- Бекман, И. Н. Радиоактивность и радиация / И. Н. Бекман// Курс лекций. – Москва, 2006. – 128 с.
- Волков Н. Г., Христофоров В. А., Ушакова Н. П. Методы ядерной спектрометрии/ Н. Г. Волков, В. А. Христофоров — М. Энергоатомиздат, 1990.
Физика
БРОНЕБОЙНАЯ ПУЛЯ
«Бронебойная пуля» (патент Республики Беларусь № 21130, МПК (2006.01): F 42B 12/74, F 42B 30/02; автор изобретения: А.И.Покровский; заявитель и патентообладатель: Государственное научное учреждение «Физико-технический институт Национальной академии наук Беларуси»).
Изобретение относится к боеприпасам для пехотного стрелкового оружия и может быть использовано для поражения целей, защищенных баллистическими экранами.
more_horiz Читать полностью
Физики «растворили» воду в изумруде
Учёным из МФТИ и ряда зарубежных и отечественных коллективов впервые удалось надёжно реализовать и зафиксировать электрическое упорядочение молекул воды, заперев их в нанопорах кристалла берилла. Результаты опубликованы в журнале Nature Communications.
Показатель преломления эритроцитов
Повышена точность определения показателя преломления эритроцитов в крови человека (патент Республики Беларусь на изобретение № 19144, МПК (2006.01): A 61B 5/145, G 01N 21/41; авторы изобретения: М.Кугейко, Д.Смунев; заявитель и патентообладатель: Белорусский государственный университет).
Основная проблема при моделировании биологических объектов — выбор адекватной модели, отражающей основные свойства реального объекта. В модели авторов эритроциты представлены в сферическо-симметричном виде и характеризуются индикатрисой рассеяния, свойственной теории светорассеяния Ми.
Предложенный способ определения показателя преломления эритроцитов состоит в следующем: 1) на исследуемую ткань направляют лазерное излучение с длиной волны 0,65 мкм; 2) измеряют коэффициенты линейной поляризации «p-излучения» (рассеянного под углами 5, 26 и 30 град.) и коэффициенты рассеяния «b-излучения» (рассеянного под углами 23, 94 и 150 град.; 3) определяют искомый показатель преломления «n» в соответствии с выведенным авторами математическим выражением.
Отмечается, что данный способ обеспечивает проведение измерений с точностью, более чем в шесть раз превосходящей точность определения показателя преломления эритроцитов по способу-прототипу.
Спектры ядерного излучения. Спектрометры
Под понятием «спектр» (лат. spectrum от лат. spectare — смотреть) понимают совокупность значений и/или их распределение по какому-либо параметру, которую может принимать наблюдаемая величина. Обычно термин употребляется для характеристики распределения потока электромагнитного излучения или частиц по длинам волн или энергии. Спектроскопия – раздел физики, посвященный изучению спектров взаимодействия излучения и материи (в том числе, электромагнитного излучения, радиации, акустических волн, распределения по массам и энергиям элементарных частиц.
Ядерная спектроскопия — раздел ядерной физики, посвященный изучению дискретного спектра ядерных состояний — определение энергии, спина, чётности, изотопического спина и др. квантовых характеристик ядра в основном в возбуждённых состояниях. Значение этих данных необходимо для выяснения структуры ядер и получения сведений о силах, действующих между нуклонами. Установление перечисленных характеристик производится путём измерения энергий, интенсивностей, угловых распределений и поляризаций излучений, испускаемых ядром либо в процессе радиоактивного распада, либо в ядерных реакциях. Получение спектроскопических данных по исследованию радиоактивного распада часто называется спектроскопией радиоактивных излучений, причём различают α-, β- и γ-спектроскопии в соответствии с типом излучений. Арсенал технических средств современной ядерной спектроскопии чрезвычайно разнообразен. Он включает в себя магнитные спектрометры для измерения энергий заряженных частиц, кристалл-дифракционные спектрометры для измерения энергий γ-излучения, различные детекторы ядерных излучений, позволяющие регистрировать и измерять энергию частиц и γ-квантов по эффектам взаимодействия быстрых частиц с атомами вещества (возбуждение и ионизация атомов). Среди спектрометрических приборов этого типа большое значение приобрели твердотельные детекторы сочетающие сравнительно хорошее энергетическое разрешение с высокой «светосилой». Благодаря появлению полупроводниковых детекторов и развитию ускорительной техники, а также применению ЭВМ стало возможным создание автоматизированных измерительных комплексов, позволяющих получить большие объёмы систематизированной прецизионной информации о свойствах ядер. Методы ядерной спектроскопии применяются практически во всех ядерных исследованиях, а также за пределами физики (в биологии, химии, медицине, технике).
Для изучения спектров используются современные БИК-спектрометры, которые производят наши соотечественники, а более подробно с их разработками можно ознакомиться на сайте http://labfarma.ru/identifikacia-materialov/.
Частицы ядерного излучения одного типа могут различаться по своей энергии. Источники ядерного излучения, как правило, испускают немоноэнергетические частицы. Кроме того, энергия частиц изменяется в процессе взаимодействия частиц с веществом. Поэтому в большинстве практических случаев наблюдается ядерное излучение, частицы которого характеризуются или рядом дискретных энергий, или непрерывным изменением энергии в определенной области. Распределение частиц ядерного излучения по энергии называют энергетическим спектром ядерного излучения, или, кратко, спектром излучения. В зависимости от значений энергии, которые принимают частицы, спектры излучения подразделяют на дискретные и сплошные. Дискретный спектр излучения характеризуется рядом отдельных значений энергий Е1, Е2, Е3, … Примером дискретного спектра излучения является спектр γ-квантов, испускаемых возбужденными ядрами. Распределение частиц по энергии описывается функцией N(E). В ядерном излучении с дискретным спектром с энергией Е1 движется N(E1) частиц, с энергией Е2 — N(E2) частиц и т. д. Суммарное число всех частиц равно полному числу частиц N0, т. е.
Разделив правую и левую части равенства на полное число частиц N0 получаем
Функция
показывает, какая доля частиц движется с энергией Еi. Кроме того, функция f(Ei) имеет и другой физический смысл. Она показывает вероятность того, что частица движется с энергией Ei.
Данные уравнения являются формами записи дискретного спектра излучения, различающимися нормировкой. В первой записи спектр излучения нормирован на полное число частиц N0, во второй форме записи — на единицу. На практике чаще пользуются спектром излучения во второй форме. Он не зависит от полного числа частиц N0, которое может изменяться. Сплошной спектр излучения характеризует распределение частиц, энергия которых принимает любое значение в какой-либо области энергий. Так, спектр электронов и позитронов β-распада сплошной. Энергия электронов или позитронов β-спектра изменяется непрерывно от нуля до максимальной EМакс.
Хотя в сплошном спектре излучения присутствуют частицы любой энергии, тем не менее нельзя указать точно число частиц с энергией Е. Оно неопределенно, так как испускание частиц источником с энергией Е, столкновения частиц с ядрами и электронами вещества имеют вероятностный характер. Однако из полного числа частиц можно указать число частиц dN, энергия которых заключена в узком интервале энергий dE от Е до Е+dE. Число dN пропорционально интервалу dE и полному числу частиц N0:
Данная функция равна доле всех частиц, движущихся с энергией, заключенной в единичном интервале от Е до Е+1. Иначе говоря, функция f(E) — вероятность появления частицы в единичном интервале энергий вблизи энергии Е.
Сплошные спектры излучения, как и дискретные, отличаются нормировкой. Сплошной спектр излучения, нормированный на единицу, описывается функцией f(E). Согласно определению функции f(E)
Это выражение отражает то, что вероятность появления частицы с любой энергией равна единице.
Приборы, измеряющие спектры излучения, называют спектрометрами. Они сортируют частицы по энергиям. С помощью спектрометра находят как число частиц, так и энергию каждой частицы. По данным эксперимента строят графики функции ψ(E) или f(E), которые и являются спектрами излучений, нормированных на полное число частиц или на единицу.
Спектрометр представляет собой детектор, включенный в регистрирующую аппаратуру, которая измеряет энергию и число частиц. Существуют спектрометры на основе импульсных ионизационных камер, пропорциональных, полупроводниковых и сцинтилляционных счетчиков. Такие спектрометры обычно называют по детектору: сцинтилляционный спектрометр, полупроводниковый спектрометр и т. д. Другой класс спектрометров отличается методом измерения энергии частиц. Ядерное излучение регистрируется в них детекторами разных типов. Эти спектрометры называют по методу измерения энергии частиц: магнитные спектрометры, спектрометры по времени пролета и т. д.
Так как прямое измерение функции распределения f(E) в большинстве случаев затруднительно, то в эксперименте находят другую функцию распределения (A). Параметр А должен быть однозначно связан с энергией Е функцией А =х(Е). По известной функции (A) и связи параметра А с энергией Е находят искомое распределение f(E). В сцинтилляционных, полупроводниковых и ряде других спектрометров параметром А служит амплитуда импульса U0 на сопротивлении нагрузки R. Характеристики детектора выбирают с таким расчетом, чтобы амплитуда импульса U0 была пропорциональна энергии частицы, поглощенной в детекторе, т. е. U0=аЕ. Так, пропорциональность величин U0 и Е в сцинтилляционном спектрометре достигается выбором фосфора. Для спектрометров пригодны такие фосфоры, в которых интенсивность вспышки света линейно зависит от поглощенной энергии Е.
Спектрометр, в котором выполняется линейная связь между величинами А и Е, называют линейным. Математический вид функций f(E) и (A) в линейных спектрометрах одинаков, так как одной частице с энергией Е соответствует пропорциональный параметр A=kE. В магнитных спектрометрах за параметр А принимают импульс частицы р = mv, а в спектрометрах по времени пролета — время пролета t частицей определенного расстояния L (пролетной базы).
Кроме функций f(E) и (A), которые принято называть дифференциальными распределениями, используют функции F(E) и Ф(А). Они находятся из уравнений:
Функция F(E) равна доле частиц, попадающих в спектрометр с энергиями Е’≥Е. Аналогично функция Ф(А) показывает долю частиц с параметрами, значения которых превышают параметр А, или равны ему. Функции F(E) и Ф(А), в отличие от дифференциальных, называют интегральными распределениями. Чтобы найти, связь дифференциальных и интегральных распределений, продифференцируем первое и второе уравнения соответственно по Е и А:
Полученные уравнения позволяют по известным интегральным распределениям находить дифференциальные распределения (методом графического дифференцирования).
В соответствии с двумя типами спектров (интегральный и дифференциальный) различают интегральные и дифференциальные спектрометры. Конструкция, дифференциальных спектрометров сложнее интегральных, но они дают сразу распределение (А). Кроме того, в дифференциальных спектрометрах возможно одновременное измерение распределения (А) во всей области энергии (многоканальные спектрометры).
Экспериментальное распределение э(А) только приближенно отображает действительное распределение (А). Различие функций э(А) и (А) обусловливается несовершенством регистрирующей аппаратуры и конечностью времени измерения. Параметр А, характеризующий энергию частиц, в эксперименте находится не точно, а в некотором интервале от А до А + ∆А. Если параметр А изменяется в пределах от А1 до А2, то при постоянном интервале ∆А число экспериментальных точек не больше n=A2-A1. Так как число n всегда конечно, то действительное распределение (А) приблизительно ∆A аппроксимируется экспериментальным распределением э(А). Оно имеет ступенчатый вид с шириной ступенек ∆А и называется гистограммой спектра излучения (Рис. 1). Чем меньше ∆А, тем больше точек n и тем точнее гистограмма спектра отражает распределение (А).
Рис. 1 – Гистограмма спектра излучения
При измерении дифференциального спектра излучения весь интервал значений A разбивают на n участков, называемых каналами. Число частиц, имеющих параметр A внутри канала, пропорционально числу отсчетов детектора Вк, накопленных в к— канале за время измерения. Оно пропорционально произведению вероятности появления частицы с параметром Ак на ширину канала ∆А, т.е. Вк=э(А)∆А. Из полного набора значений В для всех каналов находят распределение э(А):
Таким образом, были рассмотрены методы получения спектров ядерного излучения, а также алгоритм работы преобразования в спектрометре.
Список использованных источников:
Авторы:
Кукуев А. И.
Алексеев В.Ф. – канд. техн. наук, доцент
Белорусский государственный университет информатики и радиоэлектроники
Спектрометрия β-излучения
Бета-спектрометр − прибор, служащий для анализа β-спектров. β-спектрометр применяют также для исследования энергетического спектра γ-лучей по создаваемым ими в веществе вторичным электронам.
Основными характеристиками β-спектрометра являются светосила и разрешающая способность. Под светосилой понимают отношение числа электронов (или позитронов), которое используется для анализа, к полному числу частиц, испускаемых радиоактивным источником. Светосила β-спектрометров зависит от их конструкции и обычно составляет от нескольких десятых процента до нескольких десятков процентов. Разрешающей способностью называется наименьшее различие в энергии (или, чаще, в импульсе) электронов, которое может быть замечено прибором. Разрешающая способность прецизионных β-спектрометров достигает 0,01%. Как правило, приборы с лучшей разрешающей способностью обладают меньшей светосилой.
Различают β-спектрометры, измеряющие энергию электронов по их воздействию на вещество, и β-спектрометры, действие которых основано на пространственном разделении электронов и позитронов, имеющих различную энергию. К приборам первого типа относятся β-спектрометры, основанные на ионизации, возникающей в веществе при торможении электронов; приборы этого типа обладают большой светосилой, но не дают возможности измерять энергию электронов с точностью, большей чем несколько процентов (или даже несколько десятков процентов). К приборам второго типа принадлежат β-спектрометры, в которых используются магнитные или электрические (для медленных электронов) поля.
Рассмотрим β-спектрометры, анализирующие импульсы с детектора по их амплитудам. К таким спектрометрам прежде всего относятся сцинтилляционные и полупроводниковые β-спектрометры. Сцинтилляционный β-спектрометр состоит из тех же элементов, что и спектрометр для тяжелых частиц. Он обладает довольно низким разрешением по сравнению с магнитными β-спектрометрами, однако имеет и ряд достоинств. Сцинтилляционный β-спектрометр значительно превосходит магнитный β-спектрометр по светосиле. Если в сцинтилляционном β-спектрометре регистрируется до 50% β-частиц, то в магнитном β-спектрометре − всего лишь 1%. Поэтому сцинтилляционный β-спектрометр пригоден для измерения β-спектра источника очень слабой активности. Далее, сцинтилляционный β-спектрометр имеет лучшее временное разрешение, так как вспышка света в фосфоре, и, следовательно, выходной импульс ФЭУ значительно короче импульса β-счетчика, используемого в магнитном β-спектрометра. Наконец, сцинтилляционный β-спектрометр проще, дешевле и доступнее.
В качестве фосфоров в сцинтилляционных β-спектрометрах применяются органические монокристаллы стильбена и антрацена. Тяжелые неорганические фосфоры типа NaI (Tl) отражают до 80% падающих на их поверхность электронов. В неорганические фосфоры из-за эффекта отражения попадает малая доля электронов. Поэтому такие фосфоры не применяют в β-спектрометрах. Поверхность органических фосфоров типа стильбена отражает лишь несколько процентов β-частиц. Поверхностное отражение органических фосфоров не приводит к сильному искажению формы β-спектра. При измерении β-спектра пригодны фосфоры, толщина которых несколько превышает пробег β-частиц с максимальной энергией. При такой толщине все β-частицы поглощаются в фосфоре. Как и в спектрометрии тяжелых частиц фосфор используют либо без упаковки, либо закрывают тонкой фольгой из алюминия, почти не поглощающей β-частиц. Фольга служит одновременно отражателем света на катод ФЭУ.
Рисунок 1- Траектория электронов в поперечном магнитном поле
На рисунке 1 показана траектория электронов в поперечном магнитном поле. Силовые линии поля перпендикулярны плоскости рисунка. Радиус окружности, которую описывает электрон, пропорционален его импульсу. β-спектрометр градуируют по известным конверсионным линиям стандартных β-излучателей. Светосила сцинтилляционных β-спектрометров зависит от эффективности фосфора к β-излучению и от потерь β-частиц в алюминиевой фольге, воздухе и в самом источнике β-частиц. В последнее время для спектрометрии β-излучения стали применять полупроводниковые детекторы.
Импульс на выходе такого полупроводникового детектора пропорционален поглощенной энергии β-частицы. Амплитудный анализ этих импульсов позволяет получить спектр β-частиц. Спектрометр состоит из кремниевого поверхностно-барьерного или диффузионного детектора, усилителя импульсов и амплитудного анализатора. Пробег β-частицы с энергией 1 МэВ в кремнии составляет около 1,6 мм. Поэтому для измерения β-спектра с максимальной энергией 3 МэВ необходим детектор с толщиной чувствительного слоя около 5 мм. Такой слой можно получить в полупроводнике методом дрейфа лития. Для измерения β-спектров с меньшей минимальной энергией пригодны и поверхностно-барьерные детекторы.
Разрешение кремниевого β-спектрометра значительно лучше, чем сцинтилляционного. Так, при энергии β-частиц 1 МэВ разрешение кремниевого β-спектрометра составляет 1%. Кремниевый β-спектрометр более компактен по сравнению со сцинтилляционным. Однако вследствие малых размеров детектора полупроводниковый спектрометр уступает сцинтилляционному по светосиле. Кроме того, высокое разрешение полупроводникового спектрометра требует применения малошумящих усилителей импульсов. β-Спектры с высоким разрешением измеряют на магнитных β-спектрометрах. Точные измерения β-спектров на таких спектрометрах выполняют с разрешением 0,01%. Однако светосила магнитных β-спектрометров невелика, и для измерения спектра требуются источники значительной активности.
В β-спектрометрах со счетчиками Гейгера-Мюллера плавно изменяя магнитное поле, к щели спектрометра последовательно подводят частицы с разными значениями импульса р (рисунок 2). Существует много конструкций магнитных β-спектрометров. В них энергия β-частицы измеряется по ее траектории движения в магнитном поле. Поток β-частиц находят по скорости счета детектора на выходе магнитного β-спектрометра. В качестве детектора используют фотопластинки, β-счетчики, сцинтилляционные β-счетчики и т. д.
Рисунок 2-Траектория электронов в β-спектрометре со счётчиком Гейгера-Мюллера
Найдем связь параметров траектории движения и энергии β-частицы в однородном магнитном поле напряженности Н. Пусть β-частица движется со скоростью v перпендикулярно к напряженности поля Н. При таких направлениях скорости v и напряженности Н β-частица движется по окружности. Если скорость v намного меньше скорости света с, то радиус кривизны r траектории находят из равенства Лоренцовой и центробежной сил:
где е — заряд β-частицы, а rо — масса покоя β-частицы.
Сократив на скорость v обе части уравнения, получим соотношение, которое связывает импульс β-частицы 
с напряженностью Н и радиусом кривизны траектории частицы r:
Таким образом, измеряя радиус кривизны траектории β-частицы при заданном магнитном поле H, можно вычислить ее импульс р. При скорости β-частиц v << с импульс р и кинетическая энергия β-частицы связаны простым соотношением
Измеряемым параметром А в магнитном β-спектрометре является импульс р β-частицы, т. е. распределение φ(А) есть распределение β-частиц по импульсам р. Дифференцируя последнюю формулу, находим связь интервала импульса ∆р с интервалом энергии ∆Е:
Чтобы получить число β-частиц с энергией Е в интервале ∆Е, необходимо измеренное число частиц с импульсом р в интервале ∆р умножить на величину m0/p. Так осуществляют переход от измеренного спектра импульсов φ(р) к энергетическому спектру β-частиц f(E).
Источники, применяемые в β-спектроскопии, изготовляют нанесением слоя радиоактивных веществ на тонкие подложки (слюда, алюминий). Торможение электронов в источнике способно вызывать заметные искажения спектра. Наилучшие источники получают испарением в вакууме. В качестве детекторов применяют фотографические пластинки, сцинтилляционные счётчики, счётчики Гейгера — Мюллера. На рисунке 3 приведён β-спектр излучения радиоактивного изотопа 177Lu, снятый с помощью β-спектрометра.
Рисунок 3 – Спектр излучения 177Lu
По оси абсцисс отложен импульс электронов, измеренный в единицах Вр, по оси ординат – зарегистрированная детектором интенсивность, поделённая на Вр. Пики на кривой обусловлены электронами, которые возникаю при внутренней конверсии γ-лучей, испускаемых при высвечивании дочернего ядра 177He. β-спектр 177Lu образует пьедестал, на котором возвышаются конверсионные пики. Таким образом, были рассмотрен принцип работы β-спектрометра и найдена связь движения β-частицы в однородном магнитном поле напряженности H.
Список использованных источников:
1. Бекман, И. Н. Радиоактивность и радиация / И. Н. Бекман// Курс лекций. – Москва, 2006. – 128 с.
2. Волков Н. Г., Христофоров В. А., Ушакова Н. П. Методы ядерной спектрометрии/ Н. Г. Волков, В. А. Христофоров — М. Энергоатомиздат, 1990.
Авторы:
Кукуев А. И.
Алексеев В.Ф. – канд. техн. наук, доцент
Белорусский государственный университет информатики и радиоэлектроники
Анализ физических причин необратимых отказов полупроводниковых структур при воздействии ЭМИ
Анализ физических причин необратимых отказов полупроводниковых структур при воздействии ЭМИ позволяет сделать вывод о весьма сложном процессе их деградации, в котором преобладающее влияние оказывает тепловой механизм отказов. Для p-n-переходов этапы этого процесса можно кратко записать в виде: ЭМИ – наведённые помехи – изменение протекающего тока – электрический (лавинный) пробой – тепловой пробой – выгорание. Тепловому пробою обычно предшествует электрический пробой, но для широких переходов тепловой пробой может наступить, минуя электрический.
Особенно легко стимулируется тепловой пробой обратно смещённых p-n-переходов. Замечено, что энергия, необходимая для инициирования теплового пробоя, намного меньше в случае быстро нарастающих импульсов. Если же ток в данной цепи достаточно ограничен, то характеристики ПС восстанавливаются без электрической деградации. В результате наблюдаются дефекты плавления шины металлизации за счёт объёмного теплового пробоя, а также дефекты из-за пробоя диэлектрика, находящегося между токопроводящими дорожками. В данном случае механизм пробоя – лавина и последующий разогрев тонкой области металлизации до температуры плавления. При этом происходит локальная ломка на границе полупроводник-контактная дорожка. Под действием СВЧ-облучения происходит катастрофический скрытый пробой, ведущий к разрыву одной из подокисных шин металлизации, вследствие чего ПС выходит из строя.
Как показывают исследования физической сущности отказов в ПС при действии ЭМИ, резкий рост входного тока и напряжения вызывает выделение избыточной мощности в локальных объёмах кристалла (рис. 1). Это приводит к возникновению в полупроводниковом кристалле достаточно больших перепадов температур в ограниченной области вследствие нагрева Джоуля, что и приводит к пробоям p-n-переходов, среди которых доминирует тепловой. Перепады температур на некоторых участках полупроводникового кристалла иногда могут достигать нескольких сотен градусов.
Наибольшая их величина вероятна в области именно p-n-переходов. Экспериментальные исследования показывают, что вначале происходит нестационарный разогрев области перехода вследствие электрического пробоя, в результате чего преимущественно на дефектах зарождаются участки возможного теплового пробоя – мезоплазмы. Сами по себе эти образования не приводят к обширному плавлению перехода, и при снятии нагрузки переход часто сохраняет свои свойства [1, 2]. Однако время жизни мезоплазм составляет около 10-12…10-6 с. Поэтому дальнейшее воздействие ЭМИ вызывает рост числа мезоплазм, которые затем соединяются в более крупное образование – микроплазму. Микроплазменное состояние участка перехода уже непосредственно создаёт предпосылки к его тепловому пробою. Именно поэтому считается, что ЭМИ обуславливает так называемый вторичный пробой ПС (сначала первичный электрический пробой, а затем вторичный тепловой пробой).
Рис. 1 – Увеличение плотности протекающего через ПС тока при ЭМИ и соответствующий
ему резкий рост локальной температуры нагрева
Большие градиенты температуры в небольшом объёме полупроводника обусловлены прежде всего короткой продолжительностью действия ЭМИ и малыми размерами элементов ПС. Опыты указывают на возникновение тепловых градиентов в полупроводнике уже при ЭМИ длительностью менее 10-3 с и энергией от 5 мкДж. При импульсах более продолжительного времени действия может восстановиться тепловое равновесие, и, хотя и нарушается обычный режим работы прибора, это, как правило, не приводит к необратимым отказам. При очень кратковременных импульсах (<10-12 c) ПС обычно не получает достаточного количества энергии для возникновения больших перепадов температур.
Другим возможным проявлением тепловых процессов деградации после воздействия ЭМИ является нагрев металлизации и контактных областей, вследствие чего происходят миграционные процессы и плавление (рис. 2) [1, 2].
Рис. 2.− Разрушение контактной металлизации ПС при импульсном нагреве вследствие ЭМИ
С точки зрения выходных характеристик эти процессы также относят к тепловому пробою ПС. Деградационные процессы металлизации ПС при ЭМИ обычно являются следствием воздействия многократных импульсов. Даже малые локализованные взаимодействия на контактах приборов вследствие ЭМИ опасны для работоспособности полупроводниковых структур. Поэтому одним из методов обнаружения подобных дефектов на ранней стадии для прогнозирования возможного отказа прибора вследствие выгорания является анализ обратных ВАХ приборов.
В целом, обобщая возможные процессы деградации ПС при воздействии мощных ЭМИ, можно сказать, что проявление различных видов отказов обычно происходит комплексно, часто последовательно друг за другом без видимой границы между механизмами отказов.
Список использованных источников:
1. Алексеев, В.Ф. Тепловые модели отказов полупроводниковых структур при воздействии мощных электромагнитных импульсов / В.Ф. Алексеев, В.И. Журавлёв // Доклады БГУИР. – 2005. – № 3-4. – С. 65–72.
2. Alexeev, V.F. Modeling of non-stationary heating of semiconductor structures under HEMP actions with short pulse duration / V.F. Alexeev and V.I. Zhuravliov // IEEE Transactions on Device and Materials Reliability. – 2006. – Vol. 6, № 3. – P. 595–601.
Авторы:
Бужинский А. Д.
Алексеев В. Ф. – канд. техн. наук, доцент
Белорусский государственный университет информатики и радиоэлектроники
Методы детектирования радиоактивных излучений
Рассмотрены современные методы детектирования радиоактивных излучений, испускаемых радионуклидами, сцинтилляционным счётчиками.
Проходя через любое вещество, излучения растрачивают энергии и, в конце концов, поглощаются. Заряженные частицы отдают свою энергию в актах ионизации − образовании пар ионов. Для измерения излучения применяют особые вещества − детекторы, в которых образуются ионы. Заряд образовавшихся ионов затем создает электрические сигналы, величина которых соответствует энергии излучения, а их число − количеству прошедших через детектор частиц или квантов. Детекторы – это часть приборов, применяющихся для обнаружения ионизирующих излучений, измерения их энергии и других свойств. Эти приборы довольно сложны и нуждаются в периодической поверке.
В зависимости от того, какие изменения в анализируемом веществе используются для регистрации, различают несколько методов обнаружения и измерения радиоактивного излучения: ионизационные; сцинтилляционные; химические; фотографические и физические.
Более подробно в докладе уделено внимание сцинтилляционному методу и приборам, основанным на этом принципе.
Сцинтилляционный счётчик − прибор для регистрации ядерных излучений и элементарных частиц (протонов, нейтронов, электронов, γ-квантов, мезонов и т. д.), основными элементами которого являются вещество, люминесцирующее под действием заряженных частиц (сцинтиллятор), и фотоэлектронный умножитель (ФЭУ) [1…3].
Принцип работы сцинтилляционного счётчика основан на эффекте свечения (люминесценции) некоторых веществ под действием излучения. При попадании заряженной частицы в сцинтиллятор (кристалл, кювету с жидкостью или слой пластика) в нем возникает слабая вспышка люминесценции. Ее свет через световод поступает в фотоэлектронный умножитель, вырабатывающий электрический импульс, амплитуда которого пропорциональна потере энергии налетающей частицы.
Метод регистрации заряженных частиц с помощью счета вспышек света, возникающих при попадании этих частиц на экран из сернистого цинка (ZnS), является одним из первых методов регистрации ядерных излучений. Еще в 1903 Уильям Крукс с коллегами показали, что если рассматривать экран из сернистого цинка, облучаемый α-частицами, через увеличительное стекло в темном помещении, то на нем можно заметить появление отдельных кратковременных вспышек света − сцинтилляций. Было установлено, что каждая из этих сцинтилляций создается отдельной α-частицей, попадающей на экран. У.Круксом был построен простой прибор, названный спинтарископом Крукса, предназначенный для счета α-частиц. Визуальный метод сцинтилляций был использован в дальнейшем в основном для регистрации α-частиц и протонов с энергией в несколько миллионов электронвольт. Отдельные быстрые электроны регистрировать не удалось, так как они вызывают очень слабые сцинтилляции. Иногда при облучении электронами сернисто-цинкового экрана удавалось наблюдать вспышки, но это происходило лишь тогда, когда на один и тот же кристаллик сернистого цинка попадало одновременно достаточно большое число электронов. Гамма-лучи никаких вспышек на экране не вызывают, создавая лишь общее свечение. Это позволяет регистрировать a-частицы в присутствии сильного γ-излучения.
Первый сцинтилляционный детектор, названный спинтарископом, представлял собой экран, покрытый слоем ZnS. Вспышки, возникавшие при попадании в него заряженных частиц, фиксировались с помощью микроскопа. Именно с таким детектором Гейгер и Марсден в 1909 году провели опыт по рассеянию альфа-частиц атомами золота, приведший к открытию атомного ядра. Эти опыты привели Резерфорда к открытию ядра. Впервые визуальный метод позволил обнаружить быстрые протоны, выбиваемые из ядер азота при бомбардировке их a-частицами, т.е. первое искусственное расщепление ядра. Начиная с 1944 года световые вспышки от сцинтиллятора регистрируют фотоэлектронными умножителями (ФЭУ). Позже для этих целей стали использовать также светодиоды.
Современный сцинтилляционный счетчик представляет собой сочетание сцинтиллятора и фотоэлектронного умножителя. В комплект счетчика входят также источник электрического питания ФЭУ и радиотехническая аппаратура, обеспечивающая усиление и регистрацию импульсов ФЭУ. Иногда сочетание сцинтиллятора с ФЭУ производится через специальную оптическую систему (световод).
Принцип действия сцинтилляционного счётчика состоит в следующем: заряженная частица, проходя через сцинтиллятор, наряду с ионизацией атомов и молекул возбуждает их. Возвращаясь в невозбуждённое (основное) состояние, атомы испускают фотоны. Излученный свет собирается – в спектральном диапазоне сцинтиллятора – на фотоприёмник. В качестве последнего часто служит фотоэлектронный умножитель (ФЭУ).
Фотоэлектронный умножитель представляет собой стеклянный цилиндр, откаченный до остаточного давления не выше 10-6 мм рт. ст., в торце которого расположено прозрачное плоское окно, на поверхность которого со стороны эвакуируемого объёма нанесён тонкий слой вещества с малой работой выхода электронов (фотокатод), обычно на основе сурьмы и цезия. Далее в эвакуированном пространстве располагается серия электродов – динодов, на которые с помощью делителя напряжения от источника электропитания подаётся последовательно возрастающая разность потенциалов. Диноды ФЭУ изготавливаются из вещества также с малой работой выхода электронов. Они способны при бомбардировке их электронами испускать вторичные электроны в количествах, превышающих число первичных в несколько раз. Последний динод является анодом ФЭУ. Основным параметром ФЭУ является коэффициент усиления при определённом режиме питания. Обычно ФЭУ содержит девять и более динодов и усиление первичного тока достигает для различных умножителей величин 105 – 1010 раз, что позволяет получать электрические сигналы амплитудой от вольт до десятков вольт.
Фотоны, попадая на фотокатод ФЭУ, в результате фотоэффекта выбивают электроны, в результате чего на аноде ФЭУ возникает электрический импульс, который далее усиливается динодной системы за счёт механизма вторичной электронной эмиссии. Анодный токовый сигнал ФЭУ – через усилитель или непосредственно — подается на вход измерительного прибора – счетчика импульсов, осциллографа, аналогоцифрового преобразователя и т.п. Амплитуда и длительность импульса на выходе определяются свойствами как сцинтиллятора, так и ФЭУ.
В ряде случаев на выходе усилителя наблюдается большое число импульсов (обычно малых по амплитуде), не связанных с регистрацией ядерных частиц, а именно, импульсов собственных шумов ФЭУ и ускорителя. Для устранения шумов между усилителем и счётчиком импульсов включается интегральный амплитудный дискриминатор, пропускающий лишь те импульсы, амплитуды которых больше некоторого значения порогового напряжения.
Детектирование нейтральных частиц (нейтронов, γ-квантов) происходит по вторичным заряженным частицам, образующимся при взаимодействии нейтронов и γ-квантов с атомами сцинтиллятора.
Список использованных источников:
1. Современные методы разделения и определения радиоактивных элементов. − М.: Наука, 1989. — 312 с.
2. Harvey D. Modern analytical chemistry. McGraw-Hill, 2000. — 816 p.
3. Moens L., Jakubowski N. Double-Focusing Mass Spectrometers in ICP-MS // Analytical News & Features. — 1998.
Белорусский государственный университет информатики и радиоэлектроники
Кукуев А. И.
Алексеев В.Ф. – канд. техн. наук, доцент
Добавки к моторным маслам (обзор)
УДК 621.7
В статье приведены составы и основные торговые марки ремонтно-восстанавливающих добавок к автомобильным маслам, используемые в настоящее время.
Современные высокооборотные, работающие при высоких нагрузках и температурах двигатели, предъявляют к смазочным материалам все более высокие требования, с которыми последние не справляются. Благодаря чему на рынке автохимии с каждым годом появляются новые виды «антифрикционных препаратов». Основное их назначение – снизить потери на трение и повысить ресурс ДВС и трансмиссии.
Энергия, генерируемая при проникании пылевых сгустков
УДК 534.2
На основании экспериментов по перемещению электрических зарядов сделана оценка параметров генерируемого электрического поля в преграде при сверхглубоком проникании. Установлено, что генерируемое поле имеет параметры: напряженность – 62,7·ГВ/м; частота колебаний поля f — 15,3 МГц; Энергия электрического поля в зазоре в период (Т=65 нс) составляет ≈ 13125 КДж, а кинетическая энергия удара сгустка пылевых частиц – 150 КДж.
The energy generated at penetration of dust bunches
On the base of experiments on migration of electric charges the estimation of parameters of generated electric field in an obstruction at super-deep penetration is made. It is established, that the generated field has parameters: intensity of electric field is 62.7·GV/m; a field oscillation frequency f – 15.3 MHz; the electrical field energy in a gap during the period (Т=65 nanosecond) is ≈ 13125 kJ, and a kinetic energy of shock of a bunch of dust particles is 150 kJ.The energy generated at penetration of dust bunches.
Ищу единомышленников!
1. Без современного приборного обеспечения существовать естественным наукам, заводским и профильным аналитическим лабораториям (контроль лекарств, продуктов питания, криминалистическая экспертиза и т.д.), а также разработчикам высоких технологий на данном этапе развития нашей цивилизации, мягко говоря, весьма затруднительно. Например, многие из актуальных научных тематик развиваются сегодня недостаточно быстро, как хотелось бы, именно по этой причине – нет приличного исследовательского оборудования. Правда, данная ситуация начинает исправляться, главным образом, за счет частных производственных предприятий и совместных с иностранными фирмами белорусских предприятий различных форм собственности.