Первинний розмін енергії іонізуючої частинки у трекових ділянках органічних сцинтиляційних кристалічних матеріалів

Размещено на http://www.allbest.ru

Размещено на http://www.allbest.ru

Вступ

Актуальність теми. Органічні сцинтилятори є речовинами, що відносяться до широкого класу молекулярних твердих тіл і рідин, у яких під дією іонізуючих випромінювань виникає радіолюмінесценція. Усі ефективні органічні сцинтилятори можна віднести до діелектриків або широкозонних напівпровідників. В органічних твердотільних молекулярних діелектриках і напівпровідниках поляризаційні ефекти спричиняють визначальний вплив на процеси формування, транспорту і рекомбінації зарядових станів. Енергія поляризаційних взаємодій перевищує на два порядки енергію ван-дер-ваальсових взаємодій, що утримують молекули в молекулярному кристалі.

Процеси розміну енергії іонізуючого випромінювання у треку частинки характеризуються наявністю істотних додаткових енергетичних втрат у порівнянні з навколишніми ділянками низької густини активації. Ці втрати були названі «специфічним» гасінням через відсутність задовільного опису механізму процесів, що обумовлюють ці втрати. Як явище «специфічного» гасіння, яке відбувається усередині треку частинки, так і вигляд залежності світлового виходу від енергії частинки розглядалися в багатьох роботах, наприклад. До початку роботи над дисертацією процеси первинного розміну енергії і, зокрема, процес гасіння у трекових ділянках, що відбуваються в початкові моменти часу після збудження, практично не були вивчені. Існували лише якісні оцінки та ряд гіпотез про можливі шляхи протікання процесу. Найбільш часто уживане в літературі напівемпіричне співвідношення, яке надає опис залежності між питомими енергетичними втратами частинки dE/dx і питомою флюоресценцією dL/dx, було запропоновано Біксом і базувалось на гіпотезі про мономолекулярний характер гасіння.

Мета дисертаційної роботи полягала в побудові модельного фізичного опису процесів первинного розміну енергії у треках іонізуючих випромінювань в органічних молекулярних кристалічних сцинтиляційних матеріалах.

Реалізація поставленої мети містила в собі вирішення наступних задач:

експериментальне визначення сцинтиляційних характеристик органічних сцинтиляторів (величини сцинтиляційного сигналу, «нейтрон-гамма» відношення, «альфа-гамма» відношення) як функцій енергії іонізуючого випромінювання при збудженні фотонами гамма-випромінювання, швидкими нейтронами і альфа-частинками, а також визначення їх сцинтиляційних характеристик (величини сцинтиляційного сигналу, «альфа-гамма» відношення, відношення «альфа-електрон конверсії») як функцій концентрації люмінесцентної добавки при збудженні фотонами гамма-випромінювання, електронами конверсії та альфа-частинками;

виділення інформації про процеси, що відбуваються у треку іонізуючої частинки;

проведення кількісних оцінок величин, які необхідні для дослідження гасіння, що відбувається у треку органічних діелектриків;

одержання опису, який враховує вплив поляризаційних взаємодій на процеси первинного розміну енергії (у тому числі і гасіння), що відбуваються у треку іонізуючої частинки.

1. Огляд літературних даних, що стосуються теми дисертації

Описано структуру і загальні особливості органічних молекулярних сцинтиляторів. Органічні кристалічні сцинтилятори характеризуються слабкими міжмолекулярними взаємодіями типу ван-дер-ваальсових, які зв'язують молекули в кристалічну решітку. Для органічних молекулярних кристалів середній час, що є необхідним для перескоку носія заряду з однієї молекули на іншу, має значення порядку 10-12 с, а час, необхідний для електронної поляризації сусідніх молекул становить від 10-16 до 10-15 с. Таким чином, генерація зарядових станів іонізуючою частинкою супроводжується виникненням поляризаційних взаємодій між надлишковим носієм заряду, який локалізовано на молекулі, і її оточенням. Виникають поляронні стани. До деякої відстані rп, яка для органічних кристалів становить 13-16 нм, ці два поляронних стани поводяться як біполярон, тобто стан, який передує та сприяє рекомбінації, що приводить до молекулярного збудження або гасіння. Ефективна маса гарячих носіїв заряду при напруженості електричного поля Е = 105 В/см зменшується з ростом напруженості поля. У дуже сильних полях Е~106 В/см, що сягають вже значень локальної напруженості поля усередині поляронної пари, час розсіювання носія заряду стає дуже малою величиною, оцінюваною як 10-14 с. Такі значення порівнянні з часом утворення молекулярного полярону. Носій, що рухається в електричному полі із дрейфовою швидкістю, більшою, ніж середня термічна швидкість, поводиться як гарячий. Тому процеси, що відбуваються після моменту генерації носіїв заряду за проміжки часу, порівнянні або більш короткі, ніж 10-13 с, це є процеси, що відбуваються із гарячими зарядовими станами.

Процеси розміну енергії у треку іонізуючої частинки характеризуються наявністю істотних додаткових енергетичних втрат («специфічним» гасінням) у порівнянні із процесами розміну, що відбуваються поза треком. Спроби з'ясувати механізм «специфічного» гасіння, відомі на момент початку дисертаційної роботи, приводили до суперечливих даних. Загальною особливістю робіт із цієї тематики є те, що автори не враховували вплив ефекту поляризації на процеси розміну енергії у треку.

2. Характеристики джерел іонізуючого випромінювання і методичні аспекти дослідження процесів розміну енергії у трекових ділянках, які використовувались в роботі

Це метод визначення величини світлового виходу по спектру амплітуд сцинтиляцій, метод одержання альфа-частинок різних енергій, що використовує ефект зменшення енергії альфа-частинки при її проходженні крізь шар повітря. Метод селективної реєстрації іонізуючого випромінювання, який базується на порівнянні зарядів у швидкому і повільному компонентах сцинтиляційного імпульсу, використовувався для одержання спектрів протонів віддачі, не спотворених внеском супутнього гамма-випромінювання. Основою методу відновлення нейтронного спектра, який використовувався у роботі, є диференціювання спектрів протонів віддачі, а метод ідентифікації відновлених нейтронних спектрів базується на використанні джерела нейтронів 23994Pu-Be, спектр якого відомий. Випадок збудження фотонами гамма-випромінювання середніх енергій або електронами конверсії, коли трек не формується, використовувався в якості репера, щоб виділити інформацію про втрати на гасіння у треку і розрахувати величини «i-гамма» відношення, а також відношення «i-електрон конверсії». Величина «i-гамма» відношення, яка характеризує інтегральний ефект гасіння у треку частинки i типу, дорівнює:

, (1)

де Ni і Nг - амплітуди сцинтиляційних імпульсів, що виміряні при збудженні сцинтилятору i-м видом випромінювання і гамма-випромінюванням, відповідно; Ei і Еcomp - енергія випромінювання i-го виду та енергія, що відповідає краю комптонівського розподілу, для гамма-випромінювання з енергією Eг.

Ступінь впливу виду сцинтиляційного матеріалу, наявності люмінесцентної добавки і її концентрації на процеси розміну енергії іонізуючого випромінювання, що відбуваються у треку, стало можливим оцінити за рахунок спеціального добору експериментальних зразків сцинтиляторів, для яких проводилось порівняння величин i,г (1), що отримано при одному і тому ж виді збудження.

3. Результати досліджень сцинтиляційних характеристик монокристалів стильбену та активованого 1,4-дифеніл-1,3-бутадієном п- терфенілу, полікристалів стильбену, а також композиційних сцинтиляторів на основі: стильбену, неактивованого п-терфенілу та активованого 1,4-дифеніл-1,3-бутадієном п-терфенілу

Полікристали і композиційні сцинтилятори виготовлялися з монокристалічних зерен, які за допомогою каліброваних сит були розділені на фракції з різним середнім розміром зерна. Полікристали одержували шляхом пресування монокристалічних зерен при температурах, близьких до температури плавлення (метод гарячого пресування). При виготовленні композиційних сцинтиляторів, кристалічні зерна були введені у полімерну двокомпонентну оптично прозору матрицю. Представлено експериментальні результати досліджень величини світлового виходу органічних кристалічних сцинтиляторів залежно від енергії іонізуючого випромінювання, середнього розміру зерен, з яких виготовлявся сцинтилятор, концентрації люмінесцентної добавки. Отримані експериментальні результати показали, що для всіх зразків залежність світлового виходу від енергії, що відповідає краю комптонівського розподілу, при збудженні фотонами гамма-випромінювання є лінійною. Залежності світлового виходу від енергії нейтрона, від енергії альфа-частинки для всіх зразків мали нелінійний характер, причому для випадку альфа-збудження спостерігалося більш сильне відхилення від лінійності, ніж при збудженні нейтронами. Також представлено розраховані величини «альфа-гамма» відношення і відношення «альфа-електрон конверсії» (жб,г, б,е (1)) як функції концентрації люмінесцентної добавки та величини «альфа-гамма» відношення і «нейтрон-гамма» відношення (жб,г, жn,г (1)) як функції енергії збудження для випадків альфа- і нейтронного збудження. Отримані залежності величин жб,г, жn,г (1) від енергії альфа- і нейтронного збудження, а також залежність величин жб,г, б,е (1) від концентрації люмінесцентної добавки в розплаві показують, що впливом виду сцинтиляційного матеріалу, наявності люмінесцентної добавки, а також концентрації люмінесцентної добавки на гасіння у треку іонізуючої частинки в порівнянні із впливом виду збудження можна знехтувати.

4. Опис процесів первинного розміну енергії у треку, що враховує ефект поляризації молекул зарядовими станами

Обґрунтована незалежність від часу ймовірності безвипромінювального переносу енергії збудження від донорів енергії до її акцепторів для кристалічних сцинтиляційних систем, які розглядаються у дисертації. Внаслідок впливу іонізуючого випромінювання в органічному молекулярному твердотільному сцинтиляторі мають утворюватись початкові стани - плазмони. Нехай органічна молекулярна система, що містить N однакових молекул у кубічному сантиметрі, збуджується іонізуючою частинкою i -типу з енергією Ei. Тоді на 1 молекулу у треку іонізуючої частинки буде припадати нi0 плазмонів:

, (2)

де Vi - об'єм треку, енергія плазмону (для органічних кристалів становить близько 20 еВ [2*]).

Початкові стани (плазмони) будуть розпадатися на, практично, таке ж число пар зарядових станів. Згідно (2), середня відносна концентрація пар молекулярних іонів у треку н(t) є величиною безрозмірною, яка для моменту часу t = 0 дорівнює концентрації первинних станів н0. Сумарна відносна концентрація всіх молекул (іонізованих і неіонізованих) дорівнює одиниці. Тоді середня відносна концентрація неіонізованих молекул у треку буде дорівнювати 1-н(t) і 1-н0 для моментів часу t > 0 і t = 0, відповідно. Якщо поляризація охоплює весь трек, або ту його ділянку, у якій вивчається рекомбінація поляронних пар, то під дією поля молекулярних іонів відбувається поляризація всіх цих неіонізованих молекул у треку, або його ділянці. Зміна концентрації пар зарядових станів (або пар поляронів) у треку може бути обумовлена як дифузійним розширенням треку, так і зменшенням числа зарядових станів у треку внаслідок їхньої рекомбінації. Якщо q(н,t) описує рекомбінацію зарядових станів (поляронів) у треку, а D - коефіцієнт їх дифузії, тоді в загальному випадку зміна відносної концентрації ? у часі має описуватись наступним рівнянням:

(3)

Другий член у рівнянні (3) описує зміну концентрації пар поляронів за рахунок їх рекомбінації. Одночасна рекомбінація j ? 1 поляронних пар можлива для випадків, коли:

* полярони перебувають на відстані r ? rп (константа швидкості pj);

* полярони перебувають на відстані r > rп і тому спочатку мають зблизитися (константа швидкості cj).

Це означає, що другий член в (3) можна записати у вигляді:

(4)

Відповідно до даних, що наведені у першому розділі, процеси первинної рекомбінації поляронних пар (константа швидкості pj) мають протікати за проміжки часу 10-14 - 10-13 с після збудження, тобто швидше, ніж розширення треку на відстань, яка дорівнює середній відстані між сусідніми молекулами (? 10-12 с). У такому випадку, процес рекомбінації основної частини поляронних пар має відбуватися за настільки малі проміжки часу, що перетин треку і просторовий розподіл у треку не встигають змінитися. Тобто процес рекомбінації поляронних пар відбувається набагато швидше дифузійного розширення треку і в основному визначає зміну концентрації зарядових станів. Ек-спериментально отримані для монокристалів, полікристалів і композиційних сцинтиляторів залежності величин б і n (1) від енергії збудження, що наведено у третьому розділі, не суперечать такому висновку. Для моделювання такої первинної рекомбінації поляронних пар у треку була сформульована «однокрокова» модель. У цій моделі за один крок приймається час t, відповідний розширенню треку на відстань, яка дорівнює середній відстані між сусідніми молекулами сцинтилятору. Тоді за час t <t відбувається стрибкоподібна зміна відносної концентрації пар зарядових станів від її початкової величини ?0 до, практично, нуля. Зміна концентрації пар поляронів, а отже, середньої відстані між поляронами в діапазоні проміжків часу, малих у порівнянні з ?t, не розглядається. Тому, процес такої рекомбінації ми назвали «стрибкоподібним». Якщо такий процес пов'язано з імовірністю рекомбінації як функції середньої відстані між поляронами, то з ростом ?0 частина поляронів, рекомбінація яких може бути описана в рамках цієї «однокрокової» моделі, має збільшуватись. У реальній ситуації відносна концентрація зарядових станів н(t), що залишилися після такої початкової рекомбінації, не дорівнює нулю. Вона буде визначатися числом зарядових станів, які залишили трек при його формуванні, і числом зарядових станів у треку, що перебували на досить великих відстанях від точок рекомбінації і тому не брали у ній участь.

У випадку наближення «однокрокової» моделі замість (4) використовується (5), яке дає розклад в ступеневий ряд не для функції q(н,t), а для q(н0) = q0 =const. У результаті одержуємо:

(5)

Відзначимо, що константи A, B, C, F,… в (5) є ефективними величинами, які можна одержати лише з апроксимації експериментальних результатів. Тобто, вони одержуються у результаті усереднення значень ai по відповідному діапазону концентрацій н0, що відповідає різним енергіям збудження даного виду для даного зразка.

Розглянуто твердий кристалічний розчин заміщення, що складається з молекул сорту X (молекули основи) і Y (молекули добавки), які вводяться в малих концентраціях. Вважається, що молекули збуджуються з імовірністю щ при рекомбінації зарядових станів, локалізованих на молекулах сорту X. Збудження молекул сорту Y відбувається як за рахунок безвипромінювального переносу енергії від збуджених молекул сорту X (з імовірністю иXY), так і поглинання їх люмінесценції (з імовірністю к). Поряд зі світінням молекул Y спостерігається і світіння молекул X. Вважається, що в момент часу t = 0 відбувається збудження сцинтилятору. У результаті було отримано, що у випадку виконання умов «однокрокової» моделі, світловий вихід сцинтилятору LYi як функція початкової відносної концентрації пар поляронів нi0 (тобто як функція енергії збудження (2)) описується як:

(6)

де Si:

, (7)

В (7) введені наступні позначення:

лi - число фотонів радіолюмінесценції молекул сорту i (i = X, Y), що реєструється, в розрахунку на одну збуджену молекулу сорту i;

CX і CY - це молекулярні концентрації молекул основи і добавки, відповідно (для однокомпонентної системи CY = 0);

оi(t) - число збуджених молекул сорту i (i = X, Y);

зi - імовірність, що характеризує перехід в основний стан збудженої молекули i-го сорту;

Апроксимація залежністю LYi = f(нi0) (6) результатів вимірювань світлового виходу як функції початкової відносної концентрації нi0 пар поляронів дозволяє визначити величини параметрів Si, Bi, Ci, … (6). Ці параметри описують залежність світлового виходу від нi0 для деякого діапазону енергій Ei в наближенні «однокрокової» моделі рекомбінації зарядових станів у треку.

У п'ятому розділі представлені приклади апроксимації виразом (6) експериментально отриманих величин світлового виходу як функцій початкової відносної концентрації пар поляронів нi0 (i = n, б). Наведені значення параметрів S, B і C (6), визначених у результаті такої апроксимації для зразків, що досліджувались. Для всіх сцинтиляторів точність апроксимації була задовільною, тільки якщо коефіцієнти при н03, н04, … у виразі (6) дорівнювали нулю. Це означає, що в розглянутому діапазоні концентрацій н0 процес рекомбінації поляронних пар у треку реалізується таким чином, що внесок від рекомбінації чотирьох поляронних пар, п'яти поляронних пар, і так далі, може бути настільки малим, що перебуває в межах похибки апроксимації. У тому випадку, якщо коефіцієнти при 02, 03, … примусово прирівнювалися до 0 або проводилася апроксимація з відмінними від нуля коефіцієнтами при 03, 04, …, похибка визначення параметрів S, B, C, F, … перевищувала на порядки величини відповідні їм значення.

Комбінація членів, що знаходяться у чисельнику і знаменнику формули (6), тобто величин Sн0, В н0 і С н20, може забезпечити інформацію про непропорційність світлового виходу, пов'язану з гасінням. Аналіз залежностей величин Sн0, В н0 і С н20 від енергії збудження для випадків альфа- і нейтронного збудження показав, що величини В н0 і С н20 близькі за своїм значенням. Первинна рекомбінація поляронів і пов'язаний з нею ефект гасіння характеризується добутком знаменника у формулі (6) на параметр А (5).

Знаючи число пар поляронів N0, яке розраховано для треку об'ємом V, можна оцінити середній об'єм, що припадає на одну пару поляронів Vпари=V/N0. Корінь кубічний з Vпари дозволяє оцінити середню відстань між поляронами. Беручи до уваги, що поляронні пари утворюється на відстанях не більших за 13 - 16 нм (rп), можна розрахувати величину:

(8)

Тоді для Dвідн < 1 полярони виникають на відстані, необхідній для утворення пари, і має місце миттєва рекомбінація поляронних пар. Для Dвідн >1 полярони спочатку мають зблизиться до відстані, яка необхідна для утворення пари, тобто рекомбінації передує попередня міграція поляронів по кристалу. Величини Dвідн як функції 0 було розраховано для стильбену і п-терфенілу. Результати цих розрахунків показують, що при альфа-збудженні з енергіями, які використовувалися в даній роботі, завжди має відбуватися миттєва рекомбінація поляронних пар. Для нейтронного збудження реалізується змішаний випадок: для частини поляронних пар також має місце миттєва рекомбінація, а для іншої їх частини рекомбінації передує міграція поляронів. Тобто при нейтронному і альфа-збудженнях можлива реалізація різних механізмів рекомбінації поляронних пар. Це означає, що величини параметрів А, В, С мають бути різними для альфа- і нейтронного збудження. Для одного і того ж сцинтилятору, що збуджується i-тим видом іонізуючого випромінювання, Sxyi = const/Ai (7).

Для розуміння послідовності процесів формування треків оцінювалися проміжки часу, що необхідні альфа-частинці з енергією Еб або протону віддачі з енергією Еp для того, щоб пройти шлях, який відповідає їхнім пробігам Rб, Rp у сцинтиляційному матеріалі. Час, що необхідний частинці для проходження відстані, яка дорівнює пробігу, оцінювався виходячи з умови, що такий рух є рівносповільненим. Було отримано, що формування треку по всій його довжині відбувається за проміжки часу порядку 10-11 с для протонів віддачі та порядку 10-12 с для альфа-частинок. Тобто, формування треку по всій його довжині є більш повільним процесом, ніж первинна рекомбінація поляронних пар у треку.

Таким чином, процес формування відповідної ділянки треку частинки супроводжується процесом швидкої первинної рекомбінації поляронних пар у ній. Для альфа-збудження дифузійне розширення треку (10-12с) починає відбуватися за проміжки часу порівнянні або трохи більші, ніж час його повного формування. Для розглянутого діапазону енергій протонів віддачі, що формують треки при збудженні нейтронами, дифузійне розширення треку це є процес порівнянний по тривалості або трохи швидший, ніж формування треку по всій довжині.

Базуючись на відомих літературних даних, а також узагальнюючи результати, які отримані в дисертаційній роботі, було сформульовано модельний опис процесів первинного розміну енергії іонізуючого випромінювання у треку, який створюється іонізуючою частинкою в органічному молекулярному кристалічному сцинтиляторі. Основні моменти цього модельного опису є наступними.

Як відомо з літературних даних, при взаємодії іонізуючого випромінювання з речовиною органічного молекулярного твердотільного сцинтилятору утворюються початкові стани - плазмони. За проміжки часу порядку 10-17 - 10-16 с у результаті розпаду плазмонів відбувається іонізація молекул, тобто генеруються пари зарядових станів. Навколо кожного такого зарядового стану внаслідок електронної поляризації сусідніх молекул за 10-16 - 10-15 с формується поляризаційне оточення, тобто виникають полярони. Рекомбінація поляронів, що сформовані навколо зарядових станів протилежних знаків, може привести до збудження молекули (яка згодом може дати квант люмінесценції), або гасіння (втратам енергії на тепло, радіохімічні реакції і таке інше).

Аналіз, проведений у дисертаційній роботі, вказує на те, що гасіння у треку доцільно розділити на первинне і вторинне гасіння. Це випливає з наступного. Якщо після розпаду плазмонів зарядові стани, навколо яких виникло поляризаційне оточення, перебувають на відстанях, що не перевищує деякої відстані rп (яка для розглянутих органічних кристалів становить 13 - 16 нм), то такі два поляронні стани формують поляронну пару. Рекомбінація цих поляронних пар відбувається за проміжки часу, які не перевищують 10-13 с і визначає процес первинного гасіння. Оскільки проміжок часу, який необхідний для розширення треку на відстань, що дорівнює середній міжмолекулярній відстані, становить не менш, ніж 10-12 с, первинне гасіння має відбуватися у треку з, практично, незмінним поперечним перерізом. Як показують результати, які отримані в дисертаційній роботі (п'ятий розділ), первинне гасіння у треку іонізуючої частинки для органічних сцинтиляторів носить концентраційно - контрольований характер. Якщо після розпаду плазмонів зарядові стани перебувають на відстанях більших за rп, то утворенню поляронної пари і її рекомбінації передує попередня міграція поляронів, яка є суттєво повільнішим процесом. Рекомбінація таких поляронів зробить внесок у процес вторинного гасіння і буде відбуватися, коли процес первинного гасіння вже закінчиться. Вторинне гасіння, як випливає з літературних даних, є дифузійно-контрольованим процесом. Тому воно має відбуватися в остиглому треку, що розширюється, і є суттєво менш ефективним процесом (з погляду втрат енергії), ніж первинне гасіння.

Аналіз та розрахунки, які проведено у п'ятому розділі, свідчать про те, що співвідношення кількості поляронних пар, що виникають одразу після розпаду плазмонів, і поляронних пар, утворенню яких передує міграція поляронів по кристалу, визначається середньою відстанню між поляронами, тобто початковою відносною концентрацією пар поляронів н0. Величина н0, у свою чергу, визначається величиною питомих енергетичних втрат dE/dx іонізуючого випромінювання. Так, зокрема, показано, що при альфа-збудженні з енергіями, які використовувалися в роботі, має відбуватися миттєва рекомбінація поляронних пар. Для нейтронного збудження реалізується змішаний випадок: для частини поляронних пар також має місце миттєва рекомбінація, а для іншої їх частини рекомбінації передує міграція поляронів. Оцінки, що проведені у п'ятому розділі, а також результати апроксимації експериментальних даних запропонованим напівемпіричним описом (6), дозволяють зробити висновок про те, що чим більша величина н0, тим більша кількість поляронних пар, що виникають одразу після розпаду плазмонів, і тим інтенсивнішим є процес первинного гасіння.

Оцінки часу, що необхідний для формування треку по всій його довжині, які проведені в п'ятому розділі, свідчать про те, що процес формування відповідної ділянки треку частинки супроводжується процесом швидкої первинної рекомбінації зарядових станів у ній. Тому ця рекомбінація має сприяти вирівнюванню концентрації зарядових станів у площині, перпендикулярній руху первинної частинки.

Висновки

сцинтиляційний іонізуючий діелектрик фотон

Запропоновано напівемпіричний опис процесів первинного розміну енергії у треку іонізуючої частинки, що вперше враховує вплив поляризації, яка сприяє швидкій рекомбінації зарядових станів, що приводить або до молекулярного збудження, або до втрат енергії (гасіння).

Показано, що на відміну від більш ранніх уявлень, процеси гасіння у треку можна розділити на первинне і вторинне гасіння. Процес первинного гасіння визначається рекомбінацією поляронних пар, що виникли одразу після розпаду плазмонів, та відбувається за проміжки часу, які не перевищують 10-13с. Час, що необхідний треку для розширення на одну середню міжмолекулярну відстань становить не менш, ніж 10-12 с. Тому, первинне гасіння відбувається у треку з, практично, незмінним поперечним перерізом. Вторинне гасіння відбувається в остиглому треку, що розширюється.