WWW.DISSERS.RU

БЕСПЛАТНАЯ ЭЛЕКТРОННАЯ БИБЛИОТЕКА

   Добро пожаловать!

Журнал технической физики, 2000, том 70, вып. 3 07;11;12 Электронная эмиссия, индуцированная рентгеновским излучением во вторично-эмиссионных пористых материалах © П.М. Шихалиев Физико-технический институт им. А.Ф. Иоффе РАН, 194021 Санкт-Петербург, Россия (Поступило в Редакцию 15 апреля 1998 г.) Исследована электронная эмиссия, индуцированная рентгеновским излучением во вторично-эмиссионных пористых материалах.

Вторично-эмиссионные пористые материалы широко Вероятность P фотонно-индуцированной электронной используются в качестве рабочего вещества детекторов эмиссии в объеме пористого материала определяется как электромагнитного и корпускулярного излучения [1–5].

P = P1P2, (1) Параметры процесса детектирования при этом определяются взаимодействием первичного излучения с поригде P1 — вероятность взаимодействия кванта в объеме стым материалом, эмиссией быстрых первичных элекобразца, P2 — вероятность выхода образованного фототронов и вторичных электронов с низкой энергией в или комптоновского электрона из стенок поры в ее объеме материала, процессами переноса и лавинообраобъем.

зования вторичных электронов.

Вероятность P1 может быть определена из экспоненПри детектировании рентгеновского излучения с прициального выражения [10] менением вторично-эмиссионных пористых материалов возникают трудности, связанные с тем, что, во-первых, P1 = 1 - exp(-µL), (2) вероятность взаимодействия рентгеновского кванта в пористом слое может быть низкой, а во-вторых, электрон- где L — толщина образца; µ — средний коэффициент ная эмиссия, индуцированная квантом в объеме пори- ослабления рентгеновского излучения в образце, опрестых материалов, неоднозначно зависит от структурных деляемый с учетом его пористой структуры как параметров (размер, толщина стенок и форма поры) и химического состава материала, а также энергии рентµ = µ. (3) геновского кванта [5–8]. Для оптимизации параметров детекторов, в частности для увеличения чувствительноЗдесь = (1-V0/V ) — средняя плотность образцов;

сти, требуется разработка модели процесса электронной и µ — плотность и коэффициент ослабления рентгеновэмиссии, индуцированной рентгеновским излучением в ского излучения в веществе образца; V0 и V — объем, объеме пористых материалов.

занимаемый порами и полный объем образца.

Расчеты фотонно-индуцированной электронной эмисМожет быть показано [11], что сии в пористых материалах ранее проводились для миVкроканальной пластины (МКП) с целью определения =, (4) ее чувствительности при детектировании рентгеновского V (1 + w/d)n излучения [6–8]. При этом использовались упрощенгде n = 2 и 3 для образцов с порами канального и ные модели, не позволяющие анализировать влияние замкнутого типов; — параметр, зависящий от формы структурных и композиционных параметров материала, поры; w и d — средние значения толщины стенок и а также энергии квантов излучения на эмиссионные размера поры.

процессы.

Учитывая (3) и (4), в (2) находим В настоящей работе предлагается модель электронной эмиссии, индуцированной рентгеновским излучением в P1 = 1 - exp -µL 1 -. (5) пористых вторично-эмиссионных материалах, имеющих (1 + w/d)n поры как канального, так и замкнутого типа. Последние представляются актуальными в связи с развитием Вероятность P2 выхода быстрого электрона из стенок технологии получения пористых диэлектриков [2] и раз- поры в ее объем зависит от среднего расстояния между работкой нового типа вторично-эмиссионного пористого точкой образования электрона и поверхностью поры, материала — микросферической пластины (МСП) [9].

энергии электрона и химического состава пористого Предлагаемая модель учитывает все структурные и ком- материала. Пусть средняя длина траектории электронов позиционные параметры пористого материала и энергии в стенках пор равна x0. Для определения вероятности рентгеновских квантов. выхода электронов от толщины стенок поры рассмотрим Электронная эмиссия, индуцированная рентгеновским излучением во вторично-эмиссионных... слой материала толщиной x0, в объеме которого равно- Таким образом, вероятность P2 выхода первичных мерно образовались N0 моноэнергетических первичных электронов из стенок поры в их объем равна электронов, направленных изотропно. Может быть по казано, что число электронов, вышедших из этого слоя, P2 = exp -kd (1 + w/d)n -. (9) равно [11] Заметим, что параметры µ и k в выражениях (5) x0 R x и (9) зависят от энергии рентгеновского кванта и хиN = N0 dx (1/r2 + 1/rR)dr. (6) x0 мического состава пористого материала по известным 0 x законам. Таким образом, полученное выражение для P1Pфотонно-индуцированной эмиссии быстрых электронов Здесь R — экстраполированный пробег электронов в мав объеме пористого материала учитывает все структуртериале, определяемый из полуэмпирического уравнения ные и композиционные параметры материала и энергию Табаты [12], а для вероятности прохождения электронов рентгеновских квантов. Из (5) и (9) легко видеть, что через слой толщиной r используется линейная аппроксимация 1 - r/R [10]. Из (6) получаем вероятность P21 зависимости P1P2 от толщины стенок w и размера d поры имеют максимумы. Кроме того, зависимость P1Pвыхода первичного электрона из стенок поры от энергии квантов также имеет максимум, если в (5) 1 - 3x0 + x0 ln x0 при R > x0, N(x0) 4R 2R R P21(x0) = = N0 R при R < x0.

4xВ случае, когда все первичные электроны направлены перпендикулярно к поверхности слоя, получаем 1 - x0 при R > x0, 2R P22(x0) = R при R < x0.

2xПервичные фото- и комптоновские электроны имеют известные распределения углов вылета и истинное значение вероятности P2(x0) их эмиссии лежит в интервале P21(x0) < P2(x0) < P22(x0). Анализ последнего условия показывает, что зависимость P2(x0) может быть аппроксимирована более удобной для аналитических исследований экспоненциальной функцией P2(x0) =exp(-kx0), где параметр k имеет смысл коэффицента поглощения электронов, а его значение должно удовлетворять условию ln 2 < kR < ln 4.

Для получения значений k может быть использовано известное эмпирическое выражение [10] k = 17E-1,42 (7) для определения коэффициента поглощения мононаправленных -электронов с непрерывным энергетическим спектром со средней энергией, равной средней энергии первичных электронов.

Рис. 1. Зависимость фотонно-индуцированной эмиссии быСредняя длина траектории электронов в стенках поры стрых (сплошные кривые) и медленных (пунктир) электронов определяется размером, формой и толщиной стенок в объеме МКП от толщины стенок каналов (a) и диаметра поры и может быть выражена как [11] каналов для различных значений энергии квантов (b); w и d — толщина стенок и диаметр каналов (d = 15 µm), L — толщина x0 = d (1 + w/d)n -, (8) образца МКП (1mm); Ne и Nq — число электронов и квантов соответственно; a: 1 — 25, 2 — 40, 3 — 60, 4 — 122, 5 — где и — параметры, определяемые формой и взаи- 150, 6 — 250, 7 — 662 keV; b: 1 — w = 0.1, 2 —0.5, 3 —1.5, морасположением пор. 4 —5.0 µm; сплошная кривая — 25 keV, штриховая — 40 keV.

Журнал технической физики, 2000, том 70, вып. 54 П.М. Шихалиев учесть эмпирическое выражение для µ µ(E) =C exp(-3.5E) [10].

При пересечении пор быстрыми первичными электронами возникает вторичная электронная эмиссия на прострел и на отражения из стенок пор. Количество образования при этом медленных вторичных электронов определяется коэффициентом вторичной электронной эмиссии материала [13] и числом пересекаемых первичным электроном пор. Последнее в свою очередь определяется как N = R/x0, где R и x0 —экстраполированный пробег и средняя длина траектории первичных электронов в стенке поры, которые рассмотрены выше.

С точки зрения практических применений в настоящее время наибольший интерес среди известных типов пориРис. 4. Расчетные (светлые кружки) и экспериментальные знастых материалов представляет микроканальная пластичения эффективности F регистрации рентгеновского излучения МКП детектором для квантов с различными энергиями E.

на, включающая поры канального типа. В этом случае, во-первых, могут быть оптимизированы параметры МКП для достижения максимальной электронной эмиссии, индуцированной рентгеновским излучением, и высокой чувствительности МКП детекторов, а во-вторых, измеренные значения чувствительности МКП могут быть сравнены с расчетными. На рис. 1, a, b представлены вычисленные зависимости эмиссии электронов в объеме МКП от ее структурных параметров.

Известно, что эффективность регистрации рентгеновского кванта детектором на основе МКП определяется вероятностью образования и эмиссии быстрого первичного электрона из стенок в объем канала МКП. На рис. Рис. 2. Расчетная (сплошная кривая) и экспериментальная показаны вычисленная на основе предложенной модели (штриховая) зависимости эффективности регистрации рентгеи экспериментальная [6] зависимости эффективности новского излучения МКП детектором от энергии рентгеноврегистрации МКП детектора от энергии рентгеновских ского кванта.

квантов.

Материал МКП (свинцовое стекло) состоит на 95% из элементов Si, Pb и O, относительные содержания которых могут варьироваться в широком диапазоне. Однако так как эти элементы входят в состав материала не независимо, а в виде соединений SiO2 и PbO, то весовая доля одного из них (например, свинца) определяет и долю двух других. Это позволяет установить зависимость фотонно-индуцированной эмиссии электронов в объеме МКП от содержания одного из составных элементов [14].

На рис. 3 представлена вычисленная зависимость эмиссии быстрых электронов от содержания свинца в материале МКП.

С использованием полученных выражений для фотонно-индуцированной эмиссии электронов в пористых материалах вычислены эффективности регистрации МКП Рис. 3. Зависимость фотонно-индуцированной эмиссии быдетекторов, экспериментально исследованных в нашей стрых электронов от содержания свинца n в материалах МКП:

работе [3] и в работах других авторов [7,8,15], и расd = 15 µm; сплошные кривые — L = 1 mm, w = 3 µm;

четные значения эффективностей сопоставлены с экспештриховая — L = 3 mm, w = 3 µm; пунктир — L = 1 mm, w = 1 µm. риментальными (рис. 4).

Журнал технической физики, 2000, том 70, вып. Электронная эмиссия, индуцированная рентгеновским излучением во вторично-эмиссионных... Установлено, что параметры МКП, используемых в настоящее время для регистрации рентгеновского излучения, не являются оптимальными. Оптимизация этих параметров с применением предлагаемой модели позволит значительно увеличить чувствительность МКП при регистрации рентгеновского излучения.

Следует отметить, что предлагаемая процедура вычисления фотонно-индуцированной электронной эмиссии может быть применена и для других типов пористых материалов — пористых диэлектриков и микросферической пластины. Последняя является новым типом вторичноэмиссионных пористых материалов [9] и представляет собой пластину толщиной 1 mm, состоящую из плотно упакованных стеклянных микросфер диаметром 40 µm, покрытых специальным слоем с высоким коэффициентом вторичной электронной эмиссии. По принципу действия МСП является аналогом МКП, однако лавинообразования вторичных электронов в случае МСП происходят в пространстве между микросферами.

В заключение автор выражает глубокую благодарность Б.А. Мамырину за обсуждения материала и ценные замечания.

Список литературы [1] Chianelli C., Aregon P., Boulet J. et al. // Nucl. Instrum.

Meth. 1988. Vol. A273. P. 245.

[2] Лорикян М.П. // УФН. 1995. Т. 165. № 11. С. 1323.

[3] Shikhaliev P.M. // Rev. Sci. Instrum. 1996. Vol. 67(3). P. 700.

[4] Shikhaliev P.M. // Nucl. Instrum. Meth. 1996. Vol. A379.

P. 307.

[5] Fraser G.W. // Nucl. Instrum. Meth. 1984. Vol. 221. P. 115.

[6] Bateman J.E. // Nucl. Instrum. Meth. 1977. Vol. 144. P. 537.

[7] Adams J. // Adv. Electr. Electron Phys. 1966. Vol. 22A. P. 139.

[8] McKee W.T.A., Duffy A.G., Feller W.B., Stewart A.A. // Nucl.

Instrum. Meth. 1991. Vol. A310. P. 255.

[9] Tremsin A.S., Pearson J.F., Lees J.E., Fraser G.W. // Nucl.

Instrum. Meth. 1996. Vol. A368. P. 719.

[10] Зигбан К. Альфа-, бета- и гамма-спектроскопия. М.:

Атомиздат, 1969. 568 с.

[11] Шихалиев П.М. Канд. дис. СПб., 1998. 206 с.

[12] Tabata T., Ito R., Okabe S. // Nucl. Instrum. Meth. 1972.

Vol. 103. P. 85.

[13] Добрецов Л.Г., Гомоюнова М.В. Эмиссионная электроника. М.: Наука, 1966. 564 с.

[14] Shikhaliev P.M. // Rev. Sci. Instrum. 1997. Vol. 68(10).

P. 3676.

[15] Gould R.J., Judy P.F., Klopping J.S., Bjarngard B.E. // Nucl.

Instrum. Meth. 1977. Vol. 144. P. 493.

Журнал технической физики, 2000, том 70, вып.




© 2011 www.dissers.ru - «Бесплатная электронная библиотека»

Материалы этого сайта размещены для ознакомления, все права принадлежат их авторам.
Если Вы не согласны с тем, что Ваш материал размещён на этом сайте, пожалуйста, напишите нам, мы в течении 1-2 рабочих дней удалим его.