мые более сильным лолем £<2), действующим между анодом и сеткой, и собираются на аноде. Собирание электронов происходит за неск. икс. За это же время положит, ионы, обладающие и 103 раз меньшей подвижностью, практически остаются на месте. Сетка экранирует анод от индукц. воздействия положит, ионов. Поэтому анодный сигнал оказывается пропорциональным собранному на аноде заряду, к-рый, в свою" очередь, пропорционален анергии ионизирующей частицы. Такая И. к. позволяет также определить пространств, положение следа (трека) частицы цугом регистрации катодного сигнала, времени его задержки по отношению к анодному и фронта нарастания анодного сигнала. Разбивая анод па неск. частей, можно получить информацию о длине трека.
Эпергетич. разрешение импульсных И. к. определяется шумом усилителя сигналов и флуктуацией числа пар ионов, образованных ионизирующими частицами фиксированной энергии (флуктуации Ф а н о). Флуктуации Фано можно уменьшить, подбирая состав газа (Не+Аг; Аг+С2Н2 [4]), Лучшее разрешение, достигнутое в И. к. при измерении спектра а-частиц 12 кэВ (полная ширина линии на половине высоты; при энергии а-частиц £а = 5,5 МэВ. При этом газ-наполнитель импульсной И. к. должен иметь высокую степень чистоты относительно эл.-отрицат, примесей <02, Н20).
Импульсные И. к. применяются при исследовании альфа-распада ядер (измерение энергетич. спектров а-частиц, угл. а≈у-корреляций, детектирование слабых ct-активпостей); при исследовании деления ядер (намерении энергетич. и угл. распределений осколков спонтанного или вынужденного деления ядер; поиск новых спонтанно делящихся ядер [5]); при исследовании мюонного каШализа ядерного синтеза; в спектрометрии заряж. продуктов катализируемой мюонами реакции d ≈ d-синтеза в наполненной дейтерием И. к. высокого давления [С]; при исследонании упругого рассеяния частиц высокой энергии (спектрометрия ядер отдачи, возникающих в процессе рассеяния частиц высокой энергии на ядрах Н, D или Не, наполняющих рабочий объ╦м И. к. [7]); в качестве т. н. Д£ ≈ детектора для идентификации ядерных частиц [8].
Лит.: 1) Венслрр В., Гришек Л., Исаев Б., Ионизационные методы исследоиания излучений, 2 изд., М,≈ Л., 1950; 2) А г л и н ц е в К. К., Дозиметрия ионизирующих излучений, 2 изд., М., 1957; Я) W i I k i n s on D. H., loniza-tion chambers and counters, Camb., 1950;4) A 1 k ha z о v G, D., К о in a r A. P.H V о г о b* e v A. A., lonization fluctuations and resolution of ionization chambers and semiconductor detectors, «Nucl. Instr.and Meth.rt, 1967, v. 48, p. 1; 5) IvanovM. P. и др.. Study of 8aBU spontaneous fission using a double ionization chamber, там же, 1985, V.A234, p, 152; 6) Balin D. V. и др., Experimental investigation of the muon catalyzed dd-fusion, «Phys. Lett.», 1984, v. 141 Bf N 3/4, p. 173; 7) В u г q J. P. и др.. SoftJt~p and pp plastic scattering in the energy range 30 to 34 5 GeV, «Nucl. Phys.», 1983, V..B217, p. 285; 8) F u 1 b г i g h t II. W., lunization chambers, «Nucl. Instr. and Meth.», 1979, v. 162, N 1/3, p. 21. А. А. Воробьев, Г. А. Королев.
ИОНИЗАЦИОННАЯ НЕУСТОЙЧИВОСТЬ ≈ наиболее
распростран╦нная неустойчивость низкотемпературной неиаотермич. плазмы, возникающая при возрастании флуктуации джоулева нагрева электронной компоненты и, следовательно, дальнейшего усиления ионизации. Превышение флуктуации нагрева над потерями энергии в электрон-атомных столкновениях реализуется при наличии ступенчатой ионизации. Дополнит, джоулева диссипация созда╦тся в плазме токами, связанными с неоднородностями проводимости. Механизм ее возрастания в областях с повыш. концентрацией связан с Холла эффектом. И. н. появляется, если параметр Холла р превышает нек-рое критич. пороговое значение Характерное время развития И. н. плазмы тн~ где пе ≈ концентрация электронов, / ≈ энергия ионизации, о ≈ проводимость, j ≈ плотность тока. Ниже порога возникновения И. ы., j3<j3K, ср. эфф. проводимость плазмы а3фф~соп51, а ср. эфф. параметр Холла Рэфф^опЬ, где to ≈ циклотронная частота электронов, 1/т ≈ ср. частота электрон-атомных столк-
новеншт. Выше порога возникновения И. н. в плазме появляются ионизац. колебания. С увеличением магн. поля их спектр расширяется, структура плазмы становится нерегулярной и она переходит в состояние ионизационной турбулентности. Принципиальное отличие ионияац. турбулентности от гидродинамической связано с том, что она развивается в первоначально однородной плазме и на не╦ не оказывают влияние внеш. геом. масштабы. В плазме с ионпзац. турбулентностью самопроизвольно меняются в пространстве и во времени степень ионизации, электрич. поля и токи, причем движением вещества за время развития турбулентности можно пренебречь. Электропроводность турбулентной плазмы практически не зависит от частоты столкновений электронов. И. п. часто возникает в МГД-генераторах.
Лит.: V е 1 i k h о v Е. P., G о 1 и Ь е v V. S., D у k-h n e A. M., Physical phenomena in a low-temperature ntm-equiMUrium plasma and in MUD generators with non equilibrium conductivity, «Atom. Energy Rpv.»t 1976, v. 14, p. 325; H e д o-c пасов А. В., Физика МГД-генераторол, «УФЫ», 1977, т. 123. с. 333. Г. Л. Юдин.
ИОНИЗАЦИОННОЕ РАВНОВЕСИЕ ≈ стационарное состояние ионизованного газа (плазмы}, при к-ром каждой кратности ионизации соответствует вполне определ╦нная доля полного числа атомных частиц. И. р. устанавливается в стационарных условиях за сч╦т баланса совокупности прямых и обратных процессов ≈ ионизации и рекомбинации ионов и электронов. В большинстве лаб. и астрофиз. источников плазмы И. р. определяется гл. обр. столкновениями атомов и ионов с электронами. В этом случае взаимно обратными процессами являются:
1) ионизация электронным ударом (процесс указан стрелкой слова направо) и тр╦хчастичная бсзьгзлучат, рекомбинация (стрелка справа налево):
2) радиац. двухчастичная рекомбинация (стрелка слева направо) и фотоионизация:
(е ≈ электрон; AZ ≈ поп с зарядом Z; v ≈ частота излучаемого фотона). Радиан,, двухчастичная рекомбинация включает в себя прямую излучат, рекомбинацию, при к-рой избыток энергии уносится фотоном, и ди-электронную рекомбинацию ≈ резонансный процесс, в к-ром избыток энергии ид╦т на возбуждение нона Az и электрон захватывается на к.-л. уровень» а затем уже ион AZ-Iиспускает фотон (подробнее см.Диэд£кт/?0ииал рекомбинация). Процесс фотоионизации (2, стрелка справа налево) включает соответственно прямую ионизацию и возбуждение авто ионизационных состояний, Вероятность процессов фотоионизации пропорциональна плотности фотонов, а т. к. в обычных условиях без наличия мощных внеш. источников излучения с частотой выше пороговой опа мала* то в большинстве случаев фотоионизацией в балансе процессов ионизации и рекомбинации можно пренебречь.
Вероятности процессов ионизации электронным ударом и радкац. рекомбинации пропорциональны плотности электронов ле, а вероятность тр╦хчастичной ионизации пропорциональна пе,
Обычно в стационарной плазме баланс процессов ионизации и рекомбинации приводит к И. р., описываемому след, системой ур-пий:
** 2 n
где п% ≈ плотность ионов с зарядом Z; Cz-i ≈ ср. скорость ионизации иона A^-i электронным ударом; к/ ≈ скорость радиац. рекомбинации с образованием иона A^-i; RZ≈скорость тр╦хчастичной рекомбинаций с образованием иона А^-г- [Указанные скорости соответствуют сечениям процессов (1) и (2), усредн╦нным по распределению электронов но скоростям, к-рое предполагается максвеллииским.]
Ш
О
т
х
О
187
