

thuộc vào quá áp ∆U, vốn bằng hiệu số giữa điện áp thực trên ống đếm và điện áp bắt đầu

đếm, và tiến tới một khi ∆U > 1 kB Khi ∆U nhỏ, việc xuất hiện các điện tử trong vùng nhạy của ống đếm có thể chỉ dẫn đến việc hình thành thác điện tử mà nó không ghi được

Sự phụ thuộc của hiệu suất ghi vào ∆U được trình bày trên hình 8.11 Việc tăng hiệu quả ghi khi tăng ∆U có liên quan đến tăng thừa số α trong biểu thức (8.21) Các đặc tính đếm

của các ống đếm tia lửa nói chung giống như các đặc tính của các ống đếm có sợi mảnh Trong các ống đếm tốt nhất, độ rộng vùng phẳng đạt đến vài kilovolt, khi khoảng cách giữa các điện cực là vài milimet

Hình 8.11 Hình 8.12

Hình 8.11 Sự phụ thuộc của hiệu suất ghi của ống đếm tia lửa vào quá áp

Hình 8.12 Sơ đồ cấu trúc của ống đếm tia lửa có nguồn cấp dạng xung:

1 – ống đếm tia lửa; 2 – các ống đếm điều khiển; 3 – mạch trùng phùng; 4 – nguồn điện áp dạng xung do mạch trùng phùng phát ra; 5 – các quỹ đạo của hạt

Để ống đếm hoạt động tin cậy, nghĩa là không có các phóng điện giả, cần làm sạch

kỹ bề mặt và các cạnh của các điện cực và lắp đặt chúng cách đều nhau

Đã nghiên cứu và áp dụng các ống đếm đặc biệt để đếm các hạt α khi không có bức xạ β mạnh Trong đó cực âm là tấm kim loại, còn cực dương ở dạng sợi được kéo căng trên các tấm cách điện song song với âm cực ở khoảng cách 1,5 – 2 mm Ống đếm thường hoạt động trong không khí ở áp suất khí quyển Trong ống đếm, hạt α ion hóa mạnh gây ra tia lửa, còn hạt β ion hóa yếu thì không

Ống đếm tia lửa có điều khiển Những khả năng mới về chất lượng của các ống

đếm tia lửa xuất hiện sau khi sử dụng nguồn cấp dạng xung (hình 8.12) Điện áp cao áp trên các điện cực chỉ trong trường hợp, khi hạt cần thiết đã đi qua các ống đếm đang khởi động

Tín hiệu cung cấp điện áp dạng xung có thể đến không phải từ các ống đếm đang khởi động, mà từ một máy phát tín hiệu bất kỳ, ví dụ, từ máy khuếch đại xung của các hạt Trong sơ đồ đấu nối này, ống đếm tia lửa đã không phải là ống đếm tất cả các hạt đi qua như ống đếm tia lửa có các điện cực phẳng song song có nguồn cấp điện cố định thông thường Nhờ nó, theo vị trí xuất hiện tia lửa có thể xác định vị trí hạt được tách ra sớm hơn đi qua

Ngoài các xung điện áp cao trên các điện cực của ống đếm, còn cấp vào một điện

áp không đổi, không lớn, cần thiết để tạo ra trường “làm sạch” trong khoảng khí, trường này thu dọn các ion và các điện tử còn lại sau phóng điện Nếu các ion và điện tử đó không được đẩy ra, thì khi cấp xung tiếp theo lên các điện cực, việc đánh xuyên có thể xuất hiện không phải hoàn toàn ở vị trí hạt mang điện đi qua Sau khoảng thời gian nào

đó (thời gian chết τм), khi tất cả các ion và điện tử được quét khỏi khoảng giữa các điện cực thì ống đếm trở về trạng thái ban đầu và vị trí đánh xuyên lại sẽ được xác định bằng

vị trí hạt mang điện đi qua Giá trị đặc trưng của τм – vài mili giây Ống đếm có điều khiển, về bản chất, chính là buồng tia lửa đơn giản nhất cho phép tách biệt vị trí và xác định thời gian hạt mang điện đi qua Ta sẽ xem xét hoạt động của nó và đưa ra một số khái niệm được sử dụng khi nhận xét các tính chất của các buồng tia lửa

Để điều khiển ống đếm bằng các hạt đã đi qua vùng nhạy của nó, cần có “bộ nhớ”

Th ời gian nhớ τп là thời gian, mà trong khoảng đó trong khoảng đánh lửa vẫn giữ nguyên được các điện tử có khả năng kích tạo phóng điện Về giá trị bằng số, nó bằng chính thời gian chậm có xung điện áp cao trên các điện cực của ống đếm so với thời điểm hạt mang điện bay giữa các điện cực, khi đó xác suất gây ra phóng điện nhỏ hơn 2 lần so với khi cấp xung mà không có thời gian trễ Thời gian nhớ chủ yếu quyết định độ phân giải thời gian của ống đếm, vốn bằng tổng τп + τимп, ở đây τимп – thời gian kéo dài xung điện áp cao trên các điện cực Thời gian nhớ phụ thuộc chủ yếu vào dạng khí và giá trị điện áp làm sạch Giá trị τп có thể thay đổi từ vài phần micro giây đến hàng trăm micro giây

Những đặc tính thời gian tốt của ống đếm hoặc của buồng có được khi τп gần bằng thời gian chậm có xung cao áp τз Khi τп < τз thì hiệu quả ghi thấp, khi τп lớn thì detector

có khả năng cho phép theo thời gian xấu, nhiều vết do các biến cố khác thời điểm gây ra đều được ghi đồng thời và việc lý giải các ảnh chụp sẽ khó khăn hơn

Đặc tính quan trọng của ống đếm tia lửa có điều khiển – hiệu quả ghi các hạt mang điện đi qua khoảng khí, vốn bằng tỷ số giữa số hạt được ghi và số hạt đã đi qua ống đếm Đối với buồng nhiều điện cực có thể nói về hiệu quả của từng khoảng đánh lửa riêng biệt Khác với ống đếm tia lửa không điều khiển, mà hiệu suất ghi của nó chỉ phụ thuộc vào các thông số của khí, các kích thước của khoảng đánh lửa và quá áp, hiệu suất ghi của ống đếm có điều khiển – hàm của thời gian nhớ và thời gian chậm cung cấp xung cao áp

Để đánh giá hiệu suất ghi của ống đếm có điều khiển (hoặc của khoảng đánh lửa của buồng tia lửa) ta giả định rằng, việc phóng điện xuất hiện mỗi lần, nếu vào thời điểm xuất hiện xung cao áp trên các điện cực của ống đếm mà trong khoảng giữa các điện cực có dù chỉ một điện tích tự do có khả năng gây ra thác điện tử Sau khi được hình thành, các ion

và điện tử trong khoảng giữa các điện cực sẽ trôi dạt về phía các điện cực dưới tác động

của điện trường làm sạch, khi đi qua khoảng cách l = wt, ở thời điểm xuất hiện xung cao

áp, ở đây t – thời gian tồn tại ion hoặc điện tử trong điện trường làm sạch trước khi xuất

hiện đánh xuyên; w – vận tốc trôi của ion hoặc điện tử trong điện trường Thời gian t

được cộng dồn cả thời gian trễ τз và thời gian tăng trưởng biên độ xung cung cấp đến giá trị đủ để phát triển dòng suối

Thông thường giá trị t gần bằng τз, và trong tính toán tiếp theo ta sẽ giả định t = τз Các điện tử có thể gây ra đánh xuyên, nếu chúng được hạt mang điện trong vùng

có kích thước dài d – lкр tạo ra, ở đây d – khoảng cách giữa các điện cực, bởi vì trong

trường hợp này chúng không kịp đến được điện cực trong thời gian trôi Một cách gần đúng, hiệu quả ghi hạt mang điện trong ống đếm

ε = − 1 exp[ ( − dE dx/ ) / (ρ W d−lкр )], (8.22)

ở đây ρ – mật độ khí; W – năng lượng tiêu hao để tạo ra cặp ion trong khí Không khó nhận thấy rằng, biểu thức này nhận được từ phân bố Poisson và biểu thị xác suất hạt

mang điện sinh ra dù chỉ một điện tử trong vùng có độ sâu d – lкр Giá trị ε rõ ràng nhỏ

hơn 1 khi d ≈ lкр và áp suất khí thấp Có thể tăng hiệu suất ghi, sau khi tăng, ví dụ, d,

nhưng điều đó không phải bao giờ cũng chấp nhận được

Buồng tia lửa Chỉ khác với ống đếm tia lửa có điều khiển là buồng có các kích

thước và số điện cực lớn hơn Trong phần lớn các trường hợp, buồng tia lửa là hệ thống các điện cực dạng tấm song song, được sắp xếp trong thể tích kín, vốn có thể điền đầy khí đến áp suất gần bằng áp suất khí quyển Các điện cực của buồng nối nhau cách từng cái một Một nhóm điện cực được nối đất, còn nhóm khác được cấp xung cao áp (10 – 20 kV) kéo dài gần 10-7 s Xung được cấp trong trường hợp, nếu hạt bay theo hướng đã định*đánh xuyên buồng tia lửa Xung được tạo ra nhờ hệ thống gồm các ống đếm điều khiển, các mạch trùng phùng và máy phát xung cao áp Kết quả là trong buồng xuất hiện các tia lửa dọc theo vết hạt, các tia lửa này được chụp ảnh từ một số góc độ Trên hình 8.13 đưa

ra sơ đồ buồng tia lửa và cho biết các đánh xuyên của các khoảng giữa các điện cực, quyết định quỹ đạo của hạt Diện tích các điện cực trong các buồng lớn có thể đến hàng chục mét vuông Các khoảng cách giữa các điện cực có thể thay đổi từ vài milimet trong buồng khe hẹp đến hàng chục centimet trong buồng khe rộng, chúng quyết định rất nhiều đến các tính chất của buồng

Hình 8.13 Sơ đồ buồng tia lửa khe hẹp:

1 – các điện cực của buồng; 2 – vỏ kín; 3 –

các ống đếm điều khiển; 4 – nguồn điện áp

Thời gian chết của buồng, đương nhiên là không thể nhỏ hơn thời gian chết của từng khoảng đánh lửa riêng biệt, vốn nhờ những biện pháp đặc biệt, ví dụ, chọn hỗn hợp khí điền đầy buồng, có thể giảm xuống đến 100 µs Trên thực tế, thời gian chết của toàn

bộ buồng thường bị hạn chế không phải bởi tốc độ phục hồi trạng thái ban đầu trong khoảng phóng điện, mà bởi tốc độ làm việc của những thiết bị phụ trợ (máy quay phim, nguồn cấp xung) Một số buồng tia lửa có khả năng ghi đến 1000 biến cố trong 1 s

Buồng lý tưởng cần có vùng phẳng trên đặc tính đếm rộng, thời gian nhớ gần bằng thời gian chậm có xung của nguồn cấp, và thời gian chết nhỏ Rất quan trọng là sao cho trong buồng có thể ghi được một số vết của các hạt đồng thời đi qua buồng Ngoài ra, đối với các buồng có các khoảng cách giữa các điện cực lớn thì quan trọng là tính đẳng hướng, nghĩa là việc phóng điện trong đó cần phát triển dọc theo vết của hạt mà không phụ thuộc vào góc giữa các hướng của vết và điện trường ngoài

Các đặc tính của buồng, ví dụ, thời gian nhớ, phụ thuộc rất nhiều vào các tính chất của khí trong buồng Thường chia thành các buồng không khí, thuộc loại đó có các buồng chứa không khí và argon, và các buồng có khí trơ

Buồng tia lửa không khí Các tính chất đặc biệt của loại buồng này được quyết

định do trong hỗn hợp khí công tác điền đầy buồng có khí âm điện – oxy Vì vậy, mọi buồng chứa hỗn hợp có khí âm điện đều gần giống về tính chất với buồng không khí Trong buồng tia lửa không khí, các điện tử được hạt mang điện tạo ra bị các phân tử oxy bắt rất nhanh – trong khoảng thời gian cỡ 10-8 s, tạo ra các ion âm Bởi vì τз luôn luôn lớn hơn đáng kể so với 10-8 s, nên vào thời điểm xuất hiện điện áp cao trên các điện cực sẽ không có các điện tử tự do trong khí Dọc theo vết của hạt mang điện chỉ tồn tại các ion nặng, chúng trôi chậm ra khỏi vết Thác và suối điện tử xuất hiện khi ion âm điện đã được gia tốc trong điện trường mạnh mất đi điện tử “thừa” do va chạm với các phân tử trung hòa Để bứt được điện tử từ phân tử oxy, cần một năng lượng gần 0,5 eV Ta sẽ tính toán cường độ điện trường E , cần để phát triển phóng điện trong buồng tia lửa không

khí Năng lượng Eср, mà ion nhận được khi chuyển động dọc trường trên độ dài quãng

chạy tự do λ, gần bằng eE λ Đối với không khí Eср ≈ E /p еV, ở đây E được tính bằng

V/cm, còn áp suất p – bằng Pa Như vậy để phát triển thác điện tử trong buồng tia lửa

không khí ở áp suất khí quyển cần E ≈ 50 kV/cm, giá trị này gần bằng cường độ thực của điện trường dạng xung trong các buồng tia lửa không khí

Buồng tia lửa không khí “nhớ” vết của hạt mang điện đến khi các ion âm chưa ra khỏi vị trí được sinh ra xa đến mức sẽ không có khả năng kích tạo thác và suối Bởi vì tốc

độ trôi của các ion âm nhỏ, nên thời gian nhớ trong các buồng có cơ chế nhớ ion là lớn và đạt đến hàng trăm micro giây Việc cấp xung cao áp trên các điện cực càng chậm, thì việc định vị sự phóng điện dọc theo vết hạt càng kém chính xác, do sự dịch chuyển các điện tích dưới tác động của điện trường Trong buồng tia lửa không khí, tính chính xác của việc định vị các tia lửa được quyết định không phải bởi việc trôi chậm của các ion âm,

mà bởi việc trôi nhanh của các điện tử trước khi chúng bị oxy bắt Độ dịch chuyển bình phương trung bình của điện tử gần bằng 2Dt , ở đây D – hệ số khuếch tán; t – thời gian sống trung bình trước khi bị dính (bắt) Khi D ≈ 103 cm2/s và t ≈ 10-8 s, độ dịch chuyển bình phương trung bình bằng khoảng 10-2 cm

Cần lưu ý rằng, trong buồng không khí khe hẹp nhiều điện cực, việc đánh xuyên phát triển theo hướng của điện trường ngoài và vết của hạt được phục hồi theo các điểm xuất hiện tia lửa trong từng khoảng giữa các điện cực Vị trí của các điểm đó cũng dịch chuyển khi trôi các điện tử

Một trong những nhược điểm của buồng tia lửa không khí – hiệu quả thấp khi ghi hai hoặc hơn hai hạt đồng thời đi qua cùng một khoảng phóng điện Việc giảm hiệu quả ghi có liên quan đến cơ chế nhớ ion Khi đồng thời tạo ion trong các điểm khác nhau của khoảng phóng điện, các suối xuất hiện vào các thời gian khác nhau do những thăng giáng đáng kể của thời gian bứt điện tử ra khỏi nguyên tử oxy Kết quả là, đánh xuyên đầu tiên làm giảm mạnh điện áp trên các điện cực, và xác suất các đánh xuyên tiếp sau trở nên nhỏ hơn đáng kể Trong một trong số các buồng đang hoạt động, xác suất xuất hiện hai tia lửa trong một khoảng đã giảm xuống đến 0,8 (ở một vết xác suất này gần bằng 1), còn

ba tia lửa – dưới 0,65 Nhược điểm căn bản thứ hai của các buồng tia lửa không khí – độ phân giải thời gian không cao bởi cơ chế nhớ ion

Các buồng tia lửa chứa các khí trơ Dạng phổ biến nhất trong số các buồng này

là các buồng có khoảng cách giữa các điện cực nhỏ Dòng suối trong các buồng đó xuất hiện ở vị trí hạt đi qua và lan truyền dọc theo hướng điện trường Cơ chế nhớ trong các buồng loại này là cơ chế điện tử, nghĩa là sự xuất hiện phóng điện là có thể cho đến khi các điện tử, chứ không phải các ion âm giống như ở các buồng không khí, vẫn còn trong khoảng giữa các điện cực Thời gian nhớ có thể thay đổi từ vài phần micro giây đến hàng chục micro giây tùy thuộc vào một số thông số: thành phần, áp suất khí, cường độ trường làm sạch, tuyến của xung điện cấp cao áp

Giá trị cực đại τп bị hạn chế bởi quá trình khuếch tán hoặc trôi điện tử từ vết hạt;

nó giảm đi khi tăng trường làm sạch và tăng lên khi thêm khí âm điện vào hỗn hợp khí

Trong buồng tia lửa có cơ chế nhớ điện tử, các thăng giáng theo thời gian bắt đầu của thác là nhỏ*, vì vậy việc ghi đồng thời một số vết là có thể mà không làm giảm rõ rệt _

* Tính đồng thời của việc bắt đầu phát triển thác và suối trong các điểm khác nhau của khoảng giữa các điện cực có nghĩa rằng, việc giảm rõ rệt điện áp trên các điện cực do tăng đột biến dòng phóng điện chỉ xảy ra sau khi việc phóng điện đã phát triển trong tất cả các điểm mà các hạt đã đi qua

hiệu quả ghi từng vết Tuy nhiên trong buồng loại này không thể ghi đồng thời được quá

4 – 6 vết, điều này rõ ràng là không đủ khi nghiên cứu các va chạm năng lượng cao, vốn không hiếm khi sinh ra một số lượng lớn các hạt thứ cấp

Buồng suối Chức năng cơ bản của buồng tia lửa – xác định các quỹ đạo của các

hạt, và từ quan điểm đó, buồng nhiều điện cực có khe hở nhỏ giữa các điện cực không thể bảo đảm độ chính xác thật cao, bởi vì trong buồng này việc phóng điện phát triển theo trường và độ chính xác của các phép đo các tọa độ của vết được quyết định bởi các khoảng cách giữa các điện cực Tuy nhiên, cố gắng để sao cho buồng tia lửa hoàn toàn là đẳng hướng là không thể, bởi vì trong buồng luôn tồn tại điện trường và như vậy, luôn tồn tại hướng bị tách ra Tuy nhiên có thể làm giảm đáng kể sự phụ thuộc của xác suất hình thành vết hạt vào góc giữa vết và hướng của điện trường

Các công trình nghiên cứu của các nhà khoa học Liên Xô đã tạo ra các buồng tia lửa có các khoảng đánh lửa lớn (50 cm và lớn hơn), trong đó việc phóng điện phát triển dọc theo vết hạt, mà không theo hướng của điện trường Những buồng như vậy được gọi

là các buồng suối Đặc điểm chính của buồng suối là việc ngắt tự nhiên quá trình phóng

điện trong khí trong giai đoạn phát triển dòng suối Phóng điện khi đó không làm chập các điện cực Vết hạt gồm một số vết sáng, mà độ dài của chúng có thể chỉ bằng vài milimet Bởi vì các kích thước của các dòng suối không lớn, các dòng suối có khả năng tái tạo các vết về mọi hướng, chứ không chỉ từ tấm này sang tấm khác Ngoài ra, trong buồng suối có thể ghi hầu như số lượng bất kỳ các vết xuất hiện đồng thời Độ rõ nét của các vết trong buồng loại này kém hơn nhiều Có thể đạt được độ đẳng hướng hoàn toàn, nếu ngắt được phóng điện trong giai đoạn có thác, tuy nhiên cường độ của vết trong trường hợp này trở nên nhỏ đến mức cần nhờ đến các bộ khuếch đại ánh sáng quang điện

tử để ghi vết

Các buồng tia lửa hoạt động trong chế độ phóng điện không hoàn toàn có một tính chất rất quý: ở chúng, độ sáng của các tia lửa riêng biệt là khác nhau đối với các hạt có khả năng ion hóa khác nhau, nghĩa là phụ thuộc vào ion hóa ban đầu Mức độ khác nhau phụ thuộc vào việc, việc phóng điện chấm dứt trong giai đoạn nào Điều đó xảy ra càng sớm thì sự khác biệt càng lớn Cả số lượng các dòng suối trên một đơn vị chiều dài và thậm chí cả độ dài của chúng cũng phụ thuộc vào ion hóa ban đầu Việc đánh giá định lượng các sự phụ thuộc đó khó ở chỗ, cả một số thông số (các tính chất của khí, tuyến

xung,…) cũng ảnh hưởng đến khả năng phân biệt các hạt theo dE/dx

Các buồng suối được điền đầy hỗn hợp các khí hiếm, thường là 90% neon và 10% hêli Có những yêu cầu đặc biệt đối với nguồn xung cao áp

Do tốc độ phát triển dòng suối cao (~ 108 cm/s), để bảo đảm ngắt phóng điện đúng lúc, thời gian kéo dài xung không được vượt quá 10-8 s khi biên độ là vài trăm ngàn hoặc thậm chí hàng triệu volt và tuyến xung 10-9 s, hơn nữa, thời gian chậm τз không được vượt quá 10-6 s Thời gian gần đây đã làm rõ rằng, các yêu cầu đối với các thông số của xung cao áp giảm đi một chút, nếu bổ sung hợp chất hydrocarbon vào khí chính trong buồng Khi đó cả độ sáng của vết cũng tăng lên

Khó khăn kỹ thuật cơ bản trong việc chế tạo các buồng suối là việc tạo ra các xung cao áp có các thông số yêu cầu Trong các máy phát xung cho các buồng suối, sử dụng hoặc là sự tích lũy các điện tích trong tụ và sau đó tụ phóng điện qua thiết bị phóng điện trực tiếp trên các tấm của buồng, hoặc ống là sự dẫn sóng đặc biệt, trong đó xung sẽ lan truyền từ máy phát cao áp với vận tốc ánh sáng Có thể thấy các thông số đặc trưng của buồng suối trong một trong số các buồng đang hoạt động Thể tích công tác có các kích thước: dài 2,3 m, rộng 1,5 m và cao 60 cm Máy phát xung cung cấp các xung đến 1,3.106

V, vượt quá 2 lần điện áp cần thiết để khởi động buồng Đối với các xung có biên độ 6.105 V thì dòng đỉnh là gần 2,6.104 A Nam châm 400 tấn có công suất 6 MV bao quanh buồng tạo ra từ trường 1,5 Tl

Có thể sử dụng buồng suối để dò tìm các hạt đang bay không chỉ từ bia bên ngoài buồng, mà còn từ bia đặt ngay trong buồng Bia trong buồng có thể sử dụng ở dạng, ví

dụ, ống rỗng đường kính nhỏ, mà qua ống đó chiếu chùm hạt sơ cấp đã chuẩn trực tốt, ví

dụ, chùm photon Có thể điền đầy bia-ống đó bằng bất kỳ khí nào: hydro, deutri, các