Ядерная геофизика

Ионизирующее действие Ф б-частицы увеличивается по мере приближения их к концу пробега R, т.е. с уменьшением скорости. Зависимость ионизации, вызываемая б-частицей, зависит от длины пробега R0:

где Ф - число пар ионов, образованных на пути между рассматриваемой точкой и концом пробега.

Удельная ионизирующая способность в-частицы примерно на порядок ниже, чем у б-частицы.

Взаимодействие г-излучения с веществом.

Распространяясь в веществе, г-кванты взаимодействуют с электронами ядрами атомов, а также с кулоновским полем, окружающим электроны и ядра атомов. Имеется возможность осуществления более десятка элементарных процессов взаимодействия г-излучения с веществом, завершающееся рассеянием или поглощением г-квантов. Вероятность протекания каждого из этих процессов зависит от энергии г-кванта, атомного номера Z элемента вещества.

В ядерной геофизике используется г-излучение с максимальной энергией до 3 Мэв. Для такого г-излучения характерно взаимодействие с электронами атомов. Наиболее вероятны: фотоэлектрическое поглощение (фотоэффект) на электронах внутренних оболочек атома; поглощение г-кванта в процессе образования пары электрон - позитрон в кулоновском поле электронов и ядра (рождение электрон - позитрона РЭП); неупругое рассеяние г-кванта на электронах (эффект Комптона); упругое рассеяние г-кванта на электронах (эффект Томсона).

I. Рассеяние г-квантов свободными электронами

Считать электроны свободными, т.е. пренебречь связью электронов в атоме, можно лишь для энергий фотонов, значительно превышающей энергию связи электрона ее. Энергия связи валентных электронов - величина порядка единиц электрон-вольта (эВ), для электронов внутренних оболочек это значение возрастает, достигая максимума для электронов К-оболочки - от единиц до десятков Кэв (в зависимости от Z - заряда ядра).

При томсоновском рассеянии энергия гамма-кванта до взаимодействия (Ег) равняется энергии гамма-кванта после взаимодействия (Ег'), т.е. процесс идет без потери энергии г-кванта (Ег = Ег').

Томсоновское рассеяние преобладает при Ег << mec2 (mec2 = 511 Кэв, me - масса электрона, с - скорость света), когда энергия г-кванта сопоставима с энергией связи электрона ее. Дифференциальное сечение рассеяния характеризует вероятность рассеяния г-квантов под данным углом и на одном электроне. Дифференциальное, по телесному углу, сечение томсоновского рассеяния описывается:

где r0 - классический радиус электрона r0=e2/mc2 = 2.8*10-13 см

Интегральное сечение (вероятность) томсоновского рассеяния на электроне:

eуT = (8/3)рr02 = 0.66*10-28 м2/электрон

Комптоновское рассеяние соответствует случаю неупругого рассеяния г-кванта на свободном электроне, когда в результате взаимодествия рассеянный г-квант имеет меньшую энергию, чем первичный (Ег > Eг'). Возникает в тех случаях, когда энергия г-квантов значительно превосходит энергию связи электрона в атоме (Ег > ее), в области энергий 0.05 < Ег < 10 Мэв комптон-эффект является преобладающим видом взаимодействия г-квантов с веществом. Разность энергий Ег - Eг' уносится электроном, который получает кинетическую энергию Pe.

Из этого выражения следует, что максимальная энергия гамма-кванта, после рассеяния на электроне, при и = 0, а минимальная - при и = 1800.

Микросечение комптоновского рассеяния уk при малых энергиях растет, а затем медленно уменьшается с увеличением энергии г-квантов. Для легких элементов (Z < 20), кроме водорода, макроскопическое сечение мк комптоновского рассеяния не зависит от Z и пропорционально плотности вещества д. Действительно, число атомов в 1 см3 вещества N = д*A/M (А - число Авогадро, М - атомная масса вещества), следовательно мk =N*уk = AдZуk/M. Учитывая, что для легких элементов Z/M ? 0.5, получаем мk = Aдуk/2.

II. Поглощение г-квантов электронами атомов

Фотоэффект. Фотоэффектом называется такой процесс взаимодействия г-кванта с электроном, при котором электрону передается вся энергия г-кванта. При этом электрон выбрасывается за пределы атома с кинетической энергией Ее = Ег - Ii где Ег - энергия г-кванта; Ii - потенциал ионизации i-оболочки атома. Освободившийся в результате фотоэффекта место на электронной оболочке заполняется электронами с вышерасположенных орбит. Этот процесс сопровождается испусканием характеристического рентгеновского излучения, либо испусканием электронов Оже.

Чем меньше энергия связи электрона с атомом, по сравнению с энергией г-кванта, тем менее вероятен фотоэффект. Это обстоятельство определяет все основные свойства фотоэффекта: ход сечения в зависимости от энергии г-кванта; соотношение вероятности (сечения) фотоэффекта на разных электронных оболочках атома; зависимость сечения от Z вещества.

Вероятность фотоэффекта тем больше, чем меньше разность энергий потенциала ионизации i-оболочки и энергией г-кванта. Для г-кванта с энергией, значительно превышающей энергию связи электрона с атомом, электрон оказывается свободным и фотоэффект становится маловероятным, более вероятно комптоновское рассеяние. По мере убывания Ег сечение фотоэффекта возрастает. Рост уф продолжается до тех пор, пока Ег не станет равной потенциалу ионизации IK (энергии связи) К-оболочки. Начиная с Ег > IK, фотоэффект на К-оболочке становится невозможным и сечение фотоэффекта определяется только взаимодействием г-квантов с электронами L-оболочки, далее М-оболочки и т.д. Но электроны этих оболочек связаны с атомом слабее, чем электроны К-оболочки. Поэтому при равных Ег вероятность фотоэффекта электрона с L-оболочки (а тем более с М-оболочки) существенно меньше, чем с К-оболочки. В связи с этим на кривой сечений фотоэффекта наблюдается резкий скачок при переходе с К-оболочки на L-оболочку.

Для одного и того же вещества для К-оболочки ход сечения фотоэффекта приблизительно оценивается:

при Ег > IK уф ? 1/ Ег3.5;

при Ег >> IK уф ? 1/ Ег.

Вероятность (сечение) фотоэффекта очень резко зависит от вещества (заряда Z атома), на котором происходит фотоэффект: уф ? Z5. Это объясняется различной энергией связи электрона в различных веществах. В легких элементах , при Z < 25, электроны связаны кулоновскими силами относительно слабее, чем в элементах с Z > 50 (тяжелые элементы).

Образование (рождение) электронно-позитронных пар (РЭП). Процесс образования пар состоит в том, что вся энергия кванта в кулоновском поле ядра или электрона передается образующей паре электрон-позитрон. Энергия покоя пары равна 2mеc2 = 1022 Кэв, которая совпадает с пороговой энергией г-кванта, при которой начинается РЭП в поле ядра. При образовании пары в кулоновском поле электрона пороговая энергия г-кванта повышается до 4mеc2 = 2044 Кэв. Учитывая, что в ядерной геофизике используются г-кванты с энергией до 3 Мэв, роль РЭП при поглощении г-квантов пренебрежимо мала.

Поглощение г-кванта в процессе РЭП сопровождается вторичным процессом. Возникший при поглощении г-кванта позитрон замедляется и, соединяясь с одним из электронов среды, аннигилирует. При этом образуются два аннигиляционных г-кванта с энергией 511 Кэв каждый, разлетающиеся в противоположные стороны.

Характеристическое излучение элементов.

В результате фотоэффекта электрон выбрасывается за пределы атома, т.е. происходит ионизация атома. Поскольку электроны, окружающее атомное ядро, находятся на определенных энергетических уровнях (K, L, M и т.д.), при удалении одного из электронов, образуется вакансия и атом оказывается в возбужденном состоянии. Всякое возбужденное состояние энергетически неустойчиво и через очень короткий промежуток времени (от 10-16 до 10-7 сек) происходит заполнение образовавшейся вакансии электроном с более удаленного уровня, понижая возбуждение. Разность энергий, между уровнями с которого электрон перешел на другой, высвобождается испусканием фотона характеристического излучения. Так как энергетические уровни электронных оболочек для каждого вещества имеют строго фиксированные значения, то и энергия излучения фотона для каждого элемента строго фиксирована (характерна).

Согласно квантовой теории, электроны в атоме располагаются на стационарных орбитах, заполнение которых идет с орбиты с минимальным уровнем энергии. Для характеристик этих энергетических уровней служат так называемые квантовые числа: n - главное квантовое число, равное 1, 2 …. 0;

l - орбитальный момент, l = n-1, n-2 … 0; mL - магнитный момент, mL = ±?l?, = ±?l-1? ...0; s - спиновое число, равно ±1/2.

Разрешен переход с уровня на уровень при выполнении условия ДmL = ±1.

Характеристическое излучение, испускаемое атомами, имеет линейчатый дискретный спектр, который состоит из нескольких групп или серий линий (K-, L-, M-серии и т.д.). Наиболее высокоэнергетичной (до нескольких десятков Кэв) является К-серия, далее, в порядке уменьшения, следуют L-серия (до 10 Кэв), M-серия (до 1 Кэв) и т.д.

Излучение К-серии возникает при переходе электрона с более удаленного уровня на К-уровень, при этом энергия испускаемого кванта равна разности энергий уровня, из которого вышел электрон и К-уровня. В том случае, когда появляется вакансия на L-уровне, возникают линии спектра L-серии. При этом неважно, удален ли электрон с L-уровня вследствие внешних причин (фотоэффекта) или в результате перехода электрона с L-уровня на К-уровень. Если атомы данного элемента испускают линии К-серии, то при наличии возможности, в спектре всегда будут присутствовать линии L-серии.

Спектры характеристического излучения данной серии для различных элементов одинаковы по структуре, то есть по числу и взаимному расположению линий, и отличаются друг от друга только энергией. Наименьшее число линий имеет К-серия (б1, б2, в1, в2), причем Eв2 > Eв1 > Еб1 > Eб2 . В связи с тем, что вероятность переходов электронов с уровня на уровень разная, при возбуждении большого количества фотонов всех линий К-серии, интенсивность их будет различной. Соотношение интенсивностей К-серии для одного и того же вещества такова: Кб1 : Kб2 : Kв1 : Kв2 ? 100 : 50 : 25 : 5. Аналогичные условия выполняются и для L-серии: Lб1-2 : Lв1-4 : Lг ? 100 : 80 : 9.

При заполнении вакансии электроном с более высокого уровня не всегда возникает фотон характеристического излучения. В некоторых случаях избыток энергии атома может уноситься не фотоном, а электроном (эффект Оже). Такой переход между двумя состояниями атома называется безрадиационным и его можно рассматривать как внутриатомное поглощение характеристического излучения. Если с К-уровня удален электрон, то возникающий фотон характеристического излучения обладает энергией, достаточной для возбуждения L-уровня. В результате такого внутриатомного фотоэффекта фотон К-серии поглощается и атом испускает L-электрон (оже-электрон). L-уровень оказывается в состоянии двойной ионизации и атом переходит в нормальное состояние путем излучения фотона L-серии или безрадиационным путем, с испусканием еще одного электрона с более удаленного уровня.

Эффект Оже конкурирует с процессом образования фотонов характеристического излучения и приводит к снижению выхода характеристического излучения (Х.И.). Отношение числа атомов, испустивших Х.И. (Nqx) к общему числу атомов, возбужденных на q-уровень (Nq) определяет коэффициент выхода Х.И. для q-уровня: Wq = Nqx / Nq. Приблизительное значение этого коэффициента можно найти по эмпирической формуле:

где aq для К-серии равно aK = 1.06*106, для L-серии aL = 108. Таким образом эффект Оже более существенен для легких элементов (Z < 20), и для L-уровня коэффициенты выхода Х.И. в несколько раз меньше, чем для К-уровня.

Полное сечение взаимодействия г-излучения с веществом.

Элементарные процессы взаимодействия г-квантов с веществом не зависят друг от друга, поэтому полное сечение взаимодействия равно сумме трех сечений: м = ук + ут + уф, где индексы к, т, ф относятся, соответственно, к комптоновскому и томсоновскому рассеяниям и фотоэффекту. м называют коэффициентом ослабления г-излучения. Его размерность равна обратной длине (см-1).

Для плоскопараллельного пучка г-квантов, испытывающих однократное взаимодействие, справедливо выражение N=N0exp(-мx), где N0 - кол-во г-квантов до взаимодействия, N - после взаимодействия, м - коэффициент ослабления, характеризующий поглощающие свойства среды, х - толщина поглотителя. Значение м возможно рассчитать через параметры среды:

,

где с - плотность, NA - число Авогадро, А - атомный вес среды, Z - порядковый номер элемента в таблице Менделеева, уф - сечение фотоэффекта и ук - сечение комптоновского рассеяния. Так как м пропорционально плотности, иногда удобнее рассматривать массовый коэффициент ослабления к, равный k = м / с. Для сложной среды массовый коэффициент ослабления г-излучения равен:

где i - количество компонент (элементов) среды, pi - весовая доля каждой компоненты, ki - коэффициент ослабления i-компоненты.

Выше было показано ослабление г-излучения в случае однократного взаимодействия. В реальных средах такое допущение очень грубое, поэтому расчет ослабления потока г-квантов ведется по функции Кинга. Функция Кинга табулирована и представлена в справочниках.

Взаимодействие нейтронов с веществом.

Не обладая электрическим зарядом, нейтроны не испытывают действия зарядов электронов и ядер, поэтому характеризуются большой проникающей способностью. Взаимодействуют, в основном с ядрами атомов. В ядерной геофизике используются, в подавляющем большинстве, тепловые и надтепловые нейтроны с энергией до 100 эв. Для таких нейтронов характерны реакции: поглощения (радиационный захват нейтронов) и рассеяния (упругое и неупругое).

Упругое рассеяние аналогично столкновению двух идеально упругих шаров: сумма энергий до и после рассеяния остается постоянной. Сечение упругого рассеяния ур для большинства ядер в области энергий до 100 эв остается постоянной. Исключением является водород, имеющий наибольшее ур среди основных породообразующих элементов.

n - нейтрон до взаимодействия; M - ядро-мишень до взаимодействия; n'- положение нейтрона после взаимодействия; M'- положение ядра-мишени после взаимодействия; Ш - угол рассеяния нейтрона. Часть энергии нейтрона при соударении расходуется на создание импульса отдачи ядра-мишени.

Потеря энергии нейтрона при упругом рассеянии зависит от массы ядра-мишени М и угла рассеяния нейтрона. Энергия нейтрона до Е0 и после соударения Е с покоящимся ядром:

Минимальное значение энергии при лобовом соударении (ш = р) равно:



где

Отсюда следует, что наибольшая потеря энергии нейтрона наблюдается при соударении с ядром-мишенью с М=1, т.е. с ядром водорода. При лобовом соударении с водородом возможна полная потеря энергии нейтрона. Для сравнения: потеря энергии нейтрона при соударении с ядром кислорода составляет 11%; при соударении с ядром кремния - 6%. Благодаря высокому сечению рассеяния и большой потере энергии нейтрона, водород является аномальным замедлителем нейтронов.

В теории чаще употребляется среднелогарифмическая потеря энергии на одно соударение, так называемый параметр замедления

Неупругое рассеяние нейтронов. При этом взаимодействии кинетическая энергия нейтрона расходуется не только на создание отдачи ядра-мишени, но и на повышение его внутренней энергии, т.е. на возбуждение ядра. Энергия возбуждения в последующем высвобождается в виде г-кванта. Спектр излучения г-квантов для каждого элемента характерен, т.е. строго определен по энергиям г-квантов. Неупругое рассеяние - поровая реакция, энергия порога Епор уменьшается с ростом массы ядра - от нескольких тысяч Кэв для легких ядер до 100 Кэв для тяжелых. Поэтому неупругое рассеяние происходит только с быстрыми нейтронами и преимущественно на тяжелых ядрах. Сечение неупругого рассеяния становится больше 0 при достижении нейтроном энергии выше Епор, при энергии 10-15 Мэв достигает максимального значения.



Поглощение нейтронов. Для ядерной геофизики, из всех реакций поглощения нейтрона веществом, наиболее важны: реакция радиационного захвата нейтрона ядром (n, г); а также реакция (n, б) на изотопах 10B и 6Li. Эти реакции идут при любых энергиях нейтронов, но максимум сечения приходится на область низких энергий. Сечение реакции захвата в тепловой области убывает обратно пропорционально энергии нейтрона, для тяжелых элементов (Z > 45) в области промежуточных энергий существуют интервалы резкого роста сечения поглощения - резонансные интервалы. Остальные реакции поглощения, т.е. реакции типа (n, p) и (n, б) для большинства элементов, являются реакциями пороговыми и начинаются при энергии нейтронов более 2 - 5 Мэв. В результате поглощения нейтрона ядром, образуются изотопы, отличные от ядра-мишени, большинство из них являются радиоактивными. Спектр г-излучения радиационного захвата нейтронов, т.е. число квантов, образующихся по реакции (n, г) при поглощении 100 нейтронов, различен для разных элементов. Это различие может быть использовано для определения элементного состава породы. Необходимо отметить, что энергия г-квантов, образующихся в результате радиационного захвата нейтронов, достаточно большая - до 8 Мэв, что облегчает регистрацию их в полевых и скважинных условиях.

Полное сечение и пробеги нейтронов в веществе. Нейтроны, испускаемые источником и попавшие в горную породу, относительно быстро (за 10-4 ч 10-5 сек) замедляются в результате упругих и, частично, неупругих соударений. Большая часть нейтронов избегает поглощения в области высоких энергий, и захватывается ядрами по реакции радиационного захвата (n, г), уже имея очень малую энергию (0.025эв). Распределение нейтронов в среде определяется нейтронными свойствами среды, главным образом массой ядер и сечением различных процессов. Полное сечение равно сумме сечений элементарных процессов: уt = урз + уур + унр ? урз + уур, где индексы означают: t - суммарное сечение, ур - упругое рассеяние, нур - неупругое рассеяние, рз - радиационный захват. С целью уменьшения числа величин, характеризующих распределение нейтронов, вводится относительно небольшое число параметров, называемых нейтронными параметрами среды.

Макроскопическое сечение ? равно произведению микроскопического сечения процесса у на плотность ядер (атомов) среды ma : ? = уma = усNA / A, где NA -число Авогадро, с -плотность среды, А - атомный вес.

Замедляющая способность среды, равная произведению макроскопического сечения рассеяния ?Р на параметр замедления о. Чем больше замедляющая способность среды о?Р, тем быстрее происходит замедление нейтронов.

Длина замедления нейтронов , где r2 - среднее значение квадрата расстояния между источником быстрых нейтронов и точкой замедления до тепловой энергии.

Среднее время жизни тепловых нейтронов в среде ф = лз/v =1/v?з , где ?з - макросечение поглощения тепловых нейтронов, лз =1/?з - путь нейтрона от точки замедления до точки поглощения (Lрз = 1/?з), v - кинетическая скорость теплового нейтрона, равная 2200 м/с .

Полный пробег нейтрона в среде будет рассчитываться по формуле:

.

Радиометрическая аппаратура

Для обнаружения и измерения интенсивности ядерных излучений применяются приборы, называемые радиометрами. Радиометры состоят из: индикаторов (детекторов) излучения, блока регистрации излучения, а также источников, фильтров и других специфических устройств методов ядерной геофизики.

Детекторы излучений

Детектор ионизирующих излучений - это устройство, преобразующее энергию излучения в другие виды энергии, удобные для регистрации, чаще всего в электрическую энергию.

Детекторы, применяемые в радиометрах, различают:

По принципу действия, т.е. по эффекту, используемому для преобразования энергии излучения. Подразделяются на ионизационные и сцинтилляционные: ионизационные детекторы основаны на ионизирующей способности излучения; сцинтилляционные - на преобразовании фотоэлектрическим умножителем световых вспышек (сцинтилляций), возникающих в люминофорах от воздействия излучения, в электрические сигналы.

По состоянию среды, в которой происходит эффект от действия излучения. По этому признаку сцинтилляционные детекторы относятся к твердотельным (хотя в геохронологии используются и жидкие сцинтилляторы). По состоянию среды ионизационные детекторы подразделяются на газовые (счетчики Гейгера-Мюллера, пропорциональные счетчики и др.), жидкостные (некоторые типы ионизационных камер) и твердотельные (полупроводниковые детекторы).

По возможности регистрировать энергетическое распределение излучения детекторы подразделяются на интегральные и спектрометрические. Для спектрометрических детекторов характерно прямо пропорциональная зависимость выходного сигнала от энергии регистрируемого излучения. Для интегральных детекторов, вне зависимости от энергии излучения, выходной сигнал остается постоянным. Примером интегрального детектора может служить газоразрядный счетчик Гейгера-Мюллера, у которого выходной сигнал не зависит от энергии регистрируемого излучения. Спектрометрические детекторы: сцинтилляционные, полупроводниковые, пропорциональные.

Основными характеристиками детекторов являются: эффективность регистрации, чувствительность, счетная характеристика, уровень собственного фонового излучения, разрешающее время и энергетическое разрешение.

Счетная характеристика детектора - это зависимость частоты зарегистрированных импульсов детектора от напряжения, подаваемого на детектор. Характеризуется следующими параметрами: протяженностью плато и его наклоном. Плато счетной характеристики - это интервал напряжений, в пределах которого частота импульсов от излучения постоянной интенсивности, изменяется незначительно. Счетная характеристика детектора выражается следующими характеристиками: напряжение начала счета V0; напряжение начала плато V1; напряжение окончания плато V2; протяженностью плато V2 - V1; рабочее напряжение счетчика VР, выбираемое посередине плато. Наклон плато выражается в процентах изменения счета в интервале напряжений 100 вольт относительно счета при рабочем напряжении.

Эффективность регистрации - это отношение количества зарегистрированных сигналов к количеству частиц (-квантов), падающих на детектор:

= J/S

где: J - частота зарегистрированных импульсов от излучения; - плотность потока частиц (-квантов), падающих на детектор, S - площадь чувствительной поверхности детектора.

Чувствительность детектора - это отношение количества зарегистрированных сигналов к плотности потока частиц (-квантов):

= J/

Чувствительность детектора связана с его эффективностью соотношением:

= S Разрешающее время детектора - это минимальный интервал времени между двумя раздельно зарегистрированными импульсами. Иногда вместо значения приводится величина Nmax - максимальная частота или предельная загрузка детектора:

Nmax = 1/



Энергетическое разрешение спектрометрического детектора А. Под энергетическим разрешением детектора понимают способность детектора раздельно регистрировать близкие по энергетическому спектру линии. Разрешение детектора определяют по аппаратурному спектру на выходе детектору. Численно энергетическое разрешение, выраженное в процентах, характеризуют отношением ширины пика от моноэнергетического источника на половине высоты к энергии источника:

A = (E/E0)*100%

Энергетическое разрешение детектора, в паспортных данных, приводится для энергии -квантов Е0 = 1 Мэв. Энергетическое разрешение уменьшается с ростом энергии излучения как (E)-0.5.

Газонаполненные индикаторы излучения. Применение газонаполненных индикаторов излучения основано на измерении электрического заряда (тока), образующегося в газе при ионизации заряженной частицей. Незаряженные частицы регистрируются благодаря вторичным заряженным частицам, образующимся в различных реакциях: поглощения -квантов с образованием электронов и поглощения нейтронов в реакциях (n,а) и (n,р).

Газонаполненные индикаторы представляют собой наполненные газом баллоны с двумя электродами. В качестве одного из них обычно выступает сам металлический (или металлизированный стеклянный) баллон. Для собирания электронов и ионов из газа на электроды межу ними подается электрическое напряжение. При отсутствии ионизирующих излучении газ является изолятором. При прохождении заряженной частицы происходит ионизация молекул газа, он становится проводником, и в цепи индикатора появляется ток.

Режим работы газонаполненного индикатора зависит от напряжения и расстояния между электродами, от формы последних, точнее от величины и распределения напряженности электрического поля в рабочем объеме.

Рассмотрим зависимость ионизационного тока i от напряжения U между электродами при постоянных геометрии электродов и интенсивности излучения, взаимодействующего с детектором.

График разбит на 6 интервалов напряжений, описание каждого интервала приводится ниже.

I. При очень малом напряжении V скорость ионов и электронов мала: значительная их часть успевает рекомбинироваться, т. е. воссоединиться в нейтральные молекулы, не доходя до электродов.

II. С увеличением V скорость ионов растет, потери на рекомбинацию уменьшаются. Ионизационный ток в этой области, почти не зависящий от изменения U, называется током насыщения. Он равен общему заряду электронов и ионов, образующихся в единицу времени. Индикаторы, работающие в области насыщения, называются ионизационными камерами.

III. Рост тока с увеличением напряжения в области пропорциональности связан с увеличением напряженности поля до таких величин, при которых электроны между двумя соударениями с молекулами успевают набрать энергию, достаточную для их ионизации, -- происходит вторичная ионизация. Вторичные электроны вместе с первичными в следующих столкновениях ионизируют другие молекулы и т. д. - возникает лавинообразное размножение зарядов. Это явление, называемое газовым усилением, характеризуется коэффициентом газового усиления К, равным отношению заряда, собираемого на электродах, к первичному заряду. В интервале пропорциональности коэффициент газового усиления К = 103 ч 104 и не зависит от первичного заряда, поэтому общий заряд от одной заряженной ядерной частицы пропорционален первичному заряду. Индикатор, работающий в области пропорциональности, называется пропорциональным счетчиком. Поскольку первичный заряд пропорционален энергии регистрируемой частицы, то и импульс тока на выходе пропорционального счетчика оказывается пропорциональным этой энергии. Поэтому такой счетчик позволяет проводить спектрометрию.

IV. В этой области пропорциональность между импульсом тока и первичным зарядом (с энергией частицы) нарушается: чем больше первичный заряд, тем меньше величина К.

V. Ток вовсе не зависит от интенсивности первичной ионизации. Здесь для возникновения мощного газового разряда достаточно появиться в детекторе хотя бы одной ионной паре. Область V, где импульс тока на выходе индикатора зависит лишь от напряжения на нем, но не зависит от первичного заряда, называют областью Гейгера - Мюллера, а индикатор, работающий в таком режиме, - счетчиком Гейгера - Мюллера.

VI. При дальнейшем увеличении напряжения наблюдается пробой газа - самостоятельный газовый разряд, возникающий даже без наличия излучения, благодаря вырыванию мощным электрическим полем электронов из материала электродов.

Ионизационные камеры в ядерной геологии и геофизике используют в основном для регистрации б-частиц. Распространены цилиндрические камеры с размерами, близкими к длине пробега б -частицы в газе (~10 см при нормальном давлении). Типичная конструкция цилиндрической камеры состоит из корпуса (полого герметичного цилиндра), служащего одновременно катодом, и металлического стержня (собирающего электрода), электрически изолированного от цилиндра. С помощью ионизационных камер можно определять средний ток от действия большого числа частиц (интегральная ионизационная камера), или же раздельно регистрировать токовые импульсы от каждой частицы, прошедшей через камеру (импульсная). Эффективность камер равна приблизительно 100%.

Счетчики Гейгера - Мюллера обладают высоким газовым усилением (более 106) и обеспечивают высокую амплитуду выходного импульса (единицы вольт). Конструктивно счетчик Гейгера - Мюллера исполняется либо в виде металлического цилиндра (катод) с очень тонким анодом по оси цилиндра, либо металлический катод, напыленный на стеклянный баллон и тонкая металлическая нить (анод) в центре стеклянной колбы.

В небольшом объеме вокруг нити анода, называемом критическим, напряжённость поля становится достаточной для лавинообразной вторичной ионизации. Выбирая анод достаточно тонким, можно создать критическую область и большое газовое усиление при умеренном U (200 ч 1000 В). За время сбора электронов на аноде (10-7 с) тяжелые положительные ионы успевают уйти в направлении катода на очень малое расстояние. Чехол положительных зарядов вокруг анода ослабляет напряженность поля вблизи последнего. Если в это время пролетит новая заряженная частица, в критическом объеме не будет происходить газового усиления зарядов и эта частица не будет зарегистрирована счетчиком. Время (ф ? 10-4 с), в течение которого невозможно газовое усиление, называется мертвым временем счетчика. Через время, несколько большее ф, все ионы достигают катода и счетчик полностью восстанавливает свои свойства. Однако, при нейтрализации ионов на катоде, образуются возбужденные атомы и ультрафиолетовое излучение, которое способно вырвать фотоэлектроны из металла катода и начать новый, самопроизвольный, разряд в счетчике. Чтобы исключить эти вторичные разряды, не связанные с попаданием в счетчик новой ядерной частицы, чаще всего применяют систему самогашения счетчика. Для этого к основному инертному газу (гелий, аргон и др.) добавляют небольшое количество (не более 1020 на весь счетчик) многоатомного газа (пары спиртов и т. д.) или галогенов. Многоатомные газы и галогены хорошо поглощают ультрафиолетовое излучение. При столкновении с ионом основного газа счетчика молекула многоатомного газа легко отдает ему электрон и нейтрализует его. В результате к катоду подходят уже ионы гасящего вещества, которые, вырывая электрон из катода, также возбуждаются, но возбуждение в них за редким исключением снимается не путем высвечивания фотонов, а в результате диссоциации молекулы на составные атомы. Поскольку в каждом разряде счетчика диссоциирует приблизительно 1010 молекул, то счетчики с многоатомными гасящими веществами недолговечны и могут регистрировать не более 1010 разрядов.

Протяженность плато счетчиков Гейгера - Мюллера достигает нескольких сот вольт. Если рабочее напряжение выбрать в середине плато, то скорость счета не зависит от изменения напряжения до нескольких десятков вольт. Это наряду с большой амплитудой импульсов позволяет создавать на счетчиках Гейгера -- Мюллера простые и надежные радиометры. Единственным недостатком счетчиков Гейгера - Мюллера является их малая эффективность к г-квантам. Поглощение г -квантов происходит в основном в корпусе счетчика (катоде), в результате чего образуются быстрые электроны (фотоэффект и комптон-эффект) или пара электрон -- позитрон. Чтобы эти частицы могли попасть внутрь счетчика и зарегистрироваться, толщина стенки должна быть не более миллиметра. При такой малой толщине стенок вероятность поглощения в них г -квантов (эффективность) оказывается не более 1-2%. Вероятность регистрации б- и в-частиц, при условии их попадания в рабочий объем счетчика, практически равна 100%.

Импульсы на выходе пропорциональных счетчиков менее мощные, чем у счетчиков Гейгера - Мюллера. Конструктивно пропорциональные счетчики подобны счетчикам Гейгера - Мюллера, но отличаются меньшей напряженностью поля в критической области. Преимущество этих счетчиков заключается в пропорциональности импульса первичному заряду, что позволяет определять тип частиц и их энергетический спектр, а недостаток - в малой амплитуде импульса и ее зависимости от напряжения питания. Пропорциональные счетчики широко применяются при регистрации спектра характеристического излучения и низкоэнергетических г -квантов (3 ч 15 Кэв), то есть там, где невозможно применение сцинтилляционных детекторов. Эффективность пропорционального счетчика также невелика - не более 3% и они требуют более высокого стабилизированного напряжения питания - до 1200 В.

Сцинтилляционные счетчики. В сцинтилляционном счетчике регистрация заряженной частицы происходит за счет возбуждения атомов и молекул вдоль ее траектории. Возбужденные атомы, живущие короткое время, переходят в основное состояние, испуская электромагнитное излучение. У ряда прозрачных веществ (люминофоров) часть спектра этого излучения приходится на световую область. Прохождение заряженной частицы через такое вещество вызывает вспышку света. Для увеличения выхода света и уменьшения его поглощения в люминофор добавляют активаторы. Вид активатора указывают в скобках после обозначения люминофора. Так, например, кристалл NaI, активированный таллием, обозначают NaI (T1).

Регистрация г-квантов в сцинтилляционном счетчике происходит благодаря вторичным электронам и позитронам, образующимся при поглощении г-квантов люминофором. Поскольку люминофоры обладают хорошей оптической прозрачностью, обеспечивающей сбор света на фотокатод ФЭУ со значительного объема люминофора, то для регистрации г-квантов применяют люминофоры большой толщины. Это обеспечивает высокую эффективность регистрации г-квантов сцинтилляционным счетчиком, на порядок и более превышающую эффективность газонаполненных счетчиков.

Конструктивно сцинтилляционный детектор состоит из двух частей: «кристалл», куда помещается люминофор, и фотоэлектронный умножитель (ФЭУ). Назначение первого описывалось выше - преобразование энергии частицы (кванта) в энергию фотона света. Назначение ФЭУ - преобразование энергии фотона в электрический импульс.

Люминофоры. Важной характеристикой люминофоров является эффективность регистрации излучения, которая определяется плотностью с, эффективным атомным номером Zэф и его размерами.

Так, эффективность для параллельного пучка частиц равна

е = 1- e -мd = 1- e -мmсd

где мm - массовый коэффициент поглощения, который в случае фотоэффекта определяется эффективным атомным номером Zэф. Эффективность также растет с ростом плотности с и размера люминофора в направлении пучка d.

Для большинства люминофоров эта зависимость при регистрации в-частиц и г-квантов линейна. Это наряду с линейностью характеристика ФЭУ позволяет по амплитуде импульса на выходе судить об энергии регистрируемых частиц, т. е. производить спектральный анализ излучения. 

В радиометрической аппаратуре, в основном, используются:

Для регистрации г-квантов - кристаллы NaI (Tl). Их преимущество - высокая эффективность, обусловленная высокой плотностью и большим эффективным атомным номером Zэфф, а также высокое энергетическое разрешение. Недостатком Nal(Tl) является их высокая гигроскопичность, приводящая к помутнению кристаллов при попадании влаги. Поэтому кристаллы Nal (Tl) упаковывают в герметичные контейнеры. Конструктивно сцинтилляторы выполняются в герметичном тонком алюминиевом цилиндре, одна торцевая сторона цилиндра - прозрачное стекло, которое присоединяется к фотокатоду ФЭУ.

Для регистрации б-частиц применяют ZnS (Ag);

Для регистрации тепловых нейтронов смесь борной кислоты с ZnS (Ag). При поглощении нейтрона В10 образуются б-частицы, вызывающие сцинтилляцию в ZnS (Ag). Поскольку такая смесь мало прозрачна, сцинтиллятор обычно изготовляют в виде тонких слоев с большой удельной поверхностью.



Фотоэлектронные умножители состоят из фотокатода, умножающих электродов (динодов) и анода. Потенциал каждого последующего электрода на некоторую величину (? 100 В) превышает потенциал предыдущего, что обеспечивает ускорение электронов между ними. Фотоны, поступающие из сцинтиллятора на фотокатод, в результате фотоэффекта на валентных электронах вещества фотокатода, выбивают из последнего несколько десятков или сотен электронов. Электроны, фокусируясь и ускоряясь электрическим полем, бомбардируют первый динод. Тормозясь в диноде, каждый ускоренный электрон выбивает до 5 - 10 вторичных электронов. Такой процесс, повторяясь на каждом последующем диноде. Количество динодов в ФЭУ колеблется от 8 до 12, тем самым обеспечивая коэффициент усиления 105 ч 108. Вторичные электроны собираются на аноде, в результате на выходе ФЭУ от каждого зарегистрированного кванта образуется ток от 0.03 до 30 миллиампер (в зависимости от энергии г-кванта).

Из-за термоэлектронной эмиссии фотокатода и первых динодов на выходе даже полностью затемненного ФЭУ возникает темновой ток, создающий небольшие фоновые импульсы, по энергии эквивалентные г-квантам до 5 - 10 Кэв (ток порядка единицы микроампер).

Недостатком ФЭУ является требование к стабилизации высоковольтного питания, т.к. ФЭУ имеет очень узкое и наклонное плато.

Энергетическое разрешение сцинтилляционного детектора, при регистрации г-квантов энергии 1 Мэв, колеблется в интервале 8 - 15%, эффективность регистрации г-квантов с энергии 1 Мэв достигает 30 - 40% для сцинтилляторов диаметром цилиндра 40 мм и высотой 70мм (полевые и рудные каротажные радиометры), и достигает 85 - 90 % для сцинтилляторов диаметром 300 мм (аэрогаммаспектрометры).



Особенности использования сцинтилляционных счетчиков для спектрометрии г-излучения. При попадании в сцинтилляционный детектор моноэнергетического г-излучения, на выходе счетчика возникает распределение импульсов, называемое аппаратурной линией.

При фотоэффекте энергия вторичного электрона равна энергии г-кванта Е0. Пунктирной линией показано реальное распределение импульсов на выходе ФЭУ вследствие энергетического разрешения детектора.

При комптоновском рассеянии вторичному электрону передается лишь часть энергии кванта. При комптон-эффекте, в зависимости от угла рассеяния г-кванта, энергия вторичного электрона может меняться в широких пределах.

При рождении электронно-позитронной пары (РЭП) кинетическая энергия пары на 1,02 Мэв меньше, чем энергия г-кванта. Появление дополнительных линий Е0 - 0,51 Мэв и Е0 при РЭП обусловлено тем, что в ряде случаев один или даже оба г-кванта с энергией 0,51 Мэв, образующихся при аннигиляции позитрона, поглощаются в сцинтилляторе в результате фотоэффекта, и вспышка от этих фотоэлектронов сливается с вспышкой от первичной пары электрон - позитрон. Необходимо помнить, что РЭП является пороговой реакцией Епор = 1.02 Мэв.

В результате реальный спектр от моноэнергетического г-излучения будет являться суммой всех трех составляющих.

Ниже приводится аппаратурный спектр изотопа 24Na (E0 = 1,38 и 2,76 Мэв). Для линии 1,38 Мэв вклад эффекта образования пар ничтожен и соответствующие пики почти незаметны; образуется лишь пик в 1,38 Мэв, обусловленный фотоэффектом, а также менее четкий комптоновский пик с энергией 1,17 Мэв. Для линии 2,76 МэВ наблюдаются три пика с энергиями 1,74, 2,25 и 2,76 Мэв. Пики с энергиями 1,74 и 2,25 Мэв обязаны эффекту образования пар (РЭП).

Пик 2,76 Мэв обусловлен тремя процессами: фотоэффектом; эффектом образования пар, сопровождающемуся поглощением обоих г-квантов аннигиляции; комптон-эффектом, когда рассеянный г-квант также поглощается люминофором в результате фотоэффекта. Во всех трех процессах в световую энергию превращается вся энергия г-кванта. Поэтому этот пик называют пиком полного поглощения. Форма пика полного поглощения близка к гауссовой кривой.

Полупроводниковые детекторы (ППД). В твердых телах, как и в газах, энергия заряженных частиц расходуется на ионизацию и возбуждение атомов, причем пробег частиц в них в 103 раз меньше, чем в газе, а плотность ионизации соответственно выше. Поэтому возможно резкое уменьшение размеров ионизационных камер при сохранении или даже увеличении их эффективности, если газ в камере заменить твердым наполнителем. Основной проблемой при этом является выбор твердых тел с подходящей электропроводностью. Перспективным оказалось создание детекторов на основе полупроводниковых материалов.

Для использования полупроводника в качестве детектора ионизирующего излучения в нем создают некоторую область, называемую p-n - переходом и обладающую большим удельным сопротивлением.

Пусть имеются две пластинки полупроводника, одна с электронной, а другая -- с дырочной проводимостью, например, соответственно, n - германия и р - германия. Если эти пластинки привести в тесное соприкосновение, то в местах их соприкосновения начнется диффузия электронов из n - германия и р - германий. Они нейтрализуют часть дырок в тонком граничном слое р-германия. Этот слой заряжается отрицательно, поскольку часть заряда неподвижных отрицательных ионов акцепторов в р-германии остается некомпенсированной. Аналогично тонкий граничный слой n - полупроводника заряжается положительно. В результате создается переход, препятствующий дальнейшей диффузии носителей заряда. Такой переход обладает свойствами диода. Если присоединить n - полупроводник к катоду, а р -полупроводник - к аноду, то через переход течет ток, а при обратной полярности толщина p - n слоя растет и система не проводит тока. При подаче напряжения в запорном направлении основное падение потенциала происходит в p - n слое, и он ведет себя как конденсатор или ионизационная камера.

При прохождении ионизирующей частицы через запорный слой в нем происходит ионизация и образуются свободные носители заряда. Эти заряды под действием поля дрейфуют к соответствующим электродам. Так как практически все поле в счетчике сосредоточено в области p - n перехода, время собирания зарядов равно времени, необходимому для прохождения только этого слоя. Поскольку толщина последнего составляет лишь n*10-2 - n*101 мм, то полупроводниковые счетчики обладают малым разрешающим временем (10-7 - 10-9 с). Полупроводниковые счетчики обеспечивают относительно высокую амплитуду сигнала, достигающую 3 мВ на 1 Мэв энергии частицы. Амплитуда импульса пропорциональна числу носителей заряда, образованных частицей, а следовательно ее энергии, если весь ее пробег укладывается в пределах р - n перехода. Поскольку наибольший пробег среди заряженных частиц имеют электроны (примерно 1 мм/Мэв), то для спектрометрии электронов и г-квантов необходимы детекторы с толщиной перехода не менее нескольких миллиметров. Увеличение толщины слоя для г-квантов необходимо также для повышения эффективности регистрации. Для регистрации и спектрометрии тяжелых частиц достаточна толщина p - n перехода, равная приблизительно 10 мкм.

Поверхностно-барьерные детекторы обычно изготовляют на основе пластинки n-полупроводника. Для создания электрического контакта на одну из ее плоскостей наносится слой никеля.

В атмосфере воздуха тонкий слой на второй стороне пластинки окисляется и приобретает свойства р - полупроводника, возникает p - n переход. На эту поверхность для электрического контакта с р-полупроводником напыляют тонкий слой золота. Толщина чувствительного слоя в p - n переходе (несколько микрометров) достаточна для спектрометрии тяжелых частиц. Слой золота на поверхности должен быть тонким, чтобы через него свободно проходили регистрируемые ядерные частицы.

В детекторах p - i - n переходом большую толщину чувствительного слоя, необходимую для регистрации в-частиц и г-квантов, получают внедрением в один из торцов р - полупроводника атомов лития, обладающего высоким коэффициентом диффузии. Этим создают три слоя: в слое I, куда не проникли атомы лития, сохраняется р - проводимость. Тонкий слой III с преобладанием донора (лития) приобретает свойства n-полупроводника. Наконец, в промежуточном слое II концентрации доноров и акцепторов равны. Этот слой, не имеющий примесной проводимости и обладающий высоким удельным сопротивлением, называют i-слоем. Толщину i-слоя в отдельных случаях удается довести до 8 мм, что достаточно для получения хорошего энергетического разрешения и неплохой эффективности для г-квантов: 0,7 и 0,2% для г-квантов с энергией соответственно 0,66 и 1,33 Мэв.

Полупроводниковые детекторы отличаются экономичностью питания, компактностью, нечувствительностью (в отличие от ФЭУ) к магнитному полю, а также энергетическим разрешением в 20 - 30 раз лучшим, чем у сцинтилляционных счетчиков. Однако их широкое применение ограничивается необходимостью их охлаждения жидким азотом (Т = 770 К). При комнатной температуре собственный (темновой) ток детекторов столь велик, что регистрация на его фоне импульсов от ядерных частиц невозможна.

Радиометры

Для обнаружения и измерения интенсивности ядерных излучений применяются приборы, называемые радиометрами. Радиометры подразделяются:

Интегральные - измеряют суммарную интенсивность г-излучения (или потока частиц) вне зависимости от их энергии.

Спектрометрические - измеряют распределение г-квантов (частиц) по энергиям.

Интегральные радиометры. Полевые радиометры состоят из двух блоков: блока детектирования и блока регистратора.

Источником питания полевых радиометров являются батареи (аккумуляторы), находящиеся в блоке регистратора. Чтобы предотвратить ухудшение рабочих характеристик прибора из-за разряда батарей, все внутренние блоки питаются от внутреннего стабилизированного источника питания. Например, в полевом радиометре СРП-68, в блоке батарей расположены 9 элементов, которые обеспечивают начальное напряжение 13.5 вольт. На выходе стабилизированного источника питания - напряжение 5 вольт, что позволяет работать радиометру при разряде батарей до 8 вольт.



Важным элементом радиометра, определяющим его характеристики, является детектор. В настоящее время в полевых радиометрах наиболее широко используются сцинтилляционные детекторы, гораздо реже - газонаполненные. Как для первых, так и для вторых, для обеспечения их работоспособности необходимо на питание детектора подавать высокое напряжение (300 1000 В). В целях безопасности и надежности, в полевых радиометрах высоковольтный блок питания помещается в непосредственной близи от детектора - в боке детектирования.

На выходе детектора (рис.1) наблюдается распределение импульсов различной амплитуды (-кванты различной энергии). Импульсы с детектора поступают на вход предварительного усилителя. Для передачи импульсов без искажений первый каскад предусилителя имеет высокое входное сопротивление и низкое выходное сопротивление. На выходе предусилителя (2) - не искаженные импульсы, но уже большей амплитуды, которые поступают на дискриминатор. Назначение дискриминатора - пропускать импульсы, амплитуда которых выше уровня дискриминации, и , соответственно, подавлять импульсы ниже порога дискриминации (3). Уровень дискриминации должен соответствовать импульсам -квантов с энергией 30 Кэв (эффективность сцинтилляционных детекторов для -квантов с энергией ниже 30 Кэв практически равна 0). Формирователь предназначен для того, чтобы импульс после дискриминатора, а они разной амплитуды и длительности, преобразовать в импульс стандартной длительности, амплитуды и формы (4). Назначение интенсиметра - преобразовать стохастическую (случайную) последовательность импульсов в постоянный ток, сила которого пропорциональна частоте импульсов (т.е. количеству импульсов в единицу времени), поступающих с выхода формирователя (5).

В аналоговых приборах в качестве интенсиметра используют устройство, основной элемент которого является интегрирующая ячейка. Интегрирующая ячейка состоит из сопротивления R и емкости С. Если в первоначальный момент времени емкость разряжена до нуля, то при поступлении на вход импульса, емкость начинает заряжаться. Как только импульс закончится, то емкость начинает разряжаться. Скорость заряда (разряда) емкости зависит от параметра интегрирующей ячейки =RC (сек), называемой постоянной времени. Если импульсы поступают редко, то усредненная величина тока (напряжения) на выходе будет мала и наоборот. В качестве регистратора используются стрелочные приборы.

В цифровых приборах интенсиметр реализуется проще: за определенное время считаются импульсы с формирователя за определенное время. Перевод показаний имп/сек в единицы экспозиционной дозы (мкр/час) производится при помощи радиоактивных эталонов с известной активностью в процессе эталонировки.

Спектрометр. В отличие от радиометров, к высоковольтному блоку питания спектрометров предъявляются более жесткие требования к стабильности выходного напряжения. Это связано с тем, что ФЭК сцинтилляционного детектора имеет узкое плато со значительным наклоном, и нестабильность напряжения ФЭУ искажает амплитуду импульса, что приводит к ухудшению энергетического разрешения детектора. В настоящее время, в современных спектрометрах, для привязки энергетической шкалы используют калибровочный режим: на вход ФЭУ подают опорные световые импульсы и амплитуду опорного сигнала регулируют автоматически коэффициентом усиления усилителя. Это более эффективно, чем стабилизировать высоковольтное напряжение ФЭУ, потому что калибруется весь измерительный тракт.



Блок-схема одноканального аналогового спектрометра показана на рисунке. В блоке детектирования значимых различий между радиометром и спектрометром нет, за исключением сцинтиллятора - спектрометрах, для повышения эффективности детектора, применяются сцинтилляторы больших размеров (диаметр 80 мм, высота 60 мм). Все отличие спектрометра от радиометра - в системе амплитудного анализа импульсов. Амплитудный анализ проводится устройством, в который входят два дискриминатора (верхнего и нижнего уровня) и схемой антисовпадений (САС). САС на выходе даст сформированный импульс только в том случае, если импульс будет выше нижнего уровня дискриминации, но ниже верхнего уровня. Разность между уровнями дискриминации называют «окном». Обычно, на панели управления спектрометром, выставляют «окно» и для получения спектра (амплитудного распределения) пошагово двигают нижний уровень - верхний уровень дискриминации выставляется автоматически. В полевых -спектрометрах обычно имеется три канала: канал урана (радия), канал тория и канал калия-40. Чтобы реализовать трехканальный спектрометр, необходимо иметь три независимых устройства анализа импульсов и три интенсиметра. Регистратор один на все каналы - опрос каналов ведется пошагово.

Современные цифровые спектрометры, как правило, многоканальные (255, 1023 или 2047 каналов). Это позволяет получать весь спектр -излучения за короткое время, что резко поднимает представительность и точность анализа.

Блок детектирования цифрового спектрометра подобен блоку детектирования аналогового спектрометра, за исключением тракта калибровки энергетической шкалы. Аналоговый сигнал в виде импульса поступает на вход аналого-цифрового преобразователя (АЦП), который измеряет максимальную амплитуду импульса и представляет показания в двоичном цифровом коде (на рисунке шина 20 ч 27). Выходная шина АЦП соединяется напрямую с адресной шиной ОЗУ. Сигнал об окончании преобразования АЦП (ОП) добавляет в ячейку памяти ОЗУ по адресу, соответствующему амплитуде импульса, единичку (+1). Таким образом, через заданное время накопления спектра t, получаем энергетический спектр излучения. В данном случае мы получаем спектр по 255 каналам (28-1), потому что использован 8-разрядный АЦП. При использовании 12 и более разрядного АЦП получим большее число каналов. Управление спектрометром, обработка данных и визуализация спектра осуществляется при помощи ЭВМ.

...