Автор: Ковальский Е.  

Теги: электротехника   ядерная энергетика (атомная энергетика)   электроника   ядерная энергетика   ядерные реакторы   ядерная электроника  

Год: 1972

Похожие

Материалы ядерных энергетических установок

Ядерные энергетические установки

Тепломассообмен в ядерных энергетических установках

Основы инженерных методов расчетов защиты от ионизирующих излучений ядерных энергетических установок

Текст
                    si
Е.КОВАГЬСКИЙ
ЯДЕРКАЯ
ЭЛЕКТРОНИКА

E. KOWALSKI
NUCLEAR
ELECTRONICS
SPRINGER—VERLAG BERLIN HEIDELBERG NEW YORK 1970

Е. КОВАЛЬСКИЙ
ЯДЕРНАЯ
ЭЛЕКТРОНИКА
Перевод с английского канд. физ.-матем. наук Т. А. Саниной
Под редакцией д-ра техн, наук И. В. Штраниха
МОСК&К АТОМИЗДАТ 1972

УДК «21.384
Ковальский Е. Ядерная электроника. Пер. с англ.
Под ред. И. В. Штраниха. М, Атомиздат, 1972, с. 360.
Книга посвящена ядерной электронике, во многом опре-
деляющей возможности ядерной физики низких и средних
энергий. Эта область электроники характерна широким ис-
пользованием весьма разнообразных методик, развитие ко-
торых обязано работам многих коллективов и отдельных
сотрудников. Поэтому большое достоинство книги — это
весьма полный разбор основных работ и методов многих
направлений этой области электроники, что может сказать
большую помощь специалистам данного профиля.
Материал книги хорошо систематизирован и охватыва-
ет основные направления ядерной электроники, начиная от
особенностей электрических сигналов, генерируемых разны-
ми детекторами ядерного излучения, включая специфику
усиления и формирования таких сигналов, разбор требова-
ний, предъявляемых к получению оптимального отношения
сигнала к шуму, и т. п.
Большой раздел книги посвящен цифровой обработке
регистрируемых сигналов—-счету, кодированию амплитуд
сигналов, времени их появления и т. п. Разбор основных ло-
гических цепей схем проводится с использованием элемен-
тарных основ алгебры Буля.
В приложении рассмотрены шумовые характеристики
цепей входного каскада усилителя и их влияние на спектро-
метрическое разрешение.
Таблиц 8. Рисунков 310. Библиография 848.
2—5—6
35—72

ПРЕДИСЛОВИЕ к РУССКОМУ ИЗДАНИЮ
Прежде чем перейти к характеристике предлагаемой внима-
нию читателя книги Е. Ковальского «Ядерная электроника»
(написанной на основе лекций, прочитанных им в Институте
прикладной физики Бернского университета, Швейцария),
следует отметить особенности современной ядерной электроники
и определить то содержание, которое теперь придается этому
названию.
В настоящее время применение электроники является доми-
нирующим условием для постановки и проведения большинства
исследований в области ядерной физики.
Исключая рассмотрение очень важной области электроники,
связанной с работой ускорительных систем, непосредственно под
ядерной электроникой понимается комплекс устройств, связан-
ный с обработкой сигналов, получаемых от детекторов излуче-
ний. Этот комплекс представляет собой большую цепь, исходные
звенья которой связаны с аналоговой и частично цифровой обра-
боткой сигналов. Только эти звенья ранее и причисляли к ядер-
ной электронике. Такое представление нашло свое отражение
и в рассматриваемой книге. Однако в настоящее время происхо-
дит бурное развитие направления цифровой обработки ядерно-
физических данных и совершенствование аппаратуры ядерной
электроники, обладающей значительно более широким приме-
нением, чем только область ядерных исследований.
Основное, что характеризует ядерную электронику,— это
прежде всего значительное участие в ее развитии большого
числа отдельных сотрудников и многих коллективов по отыска-
нию новых идей, в создании оригинальных методов, схем
и различных систем регистрации и обработки данных. Такая
деятельность инициирована широким диапазоном и фронтом
повседневных задач ядерной физики и смежных областей, ре-
шаемых средствами электроники, без чего во многих случаях
такие решения, по-видимому, не удалось бы найти.
Если говорить о применении электроники в физических
исследованиях, то, исключая чисто радиотехническую область,
ядерная физика раньше других дисциплин использовала элек-
тронику как инструмент для решения задач. Исторически это
5

было связано с тем, что исходная информация, получаемая
в ядерной физике от устройств, детектирующих ядерное излу-
чение, поступает в форме электрических сигналов, что предопре-
делило структуру всей последующей цепи регистрации. Кроме
того, для информации, получаемой в виде электрических
сигналов, заложены условия ее более гибкой обработки во всей
дальнейшей цепи.
Следует отметить, что современные структуры таких цепей
включают несколько этапов переработки сигналов, начиная от
так называемой аналоговой формы, характеризующей регистри-
руемые события как многопараметровые распределения значе-
ний сигналов по форме, амплитуде, времени появления, углу
и т. п., переводя ее затем в цифровую форму с дальнейшей
предварительной обработкой, накоплением и окончательной об-
работкой на цифровых вычислительных машинах (ЦВМ).
Сейчас очень часто такие цепи имеют постоянно подключенные
к эксперименту машины (работающие, как принято говорить, на
линии on line) и даже целые сети связанных машин, что позво-
ляет быстро, т. е. практически в реальном масштабе времени,
получать результаты эксперимента и воздействовать на его
проведение (в отличие от последующей обработки — of line).
Это имеет большое экономическое значение, так как очень высо-
кая стоимость работ, осуществляемых на крупных ускорителях
частиц, требует их эффективного выполнения.
В этом плане развития применение ЦВМ для обратного кон-
троля экспериментом на основе автоматической, гибкой обра-
ботки данных (работа в линию in line) также является направ-
лением их использования, инициированным в ядерной физике.
Широкое применение вычислительной техники позволило уве-
личить эффективность работ в области ядерной физики высоких
энергий, в частности создание полуавтоматической и автомати-
ческой методики обработки камерных снимков и телевизионных
изображений отдельных актов взаимодействий частиц, что реа-
лизуется ядерной электроникой.
Ядерная электроника вмешалась и в структуру определенно-
го класса вычислительных машин, введя в них ряд узлов
и элементов, ставших теперь типовыми: узлы для визуализации
данных с проведением диалога с машиной, каналы прямого
доступа в память машин и т. п.
Все сказанное выше является лишь второй характерной
особенностью ядерной электроники, показывая широкий диапа-
зон решаемых задач с применением самых различных методов
электроники. Одновременно это дает основание считать теперь
термин «ядерная электроника» слишком емким, состоящим из
нескольких разделов или звеньев, требующих дифференцирован-
ного рассмотрения. Следует также отметить, что многие методы,
относящиеся к исходному звену ядерной электроники, такие, как
усиление, оптимальное формирование импульсов, их отбор, счет,
6

перевод из аналоговой формы в цифровую, цифровое накопление
и т. п., были впервые развиты для решения задач ядерной
физики, и по ряду параметров такая методика оказалась
ведущей. В то же время развитие многих других областей элек-
троники, и в частности вычислительной техники и ее элементной
базы, изменило облик некоторых разделов ядерной электроники,
таких, как создание сложных логических структур, базирующих-
ся в основном на микроэлектронике вычислительной техники и
типовой интегральной модульной заводской технологии.
Разработка самостоятельной методики, охватывающей
широкий комплекс обработки сигналов и создания базирующей-
ся на этом заводской аппаратуры, предопределили ее универ-
сальность и возможность широкого применения для целей
физических исследований неядерного профиля, а также для
решения многих технических задач. $то третья характерная
особенность ядерной электроники.
Дальнейшее развитие этого направления привело к созданию
модульной приборной структуры, ее унификации и, как совре-
менное продолжение этого направления, к разработке специ-
фичной модульной заводской приборной структуры, обладаю-
щей возможностями цифровой связи, и управления между ее
модулями и ЦВМ. Последнее позволяет с помощью программ
синтезировать большие сети приборов и дисциплину их работы
независимо от исходного назначения и области физических ис-
следований и технических применений. Это направление нашло
свое отражение в системе КАМАК (САМАС — Computer Appli-
cation to Measuring and Control — применение вычислительной
техники для измерения и управления). Все сказанное является
примером широты использования электроники в ядерной физике
и динамики развития этого процесса.
Вместе с тем не следует забывать, что исходным звеном
получения информации здесь служат приборы, непосредственно
примыкающие к детектирующим устройствам и осуществляющие
первичную обработку большого потока регистрируемой инфор-
мации. Однако указанные выше процессы организации регистри-
рующих комплексов наложили, в свою очередь, глубокий отпе-
чаток на особенности аппаратуры этого звена. Вместе с тем,
несмотря на изменение его технического оснащения и развитие
детектирующих устройств (переход от ламповой техники к полу-
проводниковой, а далее к микромодульной), вот уже более двух
десятков лет сохраняется общая структура такого звена.
Поэтому, с одной стороны, можно говорить о сложившейся
общей методике регистрации и, с другой — о большой динамике
развития аппаратурной базы и специфике оригинальных реше-
ний частных задач, влияющих на стабильность всего процесса.
Как следствие этого, можно считать, что созданы условия
для серьезной систематизации накопленного материала. Но в то
же время сейчас уже невозможно подробно изложить в одном
7

томе все звенья методики цепи регистрации, накопления и тем
более обработки данных в ядерной физике. Решение этой задачи
распадается на ряд отдельных направлений, квалифицирован-
ное изложение которых теперь под силу специалистам более
узкого профиля. Эта особенность, связанная с обилием рассредо-
точенных данных, создает при изложении материала большие
трудности и может увести в сторону отдельных частных задач.
Вопросам электроники, применяемой в ядерной физике,
посвящено несколько отечественных книг (например, Л. А. М а-
талин и др. «Методы регистрации и обработки данных в ядер-
ной физике», М., Атомиздат, 1968; С. С. Курочкин. «Много-
мерные статистические анализаторы», М., Атомиздат, 1968;
А. П. Ц и то вич. «Ядерная радиоэлектроника», М., «Наука»,
1967; В. В. Матвеев, Б. И. Хазанов. «Приборы для изме-
рения ионизирующих излучений», М., Атомиздат, 1972, и др.).
Однако сама техника этой области электроники, достижимые
точности, применяемые компоненты и т. п. резко изменились,
поэтому упомянутые издания полностью не охватывают все
многообразие сторон этой темы.
С преодолением указанных трудностей успешно справился
Е. Ковальский. Его книга «Ядерная электроника» представляет
собой хорошо систематизированное изложение исходного раздела
этой дисциплины. Для книги характерно сохранение общей
канвы, определяющей прежде всего рассмотрение физических
основ, особенностей и возможностей методов регистрации
ионизирующих излучений, начиная с механизма работы детек-
тирующих устройств, дающих выходной электрический сигнал.
Рассмотрено влияние характеристики аппаратуры на эти про-
цессы и, в частности, большое внимание уделено разбору
специфики усиления сигналов, обеспечивающих получение
точных данных по амплитуде и времени их появления. Книга
также содержит богатый материал по практическому приме-
нению электроники. К сожалению, в книге почти не освещены
отечественные достижения в этой области. Несколько ссылок на
эти работы сделано при переводе. Материал, связанный с дис-
кретной электронной техникой, дан в соответствии с установив-
шимися понятиями и символикой вычислительной техники.
Очень полезно введение в книгу раздела по логике создания
цепей на основе алгебры Буля.
В перевод не вошла глава по многоканальному накоплению
данных, материал по которому более полно отражен в упомяну-
тых выше изданиях. С целью сокращения объема в нее также не
вошло приложение по основам и применению операторного ме-
тода для расчета электронных цепей, материал по которому ши-
роко освещен в отечественной литературе.
Книга будет полезна студентам, изучающим эту дисциплину,
а также работающим в этой области физикам и инженерам.
Доктор технических наук И. В. ШТ РАН ИХ

Глава 1
ВВЕДЕНИЕ
Значение электроники огромно (1]. Электроника—это дис-
циплина, методы которой широко применяются для решения
многих разнообразных, обычно неэлектрических задач. Эти
методы состоят в создании и преобразовании электрических
сигналов, выбранных так, чтобы они представляли исследуемые
параметры. В этой связи такая электронная система состоит из
трех основных частей: входного чувствительного элемента (дат-
чика), преобразователя и выходной системы. Для решения
различных задач требуются разные входные элементы — микро-
фоны для акустических, термоэлементы для тепловых, позици-
онные переключатели для механических или детекторы излуче-
ния для ядерных применений. Выходное устройство может
выдавать результат в виде оптического или акустического
сигнала, а может также, если желательно, включать управляю-
щую систему (сервомеханизм).
Следовательно,- преобразование электрических сигналов,
представляющих измеряемые физические параметры, должно
состоять лишь из алгебраических и логических операций. По-
этому одна и та же система преобразования, но с различными
входными элементами может быть использована для решения
разных проблем, по крайней мере теоретически. Хотя системы,
используемые в связи, промышленности, ядерных исследованиях,
различаются, но все они часто имеют аналогичные схемы и оди-
наковые принципы построения.
Цель этой книги — обратить внимание читателя на особенно-
сти системы формирования и преобразования сигнала, харак-
терные для ядерной физики. Для примера кратко описаны
некоторые основные схемы. Вместе с тем предполагается, что
читатель уже знаком с основами электроники.
Единственным источником информации о ядерных процессах
для физика служат излучаемая при этих реакциях радиация, ее
энергия и импульс, время и направление излучения и т. д. Ядер-
ная и радиационная метрология в этом смысле идентичны.
Применение электрических методов исследования излучения,
основанных на его ионизирующих свойствах, было известно дав-
но (ионизационные камеры с электрометрами). Однако только
9

импульсная техника позволяет проводить исследования, адекват-
ные квантовому характеру ядерных процессов.
В детекторах излучения возникает импульс тока или напря-
жения непосредственно в результате ионизации активной среды
счетчика (например, в пропорциональных счетчиках или полу-
проводниковых детекторах) или через комплекс промежуточных
процессов (например, в сцинтилляционных счетчиках). В обоих
случаях импульс от детектора несет обширную информацию.
Прежде всего импульс коррелирован с моментом времени ядер-
ного процесса. Далее, импульс отмечает факт излучения радиа-
ции в пределах телесного угла, под которым детектор виден из
источника. Амплитуда импульса может часто служить мерой
энергетических потерь падающего излучения в детекторе. Форма
импульса отличается для различных видов излучения, а также
для разных областей и углов попадания излучения в детектор.
Большая часть информации, передаваемая импульсами, ха-
рактеризуется непрерывными спектрами: импульс может по-
явиться в любой момент времени с различной амплитудой.
Представление величин с помощью непрерывно изменяющихся
параметров называют аналоговым. Получение точных аналого-
вых сигналов на выходе системы является очень трудной зада-
чей, так как даже незначительные помехи влияют на исследуе-
мую величину. Но практически благодаря регистрации событий,
параметры которых лежат в заданных пределах, их действи-
тельные значения не измеряются. В этом случае производится
простой отбор импульсов по принципу «Да — Нет», и, следова-
тельно, приходится иметь дело только с элементарной бинарной
информацией «все или ничего». Такое представление данных на-
зывается дискретным, или цифровым.
Схему или систему, которая определяет, попадет или нет
исследуемое событие в заранее выбранные пределы, называют
аналого-кодовым преобразователем. При нескольких градациях
внутри выбранного предела можно сохранить большую инфор-
мацию, чем простое «Да — Нет». В этом случае меняется цифро-
вое представление, которое использует код, соответствующий
каждому значению регистрируемого параметра (подробнее этот
вопрос рассмотрен в гл. 6).
Видно, что при работе с дискретными бинарными сигналами
нужны очень большие помехи для того, чтобы превратить сигнал
«Да» в сигнал «Нет» и наоборот. Поэтому при конструировании
электронных систем главная задача состоит в том, чтобы быст-
рее перейти от аналогового представления к цифровому (конеч-
но, с максимальным сохранением начальной информации)
и затем уже обрабатывать эти цифровые данные. Обычная
электронная система, предназначенная для ядерных исследо-
ваний, состоит из детектора, аналоговой части, аналого-кодового
(цифрового) преобразователя (АК) и цифрового устройства
обработки сигналов (см. рисунок).
10

План книги соответствует этой простой схеме. В гл. 2 рас-
смотрены различные детекторы излучений, предварительные
усилители и вспомогательные схемы. В гл. 3 разобраны анало-
говые преобразования сигнала детектора и главным образом
комплексная проблема формирования и усиления импульса.
В гл. 4 и 5 рассмотрены различные аналого-кодовые преобразо-
ватели, трансформирующие амплитуду импульса, его форму
или интервал времени между двумя импульсами в код.
Принципиальная схема любой электронной системы.
Все сигналы, рассмотренные в гл. 2—5, характерны для
ядерной электроники. Схемы цифровой электроники, основы по-
строения которых даны в гл. 6, встречаются в вычислительной
технике, в промышленных измерительных и управляющих
системах и в ядерном измерительном оборудовании.
Наконец, в гл. 7 приведены используемые в ядерных исследо-
ваниях счетные устройства.
Учитывая важность импульсной техники, автор рассматри-
вает схемы только для импульсных сигналов.
Электрометрические усилители интегральных токовых иони-
зационных камер, а также схемы, используемые в системах
обслуживания ядерных реакторов, здесь не рассматриваются;
так как это выходит за рамки данной книги.

Глава 2
ДЕТЕКТОРЫ ИЗЛУЧЕНИЯ И СВЯЗАННЫЕ С НИМИ
СХЕМЫ
2.1. ИОНИЗАЦИОННЫЕ КАМЕРЫ
Взаимодействие радиоактивного излучения с веществом
приводит к ионизации атомов или молекул или к их возбуж-
дению. Принцип работы почти всех детекторов излучения
основан на регистрации возникающих при этом свободных
электронов и ионов (ионизационная камера, пропорциональный
счетчик, счетчик Гейгера — Мюллера, искровая камера, полу-
проводниковый детектор) или на регистрации световых фотонов,
эмиттируемых возбужденными атомами или молекулами (сцин-
тилляционные счетчики). Исключение составляют счетчики
Черенкова, основанные на обнаружении излучения Вавилова —
Черенкова от частиц, движущихся быстрее скорости света в сре-
де с показателем преломления п > 1.
Принцип действия ионизационной камеры показан на рис. 2.1.
Заряженная частица теряет часть своей энергии АТТ в газе
между электродами камеры, создавая N пар носйтелей заряда
(электрон плюс положительный ион) * с полным зарядом Q =
= ±Ne. Благодаря наличию электрического поля между элек-
тродами носители заряда движутся, создавая во внешней
и внутренней цепях камеры, изображенной на рис. 2.1 в виде
ячейки RC, ток /к- Напряженность поля в камере, пропорцио-
нальная напряжению Uh, должна быть достаточно большой,
чтобы исключить потери в результате рекомбинации носителей,
и достаточно малой, чтобы подавить эффекты, приводящие
к увеличению числа заряженных частиц за счет автоэлектронной
эмиссии или ударной ионизации. Детальное рассмотрение
свойств ионизационных камер дано в работе [1].
Энергия, необходимая для создания одной пары носителей
заряда. Передача энергии орбитальному электрону атома мо-
жет быть осуществлена большим числом способов. Несмотря на
сложность ионизационных процессов, средняя энергия w, необ-
ходимая для создания одной пары носителей заряда, постоянна
и не зависит от типа и энергии ионизирующей частицы или рабо-
* Для более четкого разграничения обозначений величин напряжения
питания приборов, напряженности электрического поля, потенциала, энергии
частиц и т. п. в переводе книги приняты несколько иные символы.— Прим,
ред.
12

чих условий детектора (2]. Следовательно,
Л ДГ 77	, АГ
N = -^~ и Q+ = ±~=^е.
W	W
(2.1)
Величина W составляет около 35 эв для воздуха; более точ-
ные значения энергии для различных газов приведены в [1, 3].
При рассмотрении статистических отклонений числа носите-
лей заряда N от среднего значения N, определенного равенством
(2.1), следует различать два случая.
1.	Если Д1Г — только часть полной энергии ионизирующей
частицы, т. е. если линейные размеры активного объема камеры
меньше пробега изучаемых ча-
стиц, то статистическое рас-
пределение N подчиняется тео-
рии Ландау [4], детально рас-
смотренной в работе [5]. Кри-
вая распределения N значи-
тельно шире, чем соответствую-
щее пуассоновское распределе-
ние, вследствие дополнитель-
ных колебаний энергетических
потерь Д1Г. Распределение не-
симметрично, избыток боль-
ших значений N делает наиве-
Рис. 2.1. Схема принципа работы
ионизационной камеры.
роятнейшее число носителей заряда ниже его среднего значения
/V. Экспериментальные работы по этому типу распределений
рассмотрены в статье [1]. Разброс энергетических потерь во вход-
ном окне детектора или в поглотителе также влияет на распреде-
ление амплитуд импульсов от детектора (6].
2.	Если энергия ионизирующей частицы полностью передается
газу камеры, то статистический закон также отличается от пуас-
соновского, хотя среднеквадратическое отклонение aN здесь
меньше. Этот случай был рассмотрен Фано [7]. Для него имеем:
<^=т
(2.2)
где фактор Фано f 1. Обычно f составляет десятые доли
единицы. Неискаженное распределение Пуассона (т. е. f ~ 1)
можно использовать для приближенных расчетов.
Эти статистические закономерности относятся не только
к ионизационным камерам, но и к другим детекторам, например
пропорциональным или сцинтилляционным счетчикам, полупро-
водниковым детекторам.
Подвижность носителей заряда. Помимо хаотического тепло-
вого движения носители заряда совершают дополнительное
движение в направлении сил поля. Скорости этого движения для
ионов н электронов
и оэ=—|Аэ-Е/р	(2.3)
13

пропорциональны напряженности поля Е и обратно пропорцио-
нальны давлению газа р. Здесь ри и рэ — коэффициенты подвиж-
ности. Они также могут зависеть соответственно от Е/р.
Коэффициент подвижности ионов ци несколько зависит от
рода газа, его температуры и массы ионов. Если в газе обра-
зуются отрицательные ионы, то они имеют ту же подвижность,
что и положительные ионы той же массы. Для приближенных
подсчетов можно принять ци ~ 10-3 см~3-мм рт. ст.1 {в  мксек).
Более точные значения для некоторых газов приведены в рабо-
те [8]. Коэффициент подвижности электронов цэ примерно
в 103 раз больше коэффициента подвижности ионов ц:). .Труд-
ность состоит в том, что часто лежит в диапазоне скоростей
теплового движения, это увеличивает кинетическую энергию
электронов и изменяет их коэффициенты подвижности рл. Теоре-
тические и экспериментальные данные значений Цз приведены
в работе [1].
Форма импульса. Для простоты допустим, что точечное об-
лачко из W положительных ионов и N электронов с полным
зарядом ±Q = ±Ne возникает в камере в точке xQ. Процесс
распространения зарядов вдоль оси х для трех геометрических
форм камеры показан в табл. 2.1.
Ток камеры /к состоит из ионной и электронной компонент,
так что
7к = /» + Л-	(2.4)
Легко показать [1], что эти компоненты
4 =	и Z,= -Q_^-ys.	(2.5)
Подставляя (2.3) в (2.5), получаем
A, = Q-—— и =	(2.6)
pUK
где [/к — напряжение на электродах камеры. При движении
носителей заряда через области с различным значением Е(х)
в общем случае ток /к является функцией времени. Расчетные
формы импульса для плоской, цилиндрической и сферической
камер приведены в табл. 2.1.
Последовательность расчета формы импульсов следующая: момент вре-
мени t, в который носитель заряда со скоростью и(х) достигает точки х,
равен
<(х) = рх/о(х).	(2.7)
Используя v(x) из (2.3) н £(х) из табл. 2.2, из уравнения (2.7) можно опре-
делить время Тя и Т„, за которое ионы и электроны достигают положитель-
ного а и отрицательного b электродов соответственно. Решая уравнение (2.7)
относительно х = x(t), после подстановки в (2.6) можно получить форму
импульса.
14

Благодаря значительно меньшей массе электронов' по отно-
шению к массе ионов (цэ ~ 103 ци) время собирания Тэ пример-
но в 103 раз меньше, чем Тя. Обычно Тэ составляет 1 мксек.
Интегрирование тока 1К ЯС-ячейкой в предельном случае
RC оо (т. е. RC 3> Тя) дает форму импульса, приведенную
в табл. 2.1. Независимо от геометрии камеры за счет движения
электронов появляющийся импульс напряжения всегда нараста-
ет быстро при времени интегрирования t, меньшем Т9Л-
О < t < Тэл. Максимальная амплитуда импульса €/макс = Q/C
достигается только через очень большой промежуток времени
t = Ти. Обычно постоянная интегрирования выбирается так,
чтобы Тэ С RC Ти, и, следовательно, интегрируется только i3,
давая быстрый импульс с амплитудой примерно UafTa). Если
эта амплитуда используется в качестве меры AW, то следует
учитывать, что отношение Ua к Q (которое пропорционально
АН7) зависит от места появления х0 первичной ионизации.
Амплитудный спектр x\(U) импульсов быстрых электронов
U-d для моноэнергетических событий легко получить в случае
точечных ионизационных токов, равномерно распределенных
по всему объему камеры, например при заполнении камеры
газообразным а-излучающим изотопом.
Рассчитанные спектры -q (С7) приведены в табл. 2.1.
В плоской камере все импульсы с амплитудами от 0 до
г, Q
^макс =" _ —	®
С v
равновероятны.
В цилиндрической камере поле сконцентрировано около
нити, являющейся анодом. Поэтому в большинстве случаев
электронное облако должно пройти почти всю разность потен-
циалов Uк, что увеличивает число импульсов с максимальной
амплитудой £/макс. Для сферической камеры это условие выра-
жено еще больше. Несмотря на неполное собирание носителей
заряда за время «быстрой» части цмпульса (RC Тя), иониза-
ционные камеры более сложной геометрии позволяют работать
без потерь информации. Разрешение такой камеры AUv, состав-
ляет несколько процентов.
В цилиндрических и сферических ионизационных камерах время нараста-
ния импульса на интегрирующей ячейке может быть очень коротким, ио
фронт этого импульса задерживается но отношению к первичному событию
ча время, зависящее от места возникновения ионизации. Вследствие этого
временная информация не сохраняется полностью, и следует учитывать этот
эффект при использовании таких детекторов в системах совпадений.
По данным Фриша [10], можно сохранить энергетическую
информацию в плоских камерах, если отделить сеткой часть
камеры, используемой для ионизации, от части, используемой
для генерации сигнала, тогда независимо от области появления
ионизации электронное облако всегда проходит ту же разность
15

Таблица 2.1
Формы импульсов в ионизационных камерах различной геометрии
Характеристика		Плоская 1 1 1	-			Цилиндрическая ! ITT			Сферическая Tl	I	/ II	’	/j 		LJ	1	1	►	
	а	хд ь х				0 a x0 b x			0 a x0 b x	
Напряженность поля Е(х)	E(x)^Un!b—а			£(x)=[Z7n/lg(*/a)]-l/x			E(x) — Untab/b—a).1/x’		
Вр.мя собирания ионов Ти				_pigm z 2_ 2v Гн- 2{/пИи V X°>			т _ p^b~a^	r3\ Ги- ЗаШпИи	-Xo>		
Время собирания элек- тронов Т3	р(Ь—а) т'-			_ p lg(fr/q)	2	2 T*~ 2Un»3	a)			т _ p(b~a).. /x3_-3\		
Ионный ток /и(0 о</<т„	мо=-^; р(Ь—а)2			/ X	(/) = 	2y.nh_H	 ,() p[lg(i/a)F X x2 + (62-xg)-y-	-1	X	p(b—ay 4+(‘3—3)-r U	1 и _	—4/3
Электронный ток /э(/) 0-ОС Г,	Д) р(Ь—а)г			/ X	(A = 	x х2о + (хо~а2)-у- 1 э	-1	X	p(b—a)2 хо-(хо-~а3)^Г-	-4/3

ю ₽ м 8 Проинтегрированное s напряжение Un(t) 8 0</<r„	UM	_ Q (Ь-ХВ) t с (Ь—а) Ти
П реинтегрированное напряжение (7.(0 0</<Т.	' С (&—а)Тл	
Конечное напряжение Уа(Ги)		Q(fe-x0) C(b—a)
Конечное напряжение V» (Г,)		Q(.x0—a) С(Ь—а)
Импульс тока	4	L=^
	0	4	Т~и

X	Q	1 Ua®~ c "21g(b/a) X ig (*o + (fc2 - *o) -77} - * 0 ]	X	Qab C(b-a) X ^_{^(53_Х3)±.Г,/3’ •*0	\	1 и /
X	и<м-> —		— X ,U C 21g(6/a) л lg*O — te I*2 —(x0 —Я2) V-!] 1	1 9 J J	X	Qab rih -TX c (0—a)
<21g (*/*.) Clg(b/a)		Qa(b—x0) Cx0(b—a}	
Q 1g (Xo/h.) C 1g (b/a)		Qbjx^—a) Cx0 (b—a)	

Импульс напряжения	и	
	0	тэ	Ти t
Амплитудный спектр	1	
Разрешение ДС71/2	^макс	
Амплитудный спектр nW	п 1	
	0	0}5 1$и/&макс

Продолжение табл. 2.1

потенциалов UK2. Следовательно, интеграл тока 1К = /э, теку-
щего в цепи сетка — анод, определяет полный заряд Q, пропор-
циональный ДЦ7. Плотная сетка эффективно экранирует элек-
трод, с которого снимается сигнал, от влияния положительных
ионов, хотя она и захватывает много электронов. Редкая сетка
пропускает почти все электроны, но плохо экранирует. Деталь-
ный анализ этих эффектов приведен в работе [9].
Почти во всех последних работах (11—14, 229] рассмотрены
камеры с сетками.
Сеточный ток /с (рис. 2.2) может быть использован в качестве сигнала
после интегрирования /?С-ячейкой. В работах {15, 16] сигнал сеточного тока
несет информацию об угловом распределении ионизационных следов частиц,
эмиттируемых катодом.
Рис. 2.2. Схема ионизационной ка-
меры с сеткой.
Рис. 2.3. Форма импульса
в ионизационной камере
с сеткой.
Форма импульсов на собирающем электроде ионизационной
камеры с сеткой показана на рис. 2.3.
Импульс тока задержан относительно момента ионизации
(t = 0) на время распространения электронного облака от места
возникновения до сетки. Длительность импульса Т соответствует
времени прохождения электронами расстояния от сетки до соби-
рающего электрода.
Схемы предварительного усиления. Ионизирующая частица
создает около 30000 электронов, или заряд, равный 5-10“15 к
на 1 Мэв энергетических потерь. При емкости интегрирующей
цепочки С = 20 пф (см. рис. 2.1 или рис. 2.3) это дает амплитуду
импульса лйшь 0,25 мв/Мэв. Следовательно, подобный импульс
необходимо усилить. Шумы усилительной схемы ограничивают
энергетическое разрешение, или чувствительность системы.
Обычно усиление осуществляют предварительным усили-
телем с низким уровнем шумов и затем основным усилителем.
Предварительные усилители подробно рассмотрены в дальней-
шем (см. разд. 2.4), здесь же ограничимся лишь двумя
примерами.
2:
19

На рис. 2.4 приведены схемы двух типов предварительных
усилителей: чувствительного к напряжению и чувствительного
к заряду. Дифференциальный усилитель с усилением А имеет
инвертирующий (минус) и неинвертирующий (плюс) входы.
Ниже рассмотрены два примера, относящиеся к первому
типу усилителей.
Импульс напряжения, получаемый на емкости С, усиливает-
ся. Емкость С — это полная емкость выходной цепи ионизацион-
ной камеры (сумма емкостей: камеры, кабеля, соединяющего
камеру с предварительным усилителем, и входной цепи предва-
рительного усилителя). Усиление стабилизируется с помощью
Рис. 2.4. Схема работы усилителей, чувствительных к напряжению
(амплитуда импульса равна (Q/C) (Rt/Ri) (а)] и к заряду
(амплитуда импульса равна Q/Co с (б)].
цепи обратной связи, содержащей делитель напряжения Ri, R2,
до величины, примерно равной Ri/R2, при R2 <S Ri и AR2 > Ri.
Форма импульса определяется геометрией камеры и постоянной
времени RC входной цепи.
Входное сопротивление предварительного усилителя учиты-
вается в сопротивлении R. Обычно выбирают RC Тэ (или
RC Тк для камер с сеткой) и необходимое дифференцирова-
ние осуществляют в основном усилителе, что, как будет показано
далее, дает лучшее отношение сигнала к шуму. В усилителях
с двойным дифференцированием входная цепь может быть ис-
пользована для первого дифференцирования, при этом выбирают
постоянную времени RC ~ Тэ. Потери величины амплитуды
для импульсов различной формы и разных значений постоянной
времени RC, а также для других постоянных времени интегри-
рующих и дифференцирующих цепей рассмотрены в работах
[17, 18], а для камер с сеткой — в работе [12].
На рис. 2.5 приведена принципиальная схема [19] для камеры
с сеткой (включения электродов камеры показаны). Пентод
6АК5 в триодном режиме имеет небольшой сеточный ток
(6-Ю-11 а) и сравнительно высокую крутизну (2,9 ма/в), что
20

существенно для уменьшения шумов (см. приложение). Усиле-1
ние А = 50 определяется отношением Ri/Rz. Формирование
импульса (тинт = 4 мксек, тДИф = 19 мксек) происходит между
предварительным и основным усилителями. Эквивалентный
шумовой заряд QN = 330 электронов соответствует среднеквад-
ратическому отклонению о = 10 кэв, т. е. разрешение *
оР ~ 24 кэв.
6АК5 6АК5 6АК5 6АК5
+J000S
Рис. 2.5. Принципиальная схема предварительного усилителя
с малыми шумами [19]. Усиление — 50. Все электролитичес-
кие конденсаторы запараллелены керамическими конденса-
торами емкостью 10 нф. Входная емкость 23 пф:
1 — собирающий электрод; 2 — сетка; 3 — электрод, формирующий
поле; 4 — катод.
На рис. 2.6 приведена другая схема усилителя [20]. Приме-
нено, как обычно, каскодное включение входной цепи, имеющее
следующие преимущества: более широкополосное усиление,
низкую проходную емкость.
Входная лампа работает с плавающей сеткой. В этом случае
сеточный ток примерно в два раза больше минимально возмож-
ного при более отрицательном смещении, но это допустимо, так
как снижается оптимальная постоянная времени то [см. формулу
(П. 20)], необходимая для получения минимальных шумов. Уси-
ление А = 100; эквивалентный шумовой заряд при входной
емкости 21 пф и тд = ти — 1,5 мксек составляет QN = 280 элек-
тронов, что соответствует о = 8,5 кэв и ор = 20 кэв.
Вследствие общего высокого усиления коэффициент усиления
по напряжению для этих схем остается постоянным и не сильно
зависит от старения активных компонент. Однако из-за того, что
информация об энергии излучения передается полным зарядом
* аР ~ 2,35 а (см. приложение).— Прим. ред.
21

Q, а амплитуда импульса напряжения зависит от QJC, стабиль-
ность усиления системы в конечном счете определяете^ стабиль-
ностью емкости С.
Хотя в ионизационных камерах «механическая» емкость при
отсутствии вынужденных вибраций остается постоянной, емкость
сетка — катод зависит’ от размеров объемного заряда, а следо-
вательно, от напряжения накала и срока службы лампы [20].
Эти изменения отсутствуют в схеме усилителя, приведенной
на рис. 2.4, б. Из-за емкостной обратной связи усилитель чув-
ствителен к заряду. В дальнейшем будет показано (см.
16,0 2,5-47к	Зк
Рис. 2.6. Принципиальная схема предварительного уси-
лителя с каскодной цепью [20].
разд. 2.4), что выходная амплитуда предварительного усили-
теля, чувствительного к заряду, при емкости обратной связи
Со с соответствует Q/Co.c и при большом усилении (Л —оо) не
зависит от С. Такие усилители особенно важны для полупровод-
никовых детекторов. Эта тема будет подробно рассмотрена
в разд. 2.4, посвященном схемам, применяемым с полупровод-
никовыми детекторами. При соответствующей модификации все
эти схемы можно использовать с ионизационными камерами.
Предварительные усилители с полевыми триодами для камер
с сеткой рассмотрены в работе [230].
2.2. ПРОПОРЦИОНАЛЬНЫЕ СЧЕТЧИКИ
Процесс детектирования и форма импульса. Если в части
объема камеры напряженность поля достигает такой величины,
что электроны на свободном пробеге накапливают достаточную
энергию для ударной ионизации молекул, то число носителей
заряда при каждом соударении увеличивается в два раза. Ток
22

камеры возрастает в М = 2П раз, где п — среднее число соударе-
ний, испытываемых первичным электроном на пути к аноду.
Пока отсутствуют взаимодействия между лавинами, возник-
шими от различных первичных ионизационных событий, М
остается постоянным, и полный заряд Q равен
Q = M —е,	(2.8)
W
где Q пропорционально энергетическим потерям &W (отсюда
название пропорциональный счетчик). Однако здесь коэффици-
ент пропорциональности значительно больше, чем в уравнении
(2.1), применяемом для ионизационных камер. Согласно
данным работы [21], пропорциональность сохраняется, если Q не
превышает критического заряда QK = 106— 107 электронов.
При регистрации излучения низкой энергии освобождается лишь
небольшое число первичных электронов, и М может достигать
значения 106 — 107.
Обычно пропорциональный счетчик имеет цилиндрическую
геометрию, дающую сильнонеоднородное поле. Газовое усиле-
ние происходит в области большой напряженности поля около
нити, являющейся анодом. Поэтому после окончания очень
быстрого процесса усиления полный заряд ±Q находится вблизи
анода. Электроны при движении к,аноду должны пройти лишь
очень малую разность потенциалов, так что электронной компо-
нентой сигнала можно пренебречь *. Весь ток сигнала обуслов-
лен ионами. Форма импульса соответствует кривой, приведенной
в табл. 2.1 (7к(0 в цилиндрической камере], если положить
х0 = а. Форма импульса напряжения U(t) на интегрирующей
емкости С определяется уравнением (2.9) при b » а (см. U„(t)
в табл. 2.1):
U(t) =----Y	(2.9)
2С lg(6/a) Ч а2 Ти J	'
Напряжение U(t) сначала нарастает очень быстро и достигает
половины своего максимального значения Q/С при Л/, = Ти[—),
затем рост замедляется. Так как обычно отношение а : b близко
к 1 : 103, то получаем Л/, =0,1 4- 1 мксек, даже если время
собирания ионов Т„ лежит в миллисекундном диапазоне. По-
этому сигнал U(t) можно усиливать с постоянной времени
дифференцирующей ячейки около 1 мксек, при этом теряется
лишь половина амплитуды импульса. На рис. 2.7 показана
согласно (2.9) зависимость напряжения от времени для а: b
1 : 500.
* Однако Штукенберг (3] показал, что электронная компонента может
составлять около 10% всего интегрируемого тока.
23

Если ионизирующая частица создает более одного первич-
ного электрона, то возникает несколько лавин, и результирую-
щий сигнал в этом случае представляет собой наложение не-
скольких импульсов U(t) (2.9) со слегка различным временем
начала их появления, что мало влияет на полное время нара-
стания импульса.
Рис. 2.7. Форма импульса напряжения в пропорциональном
счетчике (а :b = 1 : 500).
В схемах совпадений необходимо учитывать, что первичный электрон ла-
вины может возникнуть в области малой напряженности поля. В этом случае
сигнал задерживается на время порядка 0,1 мксек, требуемое на перемещение
электрона в область большей напряженности поля, где он может создать вто-
ричные носители заряда [44].
Пропорциональным счетчикам посвящено много работ. Помимо упомяну-
тых ранее публикаций [1—3] отметим последний обзор [2], содержащий боль-
шой библиографический материал.
Статистическое описание процесса газового умножения. Как
было показано ранее, среднеквадратическое отклонение oN чис-
ла N первичных носителей заряда равно aN = V fN . В пропор-
циональных счетчиках необходимо учитывать статистический
разброс в процессе умножения числа частиц.
Согласно простой теории Снидера [23], распределение Pi(M)
полного числа М электронов лавины, созданной одним первич-
ным электроном,экспоненциально:
/ММ) = -Uxp	(2.10)
/И \ М /
где М равно среднему значению коэффициента умножения.
Отклонение газового умножения М. полученное из уравне-
ния (2.10), равно
<й = М2.
(2-11)
24

получаем
(2.12)
отклоне-
(2.13)
процесса
Согласно общей теории [24—26] для относительного отклонения
(а/ММ)2 числа NM электронов, достигающих нити,
соотношение
/_ff \2 = / g \2 1 / <Та> у
\ NM J \N J + N \ Af J
При значении фактора Фано f = 1 относительное
ние NM
g у = 1 _1_
NM ) ~ N N ’
согласно теории Снидера, удваивается в результате
умножения. Этот результат противоречит экспериментальным
данным, опубликованным в работе [24], согласно которым рас-
пределение амплитуд Pi(M) импульсов от отдельных электро-
нов должно иметь вид
P!(M)~M,/2exp—М и 0.67Л1.	(2.14)
В отличие от (2.10) распределение (2.14) дает максимум при
наивероятнейшем умножении Мр 0. Для меньших отклонений
oj, и фактора Фано f < 1 относительное отклонение а остается
значительно меньшим, чем следует из (2.13).
Как было показано в работе [1], экспериментальные резуль-
таты из работ [21, 27, 28] и других могут быть описаны следую-
щим эмпирическим соотношением:
Распределение (2.14) экспериментально подтверждено дру-
гими авторами [29] и теоретически проверено [30, 31]. В работах
[32—34] приведен результат исследования статистики газового
умножения и аналогичного лавинообразного нарастания числа
электронов в фотоумножителях и указано, что выражения (2.10),
(2.14) могут быть поняты как частные случаи более общего
распределения Полна.
Обзор экспериментальных данных по спектрам импульсов
от отдельных электронов в пропорциональных счетчиках приве-
ден в работе [231], современное состояние теории разрешающей
способности пропорциональных счетчиков рассматривается
в статье [232].
Схемы предварительного усиления. Для сохранения пропор-
ционального режима полный заряд импульса от счетчика должен
оставаться меньше критического заряда QK = 10-13—10-12 к
(см. разд. 2.2), поэтому максимальная амплитуда импульса при
емкости порядка 10 пф составляет 10—100 мв. Такие импульсы
необходимо усиливать; в то же время эта амплитуда значитель-
25

но выше уровня аппаратурных шумов, и обычно никаких спе-
циальных предосторожностей принимать не нужно. Как и для
ионизационных камер, входная емкость С (состоящая из емко-
сти детектора, кабеля и входной емкости предварительного
усилителя) обычно достаточно стабильна, что позволяет приме-
нять предварительные усилители, чувствительные к напряжению.
Если необходима еще более стабильная работа, особенно при
низком газовом умножении (М ~ 100 и менее), то целесообраз-
но применять предварительный усилитель с низким уровнем
шумов, чувствительный к заряду.
Рис. 2 8. Принципиальная схема эмиттерного повтори-
теля для пропорциональных счетчиков.
Обычно предварительный усилитель в схеме с пропорцио-
нальным счетчиком состоит из катодного повторителя и рабо-
тает только в качестве преобразователя полного сопротивления,
служащего для согласования высокоомного выходного сопро-
тивления счетчика с малым сопротивлением (50 -г- 100 ом) сое-
динительного кабеля, подключаемого к основному усилителю.
Для уменьшения емкости предварительный усилитель обычно
монтируют на держателе счетчика.
Следует избегать избыточного выделения тепла в предварительном уси-
лителе, так как аксиальный температурный градиент неблагоприятно влияет
на энергетическое разрешение (35]. В то же время радиальный температурный
градиент усиливает газовое умножение, что улучшает разрешение. В работе
(36] сообщено об увеличении газового умножения на порядок при равномер-
ном нагревании нити до 100° С.
На рис. 2.8 приведена схема эмиттерного повторителя на
двух транзисторах. В основном усилителе сигнал сначала диф-
ференцируется с постоянной времени 1 мксек, так что все после-
дующие постоянные времени дифференцирующих цепочек
в предварительном усилителе должны быть значительно больше.
Для отрицательных импульсов лучше использовать р — п —
р-транзисторы. Кремниевые диоды Д\ и Д2 ограничивают ампли-
туду импульса и защищают предварительные усилители в мо-
26

мент включения высоковольтного источника £7П питания пропор-
ционального счетчика. Для согласования выходного сопротив-
ления с кабелем включен 47-омный потенциометр.
В работе [233] приведен каскодный предварительный усилитель, разрабо-
танный специально для пропорциональных счетчиков регистрации протонов
отдачи.
Точные расчеты схем применяют в тех случаях, когда
предварительный усилитель должен работать в системе с высо-
коинтенсивными электромагнитными полями, которые вызывают
шумы на соединениях в цепях сигнала. Эта особенность подроб-
но проанализирована в работе [37].
Высоковольтное
питание (ВВП)
Рис. 2.9. Внешние каркасные (корпусные) цепи в систе-
ме предварительный усилитель — усилитель [37].
В системе предварительный усилитель — основной усилитель
на заземляющих проводах внешние поля наводят высокочастот-
ные напряжения U\ — U$ (рис. 2.9). Для того чтобы напряжения
не попали на вход предварительного усилителя, используют
дроссели L[ и L2. Соединительный кабель (более 2 м) необхо-
димо дополнительно экранировать. Для уменьшения влияния
Ui предварительный усилитель должен давать высокое усиление,
а входной каскад усилителя необходимо монтировать непосред-
ственно на кабельном разъеме. На рис. 2.10 приведена полная
схема предварительного усилителя из работы {37], сделанного
с учетом таких замечаний.
Детектор и шасси предварительного усилителя соединены
механически и отделены от общей земли источника питания
и источника высокого напряжения дросселем 1 мгн. Предвари-
тельный усилитель имеет коэффициент усиления 50. Особенность
схемы — это встроенный генератор поверочных импульсов на
туннельном диоде, включаемый тумблером Т.
Хотя наибольшее рабочее напряжение счетчика составляет
4 кв, все высоковольтные конденсаторы рассчитаны на 12 кв
и помещены в отдельной герметичной коробке с осушителем
Р2О5. Эти предосторожности позволяют избежать случайных от-
счетов, обусловленных коронным разрядом или микроскопиче-
скими пробоями в диэлектрике конденсаторов. При установке
27

порога интегрального дискриминатора, соответствующего вход-
ной чувствительности по напряжению 0,2 мв, система предвари-
тельный усилитель — усилитель с ложным счетчиком дает менее
двух импульсов в неделю при Un — 0 и менее двух импульсов
в день при Un = 4 кв. Результаты, приведенные в работе [37],
применимы и к предварительным усилителям, работающим
с другими детекторами (см. также разд. 3.1).
2.3. СЧЕТЧИКИ ГЕЙГЕРА —МЮЛЛЕРА
В процессе развития лавины в пропорциональном счетчике
излучаются коротковолновые фотоны. С увеличением рабочего
напряжения вероятность такого излучения возрастает. В резуль-
тате фотоионизации с катода возникают новые электроны, по-
рождающие новые лавины. Обозначим е вероятность эмиссии
фотона, инициирующего вторичную лавину, рассчитанную на
один ион первичной лавины. Если рабочее напряжение так
высоко, что выполняется условие

(2.16)
(М — коэффициент газового умножения)., то отдельный
первичный электрон приводит к появлению большого числа
лавии, которые окружают нить «чехлом» положительных ионов
и, таким образом, прекращают разряд. В этом случае возникший
полный заряд н, следовательно, амплитуда, импульса напряже-
ния от детектора остается постоянной (величина ее задается
28

Рис. 2.11. Схема входной цепи
несамогасящегося счетчика
Гейгера — Мюллера.
размерами счетчика и характеристиками поля) и не зависящей
от первичной ионизации. Амплитуда импульсов может достигать
100 в и более. Счетчики, работающие в интервале напряжений,
определяемых соотношением (2.16), названы счетчиками
Гейгера—Мюллера [38]. Если напряжение сильно превышает
начальное значение, соответствующее Me 1, то может возник-
нуть устойчивый таунсендовский разряд, и тогда счетчик выйдет
из строя. Допустимый интервал рабочего напряжения обычно
называют плато счетчика.
В несамогасящихся счетчиках, которые наполняются одно-
атомными или двухатомными (обычно инертными) газами,
аксиальное распространение раз-
ряда происходит в результате осво-
бождения электронов фотонами из
материала катода. Легкие положи-
тельные ионы инертных газов на пу-
ти от анода к катоду получают до-
статочную энергию, чтобы выбить с
катода новые электроны. Начавший-
ся разряд будет продолжаться бес-
конечно и может быть прекращен
только в результате внешнего воз-
действия. Для гашения разряда ра-
бочее напряжение счетчика должно быть понижено до величины,
меньшей начального значения, при котором А4е = 1; такое на-
пряжение необходимо поддерживать до тех пор, пока все поло-
жительные ионы не нейтрализуются. Импульс напряжения на
аноде, равный 100 в или более, достаточен для гашения разряда,
поэтому постоянную времени RCn (рис. 2.11) входной цепи доста-
точно выбрать большей времени собирания ионов (которое со-
ставляет несколько миллисекунд). Паразитная емкость Сп ~
10 — 100 пф, поэтому требуются очень высокоомные сопротив-
ления R = 108 — 109 ом. Генерирование гасящих импульсов с по-
мощью мультивибратора рассмотрено в разд. 2.3.
В самогасящихся счетчиках гашение достигается добавлени-
ем к основному газу тяжелых органических молекул, имеющих
меньшую энергию ионизации, чем легкие молекулы основного
газа. Во время движения ионного чехла по направлению к като-
ду молекулы основного газа передают свой заряд органическим
молекулам. Таким образом, на катод попадают только тяжелые
органические ионы, которые не могут освободить вторичные
электроны. Кроме того, тяжелые молекулы задерживают фото-
ны, эмиттируемые лавинами, на среднем расстоянии около 1 мм.
Поэтому новые лавины на катоде не начинаются, а возникают
в газе, наполняющем счетчик в непосредственной близости от
возбуждающей лавины. Вследствие этого ионный чехол распро-
страняется вдоль анода с постоянной и не слишком высокой
29

скоростью. Эту скорость измеряли многие авторы, величина
скорости обычно составляет 10 см/мксек.. Зависимость скорости
распространения от рабочего напряжения и от парциального
давления органических паров приведена на рис. 2.12 [39].
Галогенные счетчики относятся к обособленной группе.
Наполняющий их газ состоит из благородного газа с малым
Рис. 2.12. Зависимость скорости распространения ионно-
го чехла от рабочего напряжения счетчика и парциаль-
ного давления органических паров [39]. Наполняющий
газ — смесь аргона с этиловым спиртом, полное давле-
ние 80 мм рт. ст.
(около 1%) добавлением паров галогенов (Cl2, Br2, 12). При
низком рабочем напряжении молекулы галогенов являются
гасящими агентами. Точный механизм работы галогенных
счетчиков еще полностью не понят. Так как галогенные счетчики
очень чувствительны к емкостным нагрузкам [40], то для того
чтобы нейтрализовать действие емкости соединительного кабеля
и других паразитных емкостей Сп, сигнал снимают с анода
с помощью высокоомного сопротивления (от 2 до 20 Мом,
рис. 2.13). Кроме того, высокоомное сопротивление удлиняет
Рис. 2.13. Схема цепи галогенного счетчика Гейгера —
Мюллера.
плато счетчика, поэтому для более высоких рабочих напряжений
галогенный счетчик становится несамогасящимся. Счетные
характеристики галогенных счетчиков для разных условий при-
ведены в работе [41].
30

Весьма полный обзор по счетчикам Гейгера—Мюллера
содержится в монографии (3].
Так же как для пропорциональных счетчиков форма сигнала
от счетчика Гейгера — Мюллера определяется ионной компонен-
той. Из-за конечной скорости распространения ионного чехла
вдоль нити импульс тока состоит из наложения задержанных
импульсов тока, обусловленных отдельными лавинами, форма
которых совпадает с формой импульса /и(0 для цилиндрических
камер (см. табл. 2.1). Для простоты предполагается, что первич-
ная ионизация возникает на конце (z = 0) цилиндрического
счетчика длиной I (координата в направлении оси — z):
T^llv»
(2-17)
(2.18)
где Tt — время, необходимое для распространения ионного
чехла на всю длину счетчика. На рис. 2.14 приведена типичная ,
Рис. 2.14. Форма импульса ионного тока в счетчике
Гейгера — Мюллера при появлении первичной иони-
зации на одном его конце.
кривая формы импульса счетчика Гейгера — Мюллера, получен-
ная с помощью уравнения (2.17). При скорости vz ~ 10 см/мксек
и длине счетчика 10 см время распространения Г; порядка
1 мксек.
Характерное время для отдельной лавины составляет Л/, =
= 0,1-н 1 мксек (см. разд. 2.2). Продолжительность импульса
тока на рис. 2.14, и следовательно, время нарастания импульса
напряжения для RC Г/ определяется в основном величиной Л.
Если первичная ионизация происходит не на конце, а в произ-
вольной точке нити Zq (0 < Zq < I), то ионный ток состоит из
двух компонент в соответствии с двумя направлениями распро-
странения ионного чехла Zo->-0 и Zq-*/. Поэтому для Zo = 1/2
величина Л уменьшается в два раза. В общем случае форма
импульса /г-м, и (/) имеет два максимума для t = z0/uz
и t(l— z0)/vz. Следовательно, время нарастания импульса на-
пряжения зависит от места возникновения ионизации.
31

Рис. 2.15. Форма импульсов тока в счет-
чике /» и /я (47].
Первичные электроны, возникающие вблизи катода, затрачивают около
10-7 сек, прежде чем достигают области сильного поля и инициируют созда-
ние ионного чехла (42—45].
Имеются сведения о задержках, превосходящих даже 10 мксек, связан-
ных с присутствием следов электроотрицательных газов в счетчике. Такая
молекула улавливает электрон и имеет малую подвижность. Поэтому счетчики
Гейгера — Мюллера используют в системах совпадений при условии, если
были приняты специальные меры предосторожности [46, 48].
Можно считать, что в пропорциональном счетчике область
возникновения положительных ионов находится в непосред-
ственной близости от нити (т. е. х0 = а), так что электронной
компонентой тока можно
пренебречь. В счетчике
Гейгера — Мюллера вы-
сокая плотность заряда
влияет на поле, окружаю-
щее нить. Ионный чехол,
окружающий нить, имеет
конечный диаметр, кото-
рый, хотя и очень мал, но
все же значительно боль-
ше диаметра нити (х0>а).
Следовательно, электрон-
ной компонентой в этом
случае пренебрегать
нельзя.
Электронный импульс
тока от отдельной лавины
на рис. 2.2)
длитель-
(т. е. /э(0
имеет малую
ность по сравнению с Tt,
и его можно описать б-функцией. Интегрирование, аналогичное
(2.17), дает прямоугольный импульс длительностью для элек-
тронной компоненты /Г-м , э(0 или наложение двух прямоуголь-
ных импульсов, если ионизационный эффект не возникает на кон-
це счетчика. Согласно теоретическим оценкам, приведенным
в работе [3], отношение ионной и электронной компонент состав-
ляет около 50%, что хорошо согласуется с экспериментальными
данными. На рис. 2.15 приведена нз работы [47] форм? импульса
тока I г-м,и(0- Рассчитанная часть I г-м,и (0 вычтена из эк-
спериментальной кривой. Электронный импульс тока имеет при-
близительно прямоугольную форму, и площади под кривыми
/г-м, н н /г-м,э, как и ожидалось, примерно одинаковы. Харак-
терные колебания электронного тока, наблюдавшиеся также
другими авторами, по-видимому, связаны с изменениями
радиуса ионного чехла вдоль нити.
Схемы гашения. Полный заряд ионного чехла составляет при-
мерно 10~9 к, амплитуда результирующего импульса достигает
100 в. Поэтому здесь не требуется усиления, электронные схемы-
32

лишь формируют импульс, дискриминирующий шумы и т. д.
Предварительные усилители обычно не используют. Если счет-
чик Гейгера — Мюллера соединен с удаленной электронной
системой с помощью коаксиального кабеля, то согласование
сопротивления осуществляется с помощью маленького импульс-
ного трансформатора (см., например, работу [49]) вместо цепей
с активными элементами.
Для внешнего гашения разряда в счетчике применяются
различные схемы, которые также используют для уменьшения
мертвого времени в самогасящихся счетчиках. Рассмотрим
простую схему [50] (рис. 2.16). Импульс от счетчика запускает
Рис. 2.16. Схема гашения на мульти-
вибраторе с двойным триодом (50).
Рис. 2.17. Схема гашения на высоко-
вольтном пентоде [56].
одновибратор (моностабильный мультивибратор) на двойном
триоде 6SN7, который создает отрицательный импульс с ампли-
тудой около 200 в, что уменьшает рабочее напряжение счетчика,
делая его ниже начального значения. Длительность импульса
при указанных на рис. 2.16 параметрах составляет примерно
1,5 мсек.
Если за это время с катода освободятся вторичные электро-
ны, то они не вызовут новые лавины, и разряд прекратится.
Другие схемы [51—55] отличаются от изображенной на рис. 2.16
способом подачи рабочего напряжения С/п или излишней
сложностью.
В работе [56] приведена простая схема, принцип действия
которой показан на рис. 2.17. Пусковой импульс для одновибра-
тора создается катодной цепью счетчика. Выходной импульс
одновибратора открывает высоковольтную вакуумную лампу
(6BQ6), которая в нормальном состоянии закрыта. Возникает
отрицательный импульс с амплитудой около 800 в.
Одновибратор должен обеспечивать сигнал с малой ампли-
тудой, поэтому он может быть собран на транзисторах.
3 Заказ 199	33

Для самогасящихся счетчиков постоянная времени RC инте-
грирующей цепочки или длительность «гасящего» импульса мо-
жет быть меньше времени собирания ионов Ти (см. табл. 2.1),
так как разряд в них прекращается автоматически. Максималь-
ную скорость счета ограничивает лишь только собственное
мертвое время счетчика. При распространении ионного чехла по
Рис. 2.18. Условие определения мертвого времени
счетчика Гейгера — Мюллера.
катоду поле искажается, и счетчик становится на некоторый
интервал времени полностью нечувствительным (действитель-
ное мертвое время). Затем амплитуда импульсов экспоненци-
ально нарастает (время восстанов-
Рис. 2.19. Принципиальная схе-
ма обращения полярности на-
пряжения на счетчикё [58].
ления), т. е. и чувствительность мед-
ленно восстанавливается, как пока-
зано на рис. 2.18. В итоге система
счетчик — схема обладает мертвым
временем, зависящим от порога дис-
криминатора ия. Последние данные
по быстродействию счетчиков Гейге-
ра — Мюллера приведены в рабо-
тах [57, 234].
Для уменьшения мертвого вре-
мени можно изменить полярность
рабочего напряжения сразу же пос-
ле появления импульса [58] (рис.
2.19). Обращенное поле собирает по-
ложительные ионы и нейтрализует их на временно отрицательной
нити, поэтому достаточно время около 10 мксек. Этот процесс
происходит очень быстро из-за высокой напряженности поля
вблизи нити и небольшого расстояния, на котором находятся от
нее ионы.
Мертвое время, равное 20 мксек, т. е. уменьшенное на поря-
док, получено по данным работы [58]. Это, по-видимому, обуслов-
лено не быстрым собиранием ионов на аноде, а скорее прекра-
щением образования ионного чехла при резком понижении
напряжения. Следовательно, на большей части длины счетчика
поле не искажено, и счетчик остается готовым к регистрации
34

+906 +1356
О...-1,56
1,8к
2,7к
50
2,2к
-1120
-112-1356
Рис. 2.20. Быстродействую-
щая гасящая схема [60].
частиц. В работе [59] приведена более простая схема, работаю-
щая на указанном принципе. Схема с очень высоким быстро-
действием (рис. 2.20), ограничивающая ионный чехол в пределах
5% длины нити, описана в работе
[60]. Несимметричный одновибратор
опрокидывается, как только импульс
напряжения на аноде достигает 0,2 в
и понижает рабочее напряжение
счетчика примерно на 100 в за вре-
мя, меньшее 100 нсек, прекращая та-
ким образом развитие ионного чех-
ла. Длительность импульса, в тече-
ние которого напряжение остается
пониженным, составляет 750 нсек,
полное мертвое время системы око-
ло 1,5 мксек, что связано с дополни-
тельным временем восстановления
электронных цепей. Следует учиты-
вать то, что счетчик остается нечув-
ствительным около точки попадания
первичной частицы до тех пор, пока
участок ионного чехла не нейтрализуется. Поэтому мертвое вре-
мя такой системы, предназначенной для регистрации коллимиро-
ванных пучков ионизирующих частиц, может быть существенно
большим.
2.4. ПОЛУПРОВОДНИКОВЫЕ ДЕТЕКТОРЫ
Особенности полупроводниковых детекторов. Аналогично
ионизации газов в ионизационной камере генерация свободных
носителей заряда в твердом теле может быть использована для
детектирования ионизирующих излучений. При этом необходимо
выполнение некоторых важных условий. Время жизни носителей
заряда (средний интервал времени между их генерацией и ре-
комбинацией или захватом ловушки) должно быть больше, чем
время собирания. Малое время собирания возможно в сильных
полях при большой подвижности носителей. Несмотря на высо-
кую напряженность поля в счетчике, желательно, чтобы отсут-
ствовали фоновые токи, т. е. вещество счетчика должно быть
изолирующим. Последнее, но не менее важное условие, обеспе-
чивающее большую амплитуду сигнала и хорошее разреше-
ние,— это малая энергия w, расходуемая на создание одной
пары носителей заряда.
В настоящее время известно единственное устройство на
твердом теле, обладающее такими свойствами,— это полупро-
водниковый р — zi-переход при обратном смещении *.
* Алмазные счетчики также обладают рядом указанных свойств. (См. ра-
боту: Конорова Е. А., Козлов С. Ф. «Физика и техника полупроводников».
1970, 4, 18.). Прим. ред.
3:
35

Свойства полупроводников, а также физические и техниче-
ские основы полупроводниковых детекторов детально рассмот-
рены в работах [3, 61—65].
На рис. 2.21 приведен асимметричный р — л-переход, на
который подано обратное смещение. Тонкий л-полупроводник
с очень высокой концентрацией доноров служит входным окном
для излучения, область с р-проводимостью имеет умеренную
концентрацию примеси. В результате диффузии носителей
в запирающем слое I возникает пространственный заряд р(х),
напряженность поля Е(х) в этой об-
ласти меняется по линейному зако-
ну, а потенциал U(х) — по парабо-
лическому. Внешнее обратное на-
пряжение Ua вместе с диффузион-
ным (внутренним контактным) на-
пряжением UK (равным для герма-
ния примерно 0,3 в и для кремния
0,6 в) составляет разность потенциа-
лов между п- и p-областями. При
отсутствии внешнего ионизирующе-
го излучения ток в запирающем слое
фактически равен нулю, так как из
«-области не могут поступать сво-
бодные дырки. Следовательно, но-
сители заряда (электроны и дырки),
созданные ионизирующей частицей
в запирающем слое, собираются по-
лем Е(х) и создают ток сигнала та-
ким же образом, как в ионизацион-
ной камере.
Из-за параболического изменения U (х) ширина I запираю-
щего слоя равна
Пространственный
заряду р(х)
®П о
Напряженность
поля £(х)
Потенций/!
U(f)
Рис. 2.21. Характерные кри-
вые для р — л-перехода
с обратным смещением.
е
I
2neNp
(2.19)
Здесь е — диэлектрическая проницаемость полупроводника;
Np — концентрация акцепторов в р-области.
Емкость Сд запирающего слоя обратно пропорциональна
его толщине I:
С ~ ejtfpS * 1
д 2 ' VUn+UK
(2.20)
где S — площадь контакта.
Таким образом, Ся зависит от Ua. Максимальная напряжен-
ность электрического поля £(0) равна
£(0) 2 и" + и*-.	(2.21)

п4	1	в»
—।----------------1—„
Х=0	Х=1
Пространственный	|
заряд р(х)	I
Напряженность
поля Е(х)	U
J-----------------L
I	I
На рис. 2.21 приведены кривые, характеризующие полупро-
водниковый детектор так называемого диффузионного типа
[66—68], или детектор с поверхностным барьером [69—73].
Рабочее напряжение Un обычно составляет 10-н 1000 в,
а толщина запирающего слоя для высоких напряжений достига-
ет 1 мм. При площади детектора 2 см? емкость Сд находится
в пределах от 10 до 100 пф.
Более глубокие запирающие слои с примерно постоянной
напряженностью поля можно получить при введении беспри-
месного слоя (область i) между
р- и «-областями с высокой кон-
центрацией примеси (рис. 2.22).
Это устройство обычно называет-
ся счетчиком р — i — n-типа. Объ-
емные заряды локализованы в
«+- и р+-областях. Ширина I слоя,
обедненного носителями заряда,
почти не зависит от приложенно-
го напряжения Ua, а напряжен-
ность электрического поля в об-
ласти i почти постоянна и равна
£(х) = и” + и* 	(2.22)
Детекторы с шириной обед-
ненного слоя до 12 мм можно по-
Рис. 2.22. Характерные кривые
для счетчика	р — i — п-тнпа
с обратным смещением.
лучить с помощью метода ионно-
го дрейфа, предложенного Пел-
лом [74, 75]. Он состоит в компен-
сации акцепторов в области, пер-
воначально обладавшей умеренной концентрацией примеси,
с помощью ионов лития, располагающихся в междоузлиях
основной кристаллической решетки. В настоящее время в ядер-
ной спектроскопии очень широко применяются кремниевые
и германиевые детекторы с компенсацией примеси литием [76—
79].
Благодаря большей ширине обедненного слоя емкость Сд
таких детекторов, даже с большей площадью (около 5 см2),
составляет только 10 пф.
Ток утечки полупроводникового детектора, т. е. равновесный
обратный ток в отсутствие внешней ионизации состоит в основ-
ном из диффузионного, объемного и поверхностного токов.
Диффузионный ток создают неосновные носители заряда, кото-
рые генерируются в результате тепловой энергии на расстоянии,
не превышающем их диффузионной длины от конца обеднен-
ного слоя. Так как ширина I обедненного слоя значительно боль-
ше диффузионной длины, то диффузионным током можно
пренебречь по сравнению с объемным током Ig. При упрощениях,
ЗТ

принятых в работе (80], /0 можно представить в виде
=	(2.23)
где tii — концентрация беспримесного полупроводника; т — ре-
комбинационное время жизни носителей заряда. Температурная
зависимость /о в основном определяется множителем tii, который
пропорционален
Т3/2ехр(—Wj2kT),	(2.24)
где Т — температура, °К, а №3 — ширина запрещенной зоны
полупроводника.
В кремнии с малой концентрацией примеси (например,
в t-области счетчика р — i — n-типа) для Т = 300° К т = 1 мсек,
tii = 1,5-1010 см~2, что дает Iq/SI ~ 1 мка!см2. Поэтому в детекто-
ре, обработанном литием с S = 2 см2 и I = 5 мм при комнатной
температуре, получаем /0 = 1 яка.
Из-за упрощений, использованных при выводе (2.23), ток
утечки выражен не совсем корректно. Экспериментальные дан-
ные примерно от 2 до 20 раз меньше (65].
Если не принять специальных мер предосторожности, то ток
утечки может стать очень большим. Так как он зависит от мало
изученных условий, происходящих на поверхности полупровод-
ника, то строгое математическое рассмотрение этой задачи не-
возможно. С помощью улучшенной техники производства
счетчиков, т. е. используя метод охранного кольца [81] и поверх-
ностную защиту SiOs, аналогичную применяемой в технологии
производства плоскостных транзисторов (82, 83], можно поверх-
ностную компоненту тока утечки сделать пренебрежимо малой.
Во всех случаях, когда в токах утечки преобладает объемная
компонента /о, ее можно, согласно выражению (2.24), уменьшить
в результате понижения рабочей температуры..
Энергия, необходимая для образования электронно-дырочной
пары. Энергия &W, теряемая ионизирующей частицей в полупро-
воднике, расходуется на возбуждение колебаний решетки
и создание свободных электронов и дырок. Энергия оптических
колебаний решетки квантована. Энергия кванта (фонона)
определяется романовской частотой решетки и составляет
примерно 50 мэв. Согласно теории Шокли [82], средняя энергия до,
требуемая для создания электронно-дырочной пары, может быть
выражена при помощи ширины запрещенной зоны W3 полу-
проводника:
w = 2,2W3 + nW^.	(2.25)
Здесь п — среднее число фононов, возникающих за одно
ионизирующее соударение, составляющее 10—100.
38

Если минимальная энергия, необходимая для создания пары
носителей заряда, равна W3, то эффективность т] ионизационного
процесса составляет
W.	1
q =-=?-=-----------.	(2.26)
W 2,2+п(Гф/ВЯ3)	'
Некоторые характеристики для германия и кремния [65] приве-
дены в табл. 2.2. В соответствии_с теорией (2.25), эксперимен-
тальные данные [65, 83—86] для w составляют 3,6 и 2,9 эв для
Таблица 2.2
Некоторые характеристики германия и кремния
Характеристика	Кремний	Германий
Ширина запрещенной зоны IF3> зв:		
при 300 °К	1,106	0,67
при Г°К Концентрация носителей заряда в беспримесном полупровод- нике п/, см °:	1,205-2,8-10"4Г	0,72—3,4-10“4Г
при 300 °К	1,5- IO10	2,4-Ю1’
при Г°К	2 в-Ю^Г^'^е-	9 7*10157*3^2е—^350/Г
Подвижность электронов цэ при 300 °К> см2-в~1 -сект1	1350	3900
Подвижность дырок цд при 300 °К, см2 -в”1 -сек-1	480	1900
Энергия w, затрачиваемая на со- здание одной электронно-ды- рочной пары, эв	3,65±0,05	2,95±0,05
кремния и германия соответственно. Значения, приведенные
в табл. 2.2, представляют средневзвешенные последних измере-
ний. За исключением работы [85], результаты которой могут быть
объяснены паразитными эффектами [65], экспериментальные
значения w одинаковы для а- и р-частиц, фотонов, тяжелых
ионов или осколков деления.
Вследствие слабой зависимости ширины запрещенной зоны
W3 от температуры Т (см. табл. 2.2) величина w также незначи-
тельно изменяется с температурой [85, 87]. Кроме того, сообща-
лось о зависимости W3 от напряженности полей в р — п-перехо-
де [88].
Статистическое отклонение числа N = &Wlw электронно-
дырочных пар, созданных частицами с энергией &W, полностью
затормозившимися в полупроводнике, определяется
алг = ]/^,	(2.27)
39

т. е. тем же выражением, что и при ионизации газа. Фактор
Фано f 1 описывает уменьшение отклонений (7], связанное
с корреляцией конкретных ионизационных событий в их после-
довательности, характеризуемой полной энергией потерь AU7.
Рис. 2.23. Зависимость эффективности п и фактора
Фано f от числа фононов [89].
В работе [89] приведены теоретические исследования энерге-
тических потерь в полупроводниках и определена эффектив-
ность т] (2.26), а также фактор Фано f как функции среднего
Рис. 2.24. Зависимость фак-
тора Фано f от т] (в соот-
ветствии с рис. 2.23).
числа фононов, созданных на одно
ионизирующее соударение. Эти рас-
четы справедливы для специальной
статистической модели. На рис. 2.23
приведены результаты расчетов, а
на рис. 2.24 — зависимость фактора
Фано f от эффективности т]. Исполь-
зуя данные табл. 2.2, получаем
t]si = 30% и т|ое = 23%, так что
fsi = 0,30 и fGe = 0,36 [65].
По данным работы [65], измере-
ния с германиевыми детекторами
дают значения f = 0,30 ± 0,03, что
хорошо согласуется с теорией Рус-
брока [89]. Другие авторы [90] приво-
дят величину f = 0,15 ч- 0,20. Еще
меньшие значения (/ = 0,04) разум-
ны для упрощенного статистическо-
го описания ионизации. Последние
исследования сделаны Клейном
[235]. Хотя точно измерить f очень
трудно из-за сложности определения степени влияния статисти-
ческого отклонения на энергетическое разрешение системы де-
тектор — усилитель, очевидно, что gn значительно меньше, чем
40

следует из неискаженного пуассоновского распределения (f =
— 1). Следовательно, разрешение при малых энергиях частиц
определяется шумами предварительного усилителя.
Форма импульса в полупроводниковых детекторах р — п- и
р — i — n-типов. Помимо хаотического теплового движения
электронов и дырок существует дополнительное движение носи-
телей заряда под действием поля Е, скорости которого пропор-
циональны Е:
и3——цэЕ и уд = рд£,	(2.28)
где щ и цд — подвижность электронов и дырок соответственно.
Соотношение (2.28) аналогично соотношению (2.3). На рис. 2.25
приведены зависимости цэ и рд от
температуры для германия и
кремния, справедливые только
для чистых беспримесных полу-
проводников. В полупроводниках
с большой концентрацией приме-
сей следует учитывать кулонов-
ское взаимодействие ионов при-
меси с носителями заряда, что
уменьшает подвижность. При вы-
сокой концентрации примеси кри-
вые имеют максимум около
100° К- Уменьшение температуры
вновь снижает подвижность. Од-
нако для областей полупроводни-
ковых детекторов с умеренным
содержанием примеси, особенно
в детекторах р — i — n-типа, кри-
вые, приведенные на рис. 2.25, яв-
ляются хорошим приближением.
Дальнейшие отклонения от
данных рис. 2.25 возникают в тех
случаях, когда дрейфовые скоро-
сти va или уд становятся соизме-
римыми с тепловыми скоростями
(~107 см]сек) [91]. В этом слу-
Рис. 2.25. Зависимость подвижно-
сти электронов и дырок от темпе-
ратуры для германия и кремния
(65].
чае подвижность уменьшается с
возрастанием напряженности поля, приводя к более медленному
увеличению и, чем то, которое соответствует (2.28), или даже к
насыщению после достижения определенной величины
(~107 см!сек для электронов в германии). В охлажденных гер-
маниевых детекторах возможны дрейфовые скорости порядка
107 см!сек при напряженности электрического поля 103 в! см.
Форму импульса тока /д = /э + /д, состоящего из электрон-
ной и дырочной компонент, можно определить так же, как ука-
зано в разд. 2.1. В табл. 2.3 приведены формы импульсов тока
41

Таблица 2.3
Форма импульса В р—1—п- и р—п-полупроводниковых детекторах
Геометрия камеры	p-i-n	Р-п 			
		N	|/= "4 ~Ti	-Un
	0 х0 1 х	0 ха 1 х	
Напряженность электрического поля Ех	Un 1	2Un Л_ х 1 V 1 /	
Время собирания дырок Тд		оо	
Вр(мя собирания электронов Г,	1 	х0 Мп	р	1 2ц8(/п g 1-Хо	
Дырочный ток /д(0 о</<тд	* Р		' 2^Д^п Л < Р /
Электронный ток I3(t) 0<t<T,	р		

Проинтегрированное напряжение UA(t) 0</<Тд	
Проинтегрированное напряжение Ua(t) 0<t<T,	
Конечное напряжение УЛ(ТЛ)	
Конечное напряжение J7S(TS)	
Импульс тока	
Импульс напряжения	



ные в табл. 2.3, полностью
*4
Рис. 2.26. Влияние проходного
сопротивления R на форму
импульса.
/д(0> время собирания То и Тя, а также формы импульсов
напряжения после интегрирования Ua(t) и UR(t) для электрон-
ной и дырочной компонент соответственно в детекторах р — п- и
р — i — «-типов. При расчете формы импульсов рассматривается
точечное ионизующее событие в точке х = х0 в момент t = 0, со-
здающее полный заряд ±Q.
Учитывая различие в определении подвижностей носителей
заряда в газе (2.3) и в полупроводниках (2.28), можно сказать,
что формы импульсов для детекторрв р — i — «-типа, приведен-
соответствуют формам импульсов
в плоских камерах (см. табл. 2.1).
В полупроводниковых детекторах
Уо уд, поэтому дырочная компо-
нента также используется при фор-
мировании сигнала. В охлажденном
(Т ~ 100° К) германии уд = уд и
оба вида носителей заряда одинако-
во влияют на форму импульса.
Вследствие неоднородности поля
в диффузионном р — «-переходе или
в поверхностно-барьерном детекто-
ре р — «-импульс напоминает импульс от цилиндрической иони-
зационной камеры.
Дырочная компонента /д(() тока детектора экспоненциально
спадает (в противоположность цилиндрическим ионизационным
счетчикам), р постоянной времени'/2/2уд(/п, давая бесконечное
время собирания дырок Тл. В детекторах р — «-типа с дырочны-
ми окнами и обедненными слоями в п слое с небольшой концен-
трацией примеси данное соотношение остается справедливым
при соответствующей замене электронов дырками-и наоборот.
Если свободная от поля p-область в р — «-детекторе не
слишком тонка, то она обладает конечным сопротивлением /?д.
/?д входит в цепь сигнала и образует интегрирующую ячейку
с емкостью детектора Сд и входной емкостью Свх (динамическо-
го) предварительного усилителя. Влияние этой ячейки на форму
импульса легко определить с помощью эквивалентной схемы,
приведенной на рис. 2.26.
Функциональное преобразование Лапласа для импульса
напряжения Ucvr(t) дает изображение 0сиг(р)*:
* Автор здесь и в дальнейшем принял практикуемую запись преобразо-
QO
вания Лапласа F(p) = J ехр(—pt)	— L{f(t)j в виДе F(P) = f (0>
о
а также с сохранением формы записи исходной функции, например:
L {{/(/)} = ^(Р) (значок Д ). — Прим. ред.
44

где
D ^Д^ВХ-
т = 7?й ~с*+с~'
Ьд + свх
Первый член учитывает интегрирование тока на полной
емкости С = Сд + Ст. Для предварительных усилителей чув-
ствительных к заряду СВ1 Сд. Поэтому постоянная времени т
второго члена, описывающего деформацию импульса напряже-
ния интегрирующей цепью, равна т = КЛСД и не зависит от СВ1.
В очень тонких детекторах обычно т > Та, Тд (или т > /2/2цдС/п в
р — n-детекторе) и форма импульса определяется соотношени-
ем (2.29).
Сделаем некоторые замечания, касающиеся вывода формы импульса
ер — n-детектор, представленного в табл. 2.3 и на рис. 2.26. Форму сигнала
тока /(/) = dqldt, т. е изменение со временем заряда q на входе предвари-
тельного усилителя обычно получают из анализа энергетического баланса:
увеличение электростатической энергии
JIFbc = </(^/2Сд) = (р/Q dq = Undq
на емкости детектора Сд должно быть равно работе Qdtp = QE(x)dx, совер-
шаемой полем при перемещении заряда Q на расстоянии dx с разностью по-
тенциалов dU. Из зависимости для Undq непосредственно следует, что
/ = Q£(o/t/n).
Однако в работе (93] отмечено, что соотношение = Undq не учитывает
изменения потенциальной энергии объемного заряда, и поэтому оно не может
быть использовано при описании р — n-перехода, содержащего пространст-
венный заряд. В этом случае следует применять более строгую теорию Рамо
[94] (см. также работы [95, 96]), которая приводит к простому соотношению
/(0=Q(v/0.	(2.30)
где v — дрейфовая скорость носителей заряда. Форма импульса, приведенная
в табл. 2.3, основана на этой зависимости. Некоторые авторы [97—100], ис-
пользуя соотношение (2.30), получили форму импульса для различных специ-
альных случаев.
Формы импульсов, приведенные в табл. 2.3, получают при
детектировании частиц малого пробега или у-квантов низких
энергий. Частицы, длина пробега которых соизмерима с толщи-
ной запирающего слоя /, создают сигналы, представляющие со-
бой наложение подобных импульсов, соответствующих каждой
отдельной точке ионизационного следа [97]. При максимальной
дрейфовой скорости носителей заряда, составляющей 107 см!сек,
время нарастания импульсов напряжения в тонких детекторах
(/ ~ 1 мм) может достигать 1 нсек. В детекторах с добавлением
лития (/ ~ 10 мм) получают время нарастания около 100 нсек.
Для различных траекторий ионизирующих частиц существует
свое время нарастания сигнала. Кроме того форма импульса
полупроводникового детектора зависит от энергии и типа частиц.
Таким образом, используя дискриминатор формы импульсов,
можно различать частицы разного рода.
45

Следует учитывать, что некоторые из свободных носителей
заряда улавливаются дефектами кристаллической решетки. Это,
во-первых, уменьшает амплитуду импульса [101—103], а во-вто-
рых, задерживает собирание зарядов, т. е. в импульсе появляется
медленная (около 1 мксек) компонента [104]. Теоретическое
рассмотрение формы импульсов в детекторах р — i — п-типа,
а также экспериментальные данные приведены в работах
[236—238].
Схема предварительного усиления. В полупроводниковом де-
текторе емкость р — n-перехода Сд зависит от рабочего напря-
жения Uu (2.20), и ее нельзя считать постоянной, даже если (7П
стабилизируется. Поэтому для
интегрирования импульса тока
приходится использовать пред-
варительный усилитель, чув-
ствительный к заряду (см.
Рис. 2.27. Принципиальная эквива-
лентная схема предварительного уси-
лителя, чувствительного к заряду.
рис. 2.4, б).
На рис. 2.27 приведена по-
добная эквивалентная схема
такого усилителя. Входное уст-
ройство предварительного уси-
лителя (вакуумная лампа, по-
левой или биполярный транзи-
стор или их комбинация) ха-
рактеризуется крутизной пре-
образования 5П и внутренним
сопротивлением г,. Наиболь-
шая постоянная времени при
интегрировании то определяется полным сопротивлением ^Iki
(параллельным соединением R и г,) входного каскада и паразит-
ной емкостью Сп:
T0 = (R||rf.)Cn.
(2.31)
Для того чтобы генерация не возникала, все остальные
постоянные времени должны быть значительно меньшими.
Поэтому в качестве усилителя А\ используют только однокас-
кадные преобразователи сопротивления (катодный или эмиттер-
ный повторитель), коэффициент усиления которых равен
примерно 1.
Коэффициент усиления по напряжению — А (р) между зажи-
мами «Вход» и «Выход» в отсутствие обратной связи равен *
 Sn^lln)», Л,
1 + рт0 1 + рт«
Емкостной делитель С, С0.с дает коэффициент ослабления
b = С0.с/(С + С0.с). Так как коэффициент усиления с обратной
(2.32)
В этом анализе используется функциональное преобразование Лапласа.
46

связью равен—Л(р)/[1 4-ЬЛ (р)], то изображение выходного
напряжения иВЫ1 равно
А(р)
^вых(р) Лх р{С+Со с)' j +4(р)Со с/(С+Со.с)
(2.33)
Используя (2.32), получаем
^Вых(р)=—/вх-------------------------------— ,
*	вх р[(?о с + (С + Со с)/40] 1 +рт
(2.34)
где т определяется из выражения (2.37).
Второй множитель в (2.34) описывает интегрирование вход-
ного тока /вх на емкости в цепи обратной связи С0.с, несколько
увеличенное членом (С 4- С0.с)Мо <С С0.с. Из-за этого дополни-
тельного члена амплитуда Свых немного зависит от емкости С,
в которую входят емкость детектора Сд и различные паразитные
емкости; простой подсчет [при условии Л0Со.с » (С 4- С0.с)] дает
Д/вых —	f_________5________\ ~„ I (2 35)
6/вых С АаСо с 1 + (С + Со с)/40Со с J С 4рСЗ
где
Лрез=Л0(Сос/С)	(2.36)
так называемое резервное усилие, которое определяет нечув-
ствительность усилителя к изменениям входной емкости С.
Третий множитель в (2.34) описывает интегрирование с по-
стоянной времени
С + Со.с ____ т	Ч7.
т = т0---------------~,	(2.37)
С +Со c4-^o<70 с Лрез
которое не зависит от R || г,, так как, согласно соотношениям
(2.31), (2.32) и (2.36)
т  ----~- ^п- .	(2.38)
SntfllnMA с/С Sn4jCo с	’
Таким образом, усиление Ао может быть увеличено без
ухудшения быстродействия за счет больших значений и Sn.
Емкость Со с в цепи обратной связи должна быть небольшой,
чтобы сигнал напряжения был достаточно велик (обычно
С0.с 0,5 -и 5 пф, т. е. С0.с <С С), поэтому повысить резервное
усиление Лрез [см. выражение (2.36)] можно, только увеличив
коэффициент Ло- Постоянная времени т зависит от рабочих
условий системы детектор — предварительный усилитель в ре-
зультате зависимости от С и Sn и, следовательно, не может
считаться постоянной. Поэтому если используется интегратор
для формирования импульса, то он должен иметь постоянную
47

времени ти » т и располагаться за пределами цепи обратной
связи. Обычно формирование импульса осуществляется между
предварительным и основным усилителями или даже в одном
Рис. 2.28. Принципиальная схема
каскодного предусилителя с под-
держивающей положительной об-
ратной связью.
тивление такого каскада Л1( Л2 равно
из каскадов основного усили-
теля (см. разд. 3.1).
Входная цепь предвари-
тельного усилителя (рис. 2.27)
должна иметь малые шумы
при больших значениях и Sn.
В тех случаях, когда допусти-
мы шумы биполярных транзи-
сторов (например, при исполь-
зовании детектора с очень
большим Сд в спектрометриче-
ских измерениях высоких энер-
гий) или во всех случаях, где
используют полевые транзисто-
ры, большое значение г\ мож-
но получить с пентодами, хотя
из-за дополнительных раздели-
тельных шумов они хуже трио-
дов с малым г, [17]. Однако,
как хорошо известно [17], в
каскодном усилителе сочетают-
ся высокое усиление пентода с
низким уровнем шумов триода
(рис. 2.28). Внутреннее сопро-
ri,K ГП + Г12 + ге^п2 ГЛ> ri2,
(2.39)
где гц, гц, Sn2 — параметры триодов Л\ и Л2 соответственно.
Катодный повторитель Л3 на рис. 2.28 с помощью емкости
С2 повышает напряжение питания каскада в фазе с возрастани-
ем анодного напряжения Л2 — так осуществляется положитель-
ная обратная связь. Нагрузкой Л2 теперь служит не Rlt а дина-
мическое сопротивление /?Дин- Из анализа схемы 2.28 следует
Rw = - А- —^7- + <*• +	’	(2U0>
1—А3 р+1/т2	р+1/т2
где т2 = #2С2(1 —Аз), а Аз ~ 1 обозначает усиление по напря-
жению катодного повторителя Л3. Если емкость С2 достаточно
велика, так что т2 больше максимальной длительности импульса,
тогда можно записать символически в форме преобразования
Лапласа как т2 1/р. В результате динамическое сопротивление
(2-41)
1
48

В каскодной схеме с подобной цепью обратной связи rit K||/?OTB
очень велико, так что усиление Ао и резервное усиление Лрез
становятся достаточно большими.
В обзоре [105] рассмотрен обычный усилительный каскад
с динамической нагрузкой, каскод с омической нагрузкой и кас-
код с динамической нагрузкой; особое внимание уделено при-
менению этих элементов в предварительных усилителях
сигналов полупроводниковых детекторов.
Описанные методы применяют для получения большого
нагрузочного сопротивления не только в рассмотренной схеме,
но и в схемах с полевыми или биполярными транзисторами,
используемыми в качестве входных цепей. Преобразователь
сопротивления (т. е. лампа Л3 на рис. 2.28) в этих случаях
обычно состоит из эмиттерного повторителя с одним или тремя
транзисторами, включенными последовательно. Хотя при исполь-
зовании полевых или биполярных транзисторов, имеющих боль-
шое г,-, применять каскодное включение нет необходимости, та-
кая схема часто применяется, так как имеет большое усиление
и малую входную динамическую емкость.
На практике также встречаются различные смешанные
каскодные схемы, например с вакуумным триодом и полевым
транзистором вместо или биполярным транзистором вместо
Л2 (примеры таких схем будут даны ниже).
Рассмотрим разработанные различными авторами некоторые
практические схемы предварительных усилителей, с указанием
уровня шумов, чувствительности и особенностей монтажа.
Более детальное исследование преимуществ и недостатков
вакуумных ламп, биполярных транзисторов и полевых транзи-
сторов приведено в работе [90], а также в работе [239].
На рис. 2.29 приведена схема предварительного усилителя
[65] с вакуумным триодом ЕС1000 во входной цепи. Остальная
часть схемы выполнена на транзисторах.
Из-за различия рабочих напряжений в смешанном каскаде
лампа ЕС1000 и транзистор 2N3493 соединены через емкость
0,1 мкф.
В качестве преобразователя сопротивления используется
второй транзистор 2N3493. Для того чтобы уровень выходного
напряжения не влиял на рабочее напряжение на сетке триода,
емкость цепи обратной связи С0.с = 1 пф, шунтированную сопро-
тивлением 500 Мом, присоединяют к выводу через конденсатор
0,01 мкф.
Постоянная времени интегрирующей цепи равна 500 Мом X
X 1 пф = 500 мксек-, С0.с = 1 пф дает чувствительность 0,16 мкв
на электрон-дырочную пару или 44 мв]Мэв в кремнии. Время
нарастания составляет около 15 нсек. Сигнал усиливается двумя
каскадами, стабилизированными с помощью цепей обратной
связи. Шумовые характеристики этой шмы показаны на
рис. 2.30.
4 Заказ 199
49

+24В
Рис. 2.29. Принципиальная схема предварительного
усилителя с триодом ЕС 1000 [65].
Рис. 2.30. Шумовые характеристики предварительного уси-
лителя, изображенного на рис. 2.29.

Формирование импульса осуществляется с помощью двух
дифференцирующих и двух интегрирующих /?С-цепей с равными
постоянными времени. Полная емкость С = СВНепш + Свнутр
определяется входной емкостью предварительного усилителя
Свнутр = 6 пф и внешней емкостью Свнепш (детектор, соедини-
тельные провода и т. д.). Сеточный ток триода ЕС1000 при нор-
мальных рабочих условиях составляет примерно 1 на. Для полу-
проводниковых детекторов с очень малым током утечки
(/д <§; 1 на), изменяющих полный шумовой эффект только своей
емкостью Сд, эквивалентный шумовой заряд QN можно получить
непосредственно по кривым, приведенным на рис. 2.30. Напри-
мер, для германиевого детектора Свпеши = 14 пф (т. е. С =
— 20 пф), Qn имеет минимум при постоянной времени 0,8 мксек,
что дает разрешение—1,8 кэв, Отбор ламп для предваритель-
ных усилителей с низким уровнем шумов рассмотрен в работах
[20, 90, 106—109].
Подобные предварительные усилители используются глав-
ным образом с тонкими неохлажденными детекторами, дающими
значительный ток утечки и имеющими большую емкость Сд,
поэтому параметр крутизны ламп является более жестким
критерием для их отбора, чем сеточный ток. Предпочтение
отдают триодам или пентодам в триодном режиме ЕСС88,
Е88СС, E180F, E280F, E810F (Европа); 6922,7788 (США),
6Ж9П (СССР) *, 6R-H2, 6EJ7 (Япония).
Чтобы усилитель Ai (см. рис. 2.29) был стабильным, он дол-
жен быть неинвертирующим, а также желательно однокаскад-
ным. Обычное решение этой задачи состоит в отказе от At I
и увеличении усиления каскада за счет внутренней положитель-
ной обратной связи. Однако помимо обычной положительной
обратной связи по напряжению, применяемой для получения
высокого динамического сопротивления нагрузки и известной по
многим ламповым схемам предварительных усилителей [110,
111], высокое нагрузочное сопротивление можно получить
с помощью цепи положительной обратной связи по току [112].
Цепь обратной связи по току применялась в смешанных пред-
варительных усилителях [Г13], а также в ламповых схемах [114].
В качестве нагрузки каскада на вакуумных лампах применяется
транзистор в режиме постоянного тока [115].
Иногда в качестве неинвертирующего усилителя Ai исполь-
зуется гальванически связанная пара. Эта схема хотя и состоит
из двух компонент, но благодаря общему катодному или эмит-
терному соединению обладает свойствами однокаскадного уси-
лителя. Другое преимущество этой схемы — малая входная
динамическая емкость. По данным Чейза [ПО], такая схема
делает предварительный усилитель стабильным, даже если он>
будет весьма широкополосным.
* А также 605, 6С51НВ, 6Н24П, 6Ж52П.— Прим. ред.
4*
51

увеличить усиление До почти
Рис. 231. Принципиальная схе-
ма транзитрона.
В работе {116] предложено использовать в качестве усилителя At так
называемый транзитрон, принцип действия которого показан на рис. 2.31.
В открытом пентоде распределение тока между экранной сеткой и анодом
регулируется с помощью потенциала антидинатронной сетки g3. Положитель-
ный импульс напряжения на g3 вызывает уменьшение тока на экранную сет-
ку и появление положительного импульса напряжения на g3.
Введением слабой положительной обратной связи можно
до бесконечности (240]. Другой
широкополосный предваритель-
ный усилитель на лампе E280F
приведен в работе [117].
В предварительных усилите-
лях можно использовать бипо-
лярные транзисторы только в том
случае, если полупроводниковый
детектор имеет большую емкость
переходного слоя Ся или если не
требуется высокого энергетиче-
ского разрешения. Для получения
небольшого входного (или парал-
лельного) шума базовый ток
транзистора должен быть мал.
В то же время крутизна Sn ~
~ (elkT)IK зависит от коллекторного и, следовательно, от базово-
го тока. Однако для получения небольшого значения последова-
тельного шума требуется увеличенный базовый ток. По-видимо-
му, существует оптимальное значение этого тока, при котором
полный шум минимален. Оптимальный базовый ток составляет
1—1000 мка, причем его величина зависит от полной входной
емкости С (118].
В работе (118] исследованы предварительные усилители на
биполярных транзисторах и представлена разработанная схема,
в которой триод 2N1279 используется в обычном каскодном
соединении. На рис. 2.32 приведена другая схема [119], в которой
нижнему транзистору в каскодной цепи предшествует эмиттер-
ный повторитель.
Рабочая точка входного транзистора устанавливается
потенциометром R. При входном токе 50 мка усиление состав-
ляет примерно 1500, шумы (разрешение) для Свиета = 0 около
25 кэв (по кремнию), для СВНешн = 50 пф — 35 кэв (по крем-
нию). Предварительный усилитель дополняется усилителем
напряжения с Л = 25 и преобразователем сопротивления, ко-
торый построен по обычной схеме и на рис. 2.32 не показан.
В работе [120] рассмотрен предварительный усилитель
с каскодным включением и входным эмиттерным повторителем
на 2N697, причем эмиттерный повторитель и нижний транзистор
каскода присоединены к выходному каскаду. В этом случае
юстировка рабочих точек облегчается.
52

В работе [121] сообщено о предварительном усилителе
с туннельным диодом в качестве входного элемента, шумы для
которого при СВпешн = 0 составляют примерно 12 кэв (разре-
шение по кремнию). Из-за трудностей, связанных с использо-
ванием в усилителях двухполюсников с отрицательным сопро-
тивлением, туннельные диоды обычно не применяются в пред-
варительных усилителях, чувствительных к заряду.
Рис. 2.32. Принципиальная схема предварительного уси-
лителя на транзисторах {119].
В работах [122, 123] приведены результаты исследований
предварительных усилителей с малыми шумами на параметри-
ческих диодах. Несмотря на очень сложную схему, шумы оказа-
лись незначительно меньшими, чем в более простых предвари-
тельных усилителях с охлаждаемыми транзисторами.
Использование полевых транзисторов в предварительных
усилителях для полупроводниковых детекторов рассмотрено
в статье Радека [124]/Он сконструировал предварительный уси-
литель (рис. 2.33) на двух n-канальных полевых транзисторах
FSP401, включенных по каскодной схеме с динамической нагруз-
кой. Транзистор FSP401 имеет небольшую крутизну (S„ ~
~ 0,2 ма!в) и его целесообразно использовать с детекторами
очень малой емкости. При полной входной емкости С = 4 пф
шумы такого предварительного усилителя составляют примерно
2 кэв (разрешение для кремния при комнатной температуре
триодов), зависимость шумов от входной емкости составляет
около 0,5 кэв!пф при Тдиф = тШгг = 1 мксек.
Вместо верхнего полевого транзистора в каскодной цепи
можно использовать биполярный транзистор, однако следует
выбирать образец с низкими шумами [124]. Такая схема приве-
53

дена в работе [125]. Входным элементом служит р-канальный
полевой транзистор 2N2500 с крутизной Sn = 1,5 ма]в, который
вместе с биполярным транзистором 2N835 составляет каскод.
По данным работы [125], шумы этого предварительного усили-
теля при температуре Т ~ 125° К были минимальны и составля-
ли 2 кэв (по кремнию) для С = 25 пф, dQN/dC = 0,08 кэв/пф
при Тдаф — Тинт = 1 мксек. Предварительные усилители с охла-
ждаемыми полевыми транзисторами описаны в статьях [126—
130], а также в работах [241—244]. Минимальные шумы обычно
соответствуют 110° К (см. также работу [131]).
Рис. 2.33. Принципиальная схема предварительного уси-
лителя Hit двух полевых транзисторах [124].
Конечно, охлаждается только входной полевой транзистор,
который обычно монтируется вместе с полупроводниковым детек-
тором в одном криостате. Паразитные емкости можно умень-
шить, расположив полевой транзистор рядом с детектором.
Конструктивные детали таких устройств приведены в работе
[127, 129].
Полевые транзисторы с n-каналом, такие, как 2N3823, 2N3819,
обычно имеют меньшие шумы, чем р-канальные. С охлаждаемы-
ми детекторами и предварительными усилителями на подобных
полевых транзисторах было достигнуто полное энергетическое
разрешение, равное 0,7 кэв [128, 141], которое только частично
должно быть приписано шумам предварительного усилителя.
В работе [243] приведено разрешение в 500 эв для 2N3823. По
данным работ [245—247], используя германиевые полевые
транзисторы, можно снизить разрешение до 0,28 кэв по германию
при dQx/dC = 0,018 кэв/пф.
54

В работе [127] рекомендуется в качестве входного элемента
предварительных усилителей для детекторов с большой емко-
стью Сд применять несколько параллельно включенных полевых
транзисторов. Предварительный усилитель, рассмотренный в ра-
боте (129], выполнен в смешанном виде на лампах (нувисторах)
с входным полевым транзистором.
Большинство предварительных усилителей, в том числе
и приведенные на рис. 2.29, 2.32 и 2.33, имеют вход для тест-
сигнала с малой переходной емкостью от 0,5 до 1 пф. Через этот
Рис. 2 34. Принципиальная схема входной цепи полу-
проводникового детектора для очень больших ско-
ростей счета [134].
вход могут быть поданы для калибровки импульсы тока с по-
стоянным и точно определенным полным зарядом. Так как
амплитуда тест-сигналов не изменяется, то колебания амплиту-
ды соответствующего выходного импульса вызваны исключи-
тельно шумами предварительного усилителя, а ширина линии
тестовых сигналов непосредственно связана с вкладом предва-
рительного усилителя, вносимым в полное энергетическое
разрешение (132, 133]. Среднее напряжение шумов <и*ых>
можно непосредственно измерить с помощью вольтметра, имею-
щего квадратичную характеристику. При больших скоростях
поступления импульсов преимущество имеет схема с разделени-
ем детектора от чувствительного к заряду предварительного
усилителя • (или от интегрирующей емкости) с помощью бипо-
лярного транзистора, включенного по схеме с общей базой [134]
(рис. 2.34). Аналогичная схема удовлетворительно работала
вплоть до скоростей 5 Мгц при уровне шумов 35 кэв (ор)
и Сд = 1 пф, dQN/dC = 1 кэв/пф.
В работе [248] предложено уменьшить постоянную времени
интегрирующей цепи усилителя, присоединив шунтирующее
сопротивление к выходу последнего каскада, вместо параллель-
ного присоединения к емкости цепи обратной связи Со с.
55

2.5. СЦИНТИЛЛЯЦИОННЫЕ СЧЕТЧИКИ И СЧЕТЧИКИ ЧЕРЕНКОВА
Принцип действия сцинтилляционного счетчика. При взаимо-
действии ионизирующих излучений с веществом' помимо
ионизации атомов и молекул происходит их возбуждение, в ре-
зультате которого излучается свет. Сцинтилляционные счетчики
основаны на детектировании с помощью фотоумножителей этого
света, возникающего в оптически активном веществе (сцинтил-
ляторе) .
Известно большое число монографий и обзоров [3, 135—138],
посвященных сцинтилляционным счетчикам; особенно следует
фотокагтюд Анод
Рис. 2.35. Принципиальная схема сцинтилляционного
счетчика.
упомянуть обзор Биркса [139], поэтому прн обсуждении об-
щих вопросов вряд ли имеет смысл цитировать оригинальные
работы.
Схематически устройство сцинтилляционного счетчика пока-
зано на рис. 2.35. В качестве сцинтилляторов использованы
неорганические и органические монокристаллы и поликристал-
лы, растворы флуоресцирующих органических смесей в орга-
нических растворителях и пластмассах или стеклах, а также
газы.
Механизм флуоресценции различен для каждого типа сцин-
тилляторов, а световой выход, излученный на единицу поглощен-
ной энергии ДТГ, зависит от вида частиц и их энергии (см. гл. 6
и 11 в работе (139]). Фотоны, возникшие в сцинтилляторе, выби-
вают электроны из фотокатода умножителя, которые затем соби-
раются на первом диноде и направляются в систему умножения,
состоящую из ряда динодов.
Световые потери между сцинтиллятором и фотокатодом
уменьшают за счет использования отражателей и создания
эффективного оптического контакта между сцинтиллятором
и окном фотоумножителя. На аноде появляется импульс, усилен-
ный вторичной эмиссией с п динодов.
56

Амплитуда выходного импульса Uq в предположении, что
постоянная времени интегрирующей /?С-цепи значительно пре-
вышает длительность импульса, равна
_	оо	_
и0 = А «хДГРмЛс J о(А) л(А)<Д = -£ eN,	(2.42)
о
где е—заряд электрона; а — полный выход сцинтиллятора, из-
меренный в числе фотонов на единицу энергии AU7; а(А) —
спектр излучения сцинтиллятора; произведение а-о(X) дает
число фотонов, излученных в единичном интервале длин волн;
со
о(А) нормализуется соотношением J o(A)dA=l; /’мэксл(А)
о
определяет вероятность освобождения одного фотоэлектрона
с катода, достигающего системы умножения, на каждый фотон,
эмиттируемый сцинтиллятором, эта вероятность имеет максимум
/’макс для X = Хмакс, таким образом, л (Амане) = 1; А — коэффи-
циент величины среднего значения усиления умножителя на
один фотоэлектрон; С — емкость нагрузки анода ФЭУ.
Член РМаксл(А) определяет главным образом квантовый
выход фотокатода умножителя и его спектральную чувствитель-
ность. Он зависит также от световых потерь между сцинтилля-
тором и фотокатодом, от возможной зависимости коэффициента
отражения отражателя от длины волны света, а также от эффек-
тивности сбора электронов первым динодом. Интеграл в выра-
жении (2.42) описывает согласование спектральных характери-
стик системы сцинтиллятор — фотоумножитель.
Спектр излучения о (А) зависит от вида частиц [140]. Используя это об-
стоятельство, можно применять фильтры между сцинтиллятором и фотокато-
дом для дискриминации частиц [141]. Вид зависимости а(А) в пределах клас-
сов одинаковых сцинтилляторов примерно одинаков, и указание средней дли-
ны волны излучения Л служит характеристикой сцинтиллятора. Аналогично
для описания я (А) часто достаточно одного параметра. В этом случае инте-
грал выражения (2.42) можно представить в виде простой функции этого па-
раметра и А [142].
В правой части соотношения (2.42) соответствующие величи-
ны сведены к N и представляют собой число электронов,
которые достигают системы умножения. Энергия w = & W/N,
необходимая для создания одного фотоэлектрона [по аналогии
с (2.1) и (2.25)], в сцинтилляционных счетчиках довольно велика
вследствие многоступенчатости процессов преобразования.
Для сцинтиллятора Nal(Tl) эта энергия составляет 300-:-
-г- 1000 эв для у-квантов; для органических сцинтилляторов она
примерно в три раза больше и почти в 20 раз выше для стеклян-
ных.
Коэффициент усиления умножителя А равен произведению
коэффициентов вторичной эмиссии 6, отдельных динодов. Дейст-
57

вительная величина б< также зависит от потерь из-за неполного
собирания вторичных электронов. Если все значения б, одинако-
вы, то
Л=бп,	(2.43)
где п — число динодов. Так как 6 почти линейно зависит от
напряжения, то усиление А пропорционально степени высокого
порядка от значения полного напряжения питания на ФЭУ
Un, которое для сохранения постоянства А должно быть особен-
но стабильным (см. разд. 2.5). Кроме того, усиление А зависит
и от внешних магнитных полей. Чаще всего А = 106 4- 108.
Кроме обычных сцинтилляционных счетчиков, состоящих из
сцинтиллятора и фотоумножителя, для детектирования световых
импульсов от сцинтиллятора используют любые фоточувствитель-
ные элементы (например, полупроводниковые фотоэлементы)
[249, 250].
Форма импульса. Молекулы или атомы сцинтиллятора, воз-
бужденные в момент времени t = 0, имеют определенное время
жизни, поэтому интенсивность излучаемого света L убывает
экспоненциально:
L(0-Aoexpf — —	(2.44)
\ Тф /
где Тф — время высвечивания сцинтиллятора. Так как между
ударом фотона и освобождением электрона нет задержки, то ско-
рость эмиссии электронов с фотокатода подчиняется такой же
закономерности:
^L = AeXp[__L\^(0.	(2.45)
at Тф \ тф /
Строго говоря, 1/Тф ехр (—tlx$)dt — вероятность эмиссии фотоэлектрона
за интервал времени от t до t + dt, и, следовательно, выражение (2.45) пред-
ставляет собой просто среднюю скорость эмиссии, относительное статическое
отклонение которой возрастает с понижением полного числа N электронов,
освобожденных за каждое первичное событие. Первый электрон, формирую-
щий начало регистрируемого импульса, оказывается задержанным относитель-
но момента первичного события на время, которое изменяется статистически.
Это обстоятельство необходимо учитывать в системах совпадений [143, 144].
Из-за разброса времени пролета отдельными вторичными
электронами умножающей системы испускание даже одного еди-
ничного фотоэлектрона приводит к образованию облачка элек-
тронов с конечным пространственным распределением и к воз-
* H(t) —ступенчатая функция Хевисайда:
я(0={
1 для 1>0,
1 для /<0.
58

никновению импульса на аноде ia(/) с ограниченной продолжи-
тельностью. Конечно, ia(/) сдвинут относительного первичного
события на полное время пролета от катода до анода, которое
постоянно для заданных рабочих условий и здесь не должно учи-
тываться.
Форма импульса ia(/) от одного электрона зависит от геомет-
рии динодов, однако, согласно данным работы [145], эта форма
описывается с достаточно хорощим приближением гауссовой
функцией
ia(O = -7-^F-expf--i-y.	(2.46)
‘пр г п \ ‘пр /
Постоянная /др определяет флуктуации времени пролета. Как
оо
обычно, ia(t) нормируется: J ia(t)dt = Ае.
В работе [146] было предложено другое (гармоническое) при-
ближение.
Импульс анодного тока I&(t) от нескольких фотоэлектронов
складывается из нескольких перекрывающихся единичных им-
пульсов ia(t — ti), каждый из которых относится к соответствую-
щему моменту эмиссии электронов ti-	__
В приближении большого числа фотоэлектронов N I&(t) при
объединении (2.45) и (2.46) становится равным
___ +°°
=	‘ fexPr-f-bliyiexp(-4W)df. (2.47)
Тф^пр г п J L \ ^пр / J \ ТФ /
—оо
Выражение (2.47) легко превратить в гауссову функцию ошибок
[145] и подсчитать. На рис. 2.36 и 2.37 приведены зависимости
анодного тока /а от t/x$ и ///Пр- Выражение (2.47) имеет смысл
распределения вероятности и применимо при ЛГ->-оо.
Кривые, аналогичные приведенным на рис. 2.36, получаются при измерении
времени высвечивания Тф различных сцинтилляторов. Кривая для тф = О
определяет разрешение схемы фотоумножителя. Оно может быть измерено
при освещении фотокатода короткими световыми импульсами длительностью
ti (ti < /Пр). В быстродействующих фотоумножителях 6 гС 1 нсек. Генерато-
ры световых импульсов продолжительностью /пРг£1 нсек приведены в работах
[147—151, 251—253]. Наиболее короткие световые импульсы продолжитель-
ностью несколько наносекунд получают при помощи газовых лазеров с быст-
рым включением обратной связи [152—153]. Такие импульсы обычно лежат
в близкой инфракрасной части спектра и должны быть преобразованы с по-
мощью нелинейной оптики [156] в импульсы той части спектра, где чувстви-
тельность фотоумножителя велика.
Матэ [254] имитировал световые импульсы от сцинтиллятора, освещая
фотокатод постоянным слабым источником света и подавая на его сетку
быстрые экспоненциальные импульсы напряжения.
Если известно /а (0 для тф = 0, то соответствующее значение для эмпи-
рической кривой /а (/) легко определить. Для этой цели можно воспользо-
ваться расчетами из работ [157—159], хотя они и относятся к другой экспери-
ментальной установке (измерения задержанных совпадений).
59

Измерение времени высвечивания приведено в большом числе работ
1135—139, 160—162].
Неорганические сцинтилляторы обычно имеют большее время высвечива-
ния для Nal(Tl) (Тф = 0,25 мксек для CsI(Tl), для у-квантов Тф = 1 мксек),
чем органические (тф для кристалла антрацена Тф = 30 нсек, для жидких
сцинтилляторов от 1 до 5 нсек). Упрощенное описание процесса высвечивания
(2.44) недостаточно, так как помимо быстрой компоненты излучения боль-
шинство сцинтилляторов имеют еще и более медленные компоненты. Таким
образом, L(t) должно быть представлено в виде суммы двух или большего
числа экспоненциальных членов с различными постоянными времени. Относи-
тельный вклад каждой компоненты обычно зависит от вида детектируемых
частиц. В качестве примера на рис. 2.38 показаны формы импульсов тока
/а(0 в сцинтилляционном счетчике со стильбеном для а-частиц, протонов
и у-квантов (228]. Различие в форме импульсов может быть использовано
в дискриминаторах частиц (см. разд. 4.3).
60

Чтобы получить импульс напряжения с амплитудой, пропор-
циональной Л IT, анодный ток /а (2.47) интегрируется /?С-цепоч-
кой на выходе фотоумножителя (см. рис. 2.35). В зависимости
от постоянной времени т = RC в формировании максимума
импульса напряжения (2.45) участвуют различные части полного
числа N фотоэлектронов, освобожденных с фотокатода. Для по-
лучения небольшого статистического разброса амплитуд им-
пульса должно выполняться соотношение т Тф и, следователь-
но, т /Пр- В случае, когда пренебрежимо мало (т. е. £пр = 0),
Рис. 2.38. Форма импульса тока в сцинтилляционном
счетчике со стильбеном для а-частиц, протонов и у-
квантов по данным работы [228].
(2.46) обращается в 6-функцию, /а(/) остается чистой экспонен-
той, а выходное напряжение 67Вых(О (см. рис. 2.35) равно
вых(П = - и0 —ехр ( —Ц -ехр (—-)] Н(0, (2.48).
Тф—Т \ Тф /	\ т /]
где (70 — AeN[C, согласно (2.42).
На рис. 2.39 построены	формы выходного сигнала
^вых(0/^о для различных значений отношения т/тф[163].
Для уменьшения влияния на амплитуду импульса числа фо-
тоэлектронов, создающих сигнал, нужно выбирать т > Тф или
даже т > 10 Гф. Если длительность импульса определяется
какой-либо другой постоянной дифференцирующей цепи помимо
т или далее в усилителе, то указанные условия остаются спра-
ведливыми и для них. Для сцинтилляторов с большим временем
высвечивания, таких, как Nal(Tl) с Гф = 0,25 мксек, соответ-
ствующая величина т « 100 мксек, при этом длительность им-
пульса может быть ограничена до 1 мксек в результате диффе-
ренцирования на линии задержки, включенной в основной
усилитель (см. рис. 2.39).
61

Статистические флуктуации и амплитуда импульса фотоумно-
жителя. Амплитуда импульса напряжения при бесконечной или
достаточно большой постоянной времени т выходной цепи опре-
деляется выражением U^^AeNJC из формулы (2.48).
Отклонение амплитуды Си так же, как для пропорциональных
счетчиков, зависит помимо статистического отклонения числа
W фотоэлектронов еще и от отклонения оА усиления умножителя.
Рис. 2.39. Выходной импульс напряжения фо-
тоумножителя после интегрирования для раз-
личных отношений т/тф.
Если все процессы, имеющие место при освобождении с ка-
тода фотоэлектронов, описываются нормальным распределением,
то по аналогии с (2.12) можно получить соотношение
(2.49)
Так как oN = V N, то (2.49) упрощается:
t/0 J N
(2.50)
(более подробно эта задача рассмотрена в работах [139, 164]).
Если неравенство т Тф не выполняется, то вместо W в выра-
жение (2.50) должна быть подставлена та часть полного числа
электронов, которая действительно определяет амплитуду
импульса.	_
Среднеквадратическое отклонение (оаМ)2 усиления умножи-
теля при одинаковом коэффициенте вторичной эмиссии 6 для
всех динодов равно
(ал/А)2=1/(б-1).
(2.51)
62

Если коэффициент вторичной эмиссии первого дииода бь а для
всех остальных динодов одинаков и равен б, то
f/iV = J_____1_
A J = б, * б— 1 ‘
(2.52)
Это предположение является грубым, но полезным приближением для
реальных систем. Вклад, вносимый умножающей системой в статистическое
отклонение Ои, при менее жестких условиях рассмотрен в работах [33, 34].
В обзоре [32] рассмотрены работы вплоть до 1962 г„ посвященные этому
вопросу.
Подставляя (2.51) или (2.52) в (2.50), получаем
J б
N ‘ 6—1
или
\ и О J	N
С'+йЛт)- <2 S3>
\	(б—l)6t /
Разрешение составляет 2,35-(ou/U0). Из формулы (2.53)
легко видеть, что сильно влияет б и особенно бь т. е. рабочее
напряжение на фотоумножителе должно быть высоким, чтобы
оптимально возможное разрешение было не хуже 1/1^N.
Практически энергетическое разрешение сцинтилляционных
счетчиков меньше, чем следует из выражения (2.53). Это обу-
словлено следующими эффектами. Световой выход сцинтилля-
тора зависит от места возникновения световой вспышки.
Регистрируемое излучение может терять энергию в сцинтилля-
торе различным образом, например уквант может потерять всю
свою энергию в результате одного фотоэффекта или при несколь-
ких комптоновских рассеяниях. В первом случае в сцинтилляторе
возникает один фотоэлектрон большой энергии; во втором та же
энергия распределяется между несколькими электронами.
Вследствие зависимости светового выхода от энергии количество
света, излучаемого в этих случаях, различно. Флуктуации
амплитуды также могут быть связаны с образованием б-элек-
тронов при торможении p-излучения. Кроме того, потери при
передаче света для разных участков светопровода и чувстви-
тельность фотокатода в разных его областях различны. Экспе-
риментальные данные по энергетическому разрешению приве-
дены в обзорах (138, 139].
Проведенные прямые измерения статистических флуктуаций усиления
в процессе умножения электронов отражены в работе [255].
Тепловые шумы. На анод фотоумножителя течет «темновой»
ток /а0 даже в отсутствие внешнего источника света. Его величи-
на зависит от фотоумножителя, составляя обычно 0,1 мка,
и объясняется испусканием катодом п0 термоэлектронов в 1 сек.
Темновой ток с катода /ко = пое испытывает статистические
63-

флуктуации, причем dti^/df - 2е1к0 (П. 5). Вводя /а0 — Л1к0,
получаем
(2.54)
Множитель, содержащий б, описывает возрастание шумов
в результате статистических флуктуаций умножителя. Согласно
работам [207, 214], эквивалентный шумовой заряд Qn при фор-
мировании импульса с помощью интегрирующей и дифферен-
цирующей цепочек с одинаковыми постоянными времени т равен
=	(2.55)
v ел о—1
Здесь Qn выражено через число_фотоэлектронов. Например,
при темновом токе 1а0 = 0,1 мка, А = 10е, х = 1 мксек и б = 3
получаем Qn = 1,4 фотоэлектрона с катода. Эта оценка является
приближенной, так как были использованы упрощающие пред-
положения. Помимо термоэмиссии отдельных электронов с ка-
тода анодный темновой ток обусловлен и другими причинами,
поэтому /ко< 1м!А. При определении Qn нз_(2.55) следует
множитель 1а0/А заменить Меиыцим значением /к0, что снижает
Qn. Другими источниками анодного темнового тока могут быть
также термоэмиссия с динодов, автоэлектронная эмиссия, сцин-
тилляции в стеклянном баллоне фотоумножителя (например,
электролюминесценция, содержание 40К в стекле), оптическая
или ионная обратная связь анода с катодом, токи утечки и т. д.
Следует отметить, что при выводе равенства (2.54) было
принято пуассоновское распределение флуктуаций, что неверно,
по крайней мере для б, и в результате завышает величину Qn.
В то же время, как следует из выражения (2.55), шумами фото-
умножителя можно пренебречь по сравнению со статистическим
расширением амплитудного разрешения (2.53).
Следовательно, единственное неудобство, связанное с термо-
электронной эмиссией с фотокатода, состоит в увеличении фона
при уровне дискриминации в интервале от 1 до 10 электронов.
Флуктуации коэффициента А вызывают непропорциональное
усиление некоторых одноэлектронных импульсов, делая значение
их амплитуды равным средним приведенным значениям ампли-
туд многоэлектронных импульсов. Поэтому амплитудный спектр
фона, обусловленного тепловыми шумами, соответствует кривой
распределения коэффициента А. Этот спектр обычно имеет
экспоненциальную форму, монотонно спадая от малых до боль-
ших амплитуд, хотя некоторые авторы приводят кривые
с плоским максимумом в области амплитуд, эквивалентных
средней амплитуде одноэлектрониого импульса [34]. Для ам-
64

плитуд, больших 10 эквивалентных электронов, спектр становит-
ся плоским из-за многоэлектронной компоненты, точное проис-
хождение которой в настоящее время неизвестно [165].
Было создано несколько типов фотоумножителей со значи-
тельно уменьшенными тепловыми шумами (например, тип S
фирмы (EMI>, 8575-RCA и др.), поток эмиссии которых состав-
ляет примерно 10 электрон-сек/см2 площади катода. Обычно
шумы можно уменьшить, охлаждая умножитель [166—168, 171],
а также включая два умножителя с одним сцинтиллятором
в схему совпадений или одновременно используя эти два метода.
Второй метод получил широкое распространение для счетчи-
ков с жидкими сцинтилляторами [170].
С точки зрения возможностей электроники задача дискриминаций по фор-
ме сигналов от шума и эффекта представляет большой интерес. Дискримина-
ция импульсов по форме рассмотрена в разд. 4.3. Здесь же обсуждаются толь-
ко вопросы дискриминации, непосредственно связанные со сцинтилляционными
счетчиками. За исключением очень редкой многоэлектронной компоненты,
шумовые импульсы представляют собой одноэлектронные, непропорционально
усиленные импульсы. Если ограничить рассмотрение регистрируемого эффекта
только двухэлектронными или многоэлектронными импульсами (одноэлектрон-
ные сигналы неотличимы от шумов), то такой сигнал характеризуется корре-
лированной эмиссией нескольких электронов с фотокатода в течение интер-
вала времени, примерно соответствующего времени высвечивания Тф сцинтил-
лятора. Принцип дискриминации состоит в следующем: выходной импульс
с фотоумножителя дифференцируют с постоянной времени тДЖф «С Тф, исклю-
чая тем самым перекрытие во времени или, как принято говорить, разрешая
отдельные одноэлектронные импульсы. Первый такой импульс открывает
схему пропускания, например, на время ЗТф, не создавая отсчетный импульс.
Только избыточный заряд, соответствующий второму, третьему и т. д. фото-
электрону, проходящему открытую схему, формирует импульс на выходе этого
дискриминатора. Таким образом, теряются лишь сигналы, которым соответ-
ствует один электрон за ЗТф сек-, в то же время исключаются все шумовые
импульсы (кроме случайных совпадений в пределах Зтф). Этот прин-
цип дискриминации был впервые опубликован в работе [172]. Практиче-
ская разработанная схема для медленных неорганических сцинтилляторов
[ZnS(Ag) с Тф — 5 мксек] дана в работе [173].
Если тф не слишком велико и £сли импульсы сигнала состоят из значи-
тельно большего, чем 2 или 3, числа электронов, то применение такой схемы
не встречает значительных трудностей. В этом случае импульс сигнала отли-
чается от шума большим средним временем нарастания: время нарастания
одноэлектронных импульсов определяется только величиной (2.46) фото-
умножителя, тогда как время нарастания многоэлектронного импульса сигна-
ла состоит как из tnp, так и из времени высвечивания сцинтиллятора Тф.
В соответствии с этим пересечение уровня нулевой линии дважды дифферен-
цированного рабочего сигнала происходит позднее, чем одноэлектронного
шумового импульса. В работах [174, 175] приведена схема, основанная на
этом эффекте подавления шумов для счетчиков со сцинтилляторами из
Nal(Tl). Выходной импульс с фотоумножителя разделяется на два канала.
В быстром канале определяется момент времени точки пулевого пересечения.
Этот отсчет времени, полученный от дважды дифференцированного импульса,
задерживается в медленном канале относительно «нулевой» точки примерно
на 300 нсек для импульса сигнала н фактически не задерживается для шу-
мов. Время задержки измеряется схемой совпадений, включающей линейную
схему пропускания для импульсов сигнала. Таким образом, на выходе появ-
ляются только импульсы сигнала. Влияние устранения шумов на область
низких энергий амплитудного спектра показано на рис. 2.40.
5 Заказ 199
65

Влияние подав-
Рис. 2.40.
ления шумов фотоумножи-
теля [175] на форму ампли-
тудного спектра в области
низкой энергии.
Более гибкая система для устранения шумов предложена в работе [176],
принцип ее действия показан на рис. 2.41. Импульс тока с последнего динода
Дп формируется цепочкой RiCi с постоянной
времени RiCi < Тф, так что амплитуда импуль-
са оказывается пропорциональной амплитуде
первого одноэлектронного составляющего им-
пульса. Постоянная дифференцирующей ячейки
в анодной цепи R2C2 » Тф, и поэтому резуль-
тирующая амплитуда пропорциональна полно-
му заряду импульса тока. Длительность растя-
нутых анодного и динодного импульсов урав-
нивается, и усиление в динодном канале уста-
. навливается таким, чтобы получалась одинако-
вая амплитуда импульсов в анодном и динод-
ном каналах для одноэлектронного импульса.
Очевидно, что для многоэлектронных импуль-
сов анодный импульс будет иметь большую
амплитуду. Поэтому на выходе дифференци-
ального усилителя появляются только импуль-
сы сигнала. При этом амплитудный спектр
сохраняется без искажений, хотя амплитуда
импульсов зависит от N — 1 (а не от N) элект-
ронов.
Эта схема работала удовлетворительно со
сцинтилляторами, имеющими Тф = 200 нсек.
Фотоумножитель должен быть более быстро4
действующим, чем сцинтиллятор, т. е. необхо-
димо, чтобы времена нарастания импульсов
сигнала и шумов сильно различались, т. е.
/пр < Тф. Недавно были разработаны быстро-
действующие фотоумножители [177, 178, 256],
поэтому такая схема может быть использована
и в жидкостных сцинтилляционных счетчиках
« 1 нсек.
для дискриминации шумов
'с временем высвечивания Тф
Рис. 2.41. Принципиальная схема для подавления
шумов [167]:
Л — удлинитель импульсов и усилитель; В — инверти-
рующий усилитель с формированием на линии задержки
и дополнительной задержкой сигнала.
В работе [250] показано решение проблемы шумов с помощью создания
нового типа фотоумножителя, в котором фотоэлектроны сначала ускоряются
примерно до 50 кв и затем направляются на полупроводниковый детектор
66

с высоким разрешением. Таким образом можно отделить одноэлектронные
импульсы.
Выходные цепи сцинтилляционных счетчиков. В сцинтилля-
ционных счетчиках амплитуда импульса сигнала обычно
значительно больше уровня шумов типовых предварительных
усилителей. Поэтому часто единственным назначением предва-
рительного усилителя является согласование выходного сопро-
тивления фотоумножителя с характеристическим сопротивлени-
ем экранированного коаксиального соединительного кабеля.
На рис. 2.42 приведена схема выходной цепи фотоумножителя.
Рис. 2.42. Принципиальная схема выходной цепи фото-
умножителя.
Напряжение на диноды снимается с делителя на сопротивлениях
(см. разд. 2.5).
Если потенциал катода равен потенциалу земли, то все вы-
сокое напряжение — около 1 кв — подается на анод, и предва-
рительный усилитель должен быть присоединен через высоко-
вольтный разделительный конденсатор а Са и Св пред-
ставляют паразитные емкости на выходе умножителя и на входе
предварительного усилителя соответственно; Сп = Са + Св —
полная паразитная емкость; Ra — анодное сопротивление; RB —
входное сопротивление предварительного усилителя. Обычно
Са ~ Св ~ 10 пф. Если анодная цепь заземлена и высокое
напряжение Un подается на катод, то разделительный конденса-
тор Ci будет лишним.
Если /?а->-оо/?в-> оо, то напряжение £/вых равно
------М I С) 'С4-ССС«С	(2-S6>
Р(^аН“^в/	^*1 4" ^а^в/(^а “Ь ^в/ рСп Ci4"Cn/4
Здесь предполагается, что Са ~ Св ~ Ср/2. Для того чтобы не
происходило уменьшения амплитуды, соединительный конден-
сатор Ci должен иметь емкость Ci Сп/4. В этом случае при
подсчете постоянной времени т (RC на рис. 2.35) емкостью С\
можно пренебречь
Т = (/?а||/?в)(Са + Св).	(2.57)
Поэтому желательно, чтобы Ra ~ RB.
5:
67

При' условии % » Тф соотношение (2.48) упрощается:
_________
= ——ехр ( —- H(t) = — и0 ехр (---------Ц Н (/).	(2.58)
Сп \ Т /	\	Т /
Если т велико и формирование импульсов происходит в ос-
новном усилителе, то многие импульсы перекрываются во
времени (рис. 2.43).
В разд. 3.1 показано, что среднеквадратическое отклонение
выходного напряжения от нуля [используя (2.58)] равно
(2.59)
где г — средняя частота импульсов. В выражении (2.59) пред-
полагается, что все импульсы имеют одинаковую амплитуду
Uo. При г — 20 гц, т — 100 мксек, &W ~ 1 Мэв, 1000 эв]элек-
трон, А = 106 и Сп = 16 пф напряжение Uo = 10 в и \Ulu^=>
Поэтому линейная область предварительного усилителя
быть достаточно большой
= 10 в.
должна
нулевая линия
Время
Рис. 2.43. Наложение импульсов напря-
жения на выходе фотоумножителя.
(в описываемом случае около
10 в).
Предварительные усили-
тели на лампах обычно име-
ют линейную область более
50 в, в полупроводниковых
предварительных усилите-
лях амплитуда выходного
сигнала фотоумножителя в
результате снижения усиле-
ния должна быть приведена
в соответствие с линейной
областью порядка 10 в.
Так как для высокого
(2.52), необходимо большое
разрешения,» согласно (2.51) или
усиление умножителя, то снизить усиление можно, искусственно
увеличив емкость Сп или используя в качестве выходного сигна-
ла импульс тока с одного из последних динодов.
Амплитуда импульса Uo может быть сразу достаточно боль-
шой для дальнейшей работы дискриминаторов, аналого-кодовых
преобразователей и т. д. без применения дополнительного уси-
ления. Соответствующим выбором усиления умножителя нужно
лишь согласовать диапазон напряжения аналого-кодового
преобразователя с исследуемой областью энергии излучения.
Однако ввиду того, что изменение напряжения источника пита-
ния Un фотоумножителя влияет не только на усиление А, но
также и на энергетическое и временное разрешения сцинтилля-
ционного счетчика, Un сохраняется постоянным, а усиление
изменяют с помощью переменного делителя напряжения,
68

включенного после предварительного усилителя; потеря в усиле-
нии далее компенсируется основным усилителем. Основная цель
основного усилителя — формирование импульса, а затем
усиление.
Следует иметь в виду, что с помощью делителя напряжения
уменьшается только амплитуда сигнала, а не шумы первого
каскада усиления. Таким образом, использование делителя
может неблагоприятно повлиять на отношение сигнала к шуму,
особенно если формирование импульса происходит непосред-.
ственно на выходе фотоумножителя с постоянной времени т [см.
выражение (2.57)] и в то же время применяется широкополосный
Рис 2 44. Принципиальная схема предварительного усилителя для сцинтил-
ляционных счетчиков [119].
основной усилитель. Поэтому в системах с однократным диффе-
ренцированием дифференцирующая цепочка всегда распола-
гается после делителя напряжения и первого каскада усиления
(Л( «= 10). В системах с двойным дифференцированием вторая
дифференцирующая ячейка обычно находится в одном из
последних каскадов усилителя, так что цепь умножителя с по-
стоянной времени т может служить в качестве первого
дифференцирования.
Один из транзисторных предварительных усилителей для
отрицательных импульсов [119] показан на рис. 2.44. Если поло-
жительный сигнал снимается с одного из динодов, то правильнее
применять транзисторы п. — р — n-типа. Напряжение питания
для предварительного усилителя подается от основного усили-
теля через кабель сигнала. Два сопротивления по 2 ком заметно
не нагружают линию сигнала, сопротивление которой равно
75 ом.
В схемах совпадений часто требуются сигналы, пропорцио-
нальные анодному току /а(0- На рис. 2.45 показаны два вариан-
та выходных цепей для коротких сигналов. Цепь последнего
69

динода или анода служит генератором короткого импульса тока
с бесконечным внутренним сопротивлением. На рис. 2.45, fl-
цепь анода замыкается на Zq. К резистору Zo может быть при-
соединен коаксиальный кабель с тем же характеристическим
сопротивлением. Величина С//?п в цепи последнего динода дол-
жна быть много больше максимальной длительности импульса б.
Эта схема позволяет нагрузить кабель со стороны фотоумножи-
теля на характеристическое сопротивление, что исключает много-
кратные отражения сигнала, даже если второй конец кабеля не
согласован. В быстродействующих фотоумножителях система
Рис. 2.45. Схема подключения коаксиального кабеля (с вол-
новым сопротивлением Zo) к выходу фотоумножителя.
питания и вводов Дп имеет определенное характеристическое
сопротивление Zo (чаще всего равное 50 ом) и поэтому может
быть непосредственно подключена к соответствующему коак-
сиальному кабелю, как показано на рис. 2.45, б. Анодное
напряжение в этом случае подается через активное сопротивле-
ние R ~^> Zo (от 1 до 10 ком). Здесь также должно выполняться
соотношение CZ0 б. Однако теперь кабель должен быть
правильно нагружен на выходном конце, так как со стороны
фотоумножителя он полностью открыт и не может поглощать
отраженные сигналы.
Если короткий сигнал от фотоумножителя необходимо дифференцировать,
например, с помощью закороченного кабеля, то открытый конец кабеля со
стороны фотоумножителя (см. рис. 2.45, б) из-за многократных отражений
приводит к возникновению ряда импульсов. В работе (179] приведена диффе-
ренцирующая система без отражений (см. рис. 2.46). Входящий сигнал в точ-
ке X всегда нагружен на одно и то же сопротивление Zo при условии, что оба
формирующих кабеля имеют длину I и что все кабели имеют одинаковое ха-
рактеристическое сопротивление Zo. Согласован должен быть лишь выходной
70

конец кабеля. Отсутствие отражений здесь получено ценой ослабления сигна-
ла в два раза *.
В работе [257] приведен простой быстродействующий предварительный
усилитель с автотрансформатором и транзисторным каскадом с общей базой,
усиление которого равно 8. Этот предварительный усилитель можно исполь-
зовать для передачи быстрых импульсов, когда усиление фотоумножителя
недостаточно.
Обычно на фотоумножитель подается постоянное высокое
напряжение Un, однако зависимость усиления А от Ua может
быть использована для изменения А или для ключевого режима
работы сцинтилляционного счетчика. Этот режим предпочтите-
лен в системах совпадений, а также в тех случаях, когда
Рис. 2.46. Дифференцирующая система, в которой отсутствует
отражение импульсов [179]
сцинтилляционный счетчик нужно защитить от сильных импуль-
сов, предшествующих исследуемому эффекту (например,
в импульсных ускорителях) или следующих за ним (в искровых
камерах, где запуск производится в результате сцинтилляций
в газе), а также от других коррелированных по времени сигна-
лов. При импульсном питании изменяют полное напряжение Un
[180] или напряжение на одной или нескольких динодных секци-
ях или на каком-либо другом электроде (например, на фокуси-
рующей или экранирующей сетке). Управляющий импульс
должен быть не менее 100 в, при этом возникает его емкостная
передача в анодную цепь сигнала. В работе [181] приведена
схема управления напряжением по диноду, исключающая эту
передачу (рис. 2.47). Прямоугольный закрывающий импульс
переводит с помощью трансформатора транзистор BF109 (обыч-
но закрытый) в состояние насыщения. Напряжение между
динодами Д2 и Дз, а следовательно, и усиление фотоумножителя
становятся равными нулю. Паразитная емкость Д2 и Д3 относи-
тельно анода примерно одинакова, поэтому, если на Д2 возникает
положительный, а на Д3 — отрицательный импульс, то в этом
случае паразитные сигналы, создаваемые на аноде этими импуль-
* Строгое согласование здесь выполнить трудно, так как первый форми-
рующий кабель несимметричен, его оплетка находится под потенциалом сиг-
нала.— Прим. ред.
71

сами, компенсируются. Амплитуды этих импульсов можно вы-
равнивать с помощью сопротивления /?к; емкость Ск позволяет
компенсировать паразитную емкость Сп. В правильно налажен-
ной схеме эффект взаимодействия с анодным сигналом меньше
0,1 мв. Транзисторную схему можно изменить так, чтобы генери-
ровался импульс противоположного знака (например, если
BF109 обычно открыт). Можно использовать опрокидывающую-
ся схему. Для быстродействующего управления Гёрлих разрабо-
тал специальный фотоумножитель с управляющей сеткой, экра-
нированной от катода [182, 183].
Вспомогательные схемы. Рабочее напряжение на диноды
умножителя, как правило, подается от высокоомного делителя
(см. разд. 2.5).
Рассмотрим работу такого делителя.
Для фотоумножителя применяют стабилизированный "источник высокого
напряжения. Он должен-быть стабилен по отношению к колебаниям напря-
жения в сети, к колебаниям нагрузки, а также иметь долговременную ста-
бильность и низкий фон. Кроме того, напряжение источника питания не долж-
но зависеть от температуры. Рассмотрение соответствующих источников пи-
тания выходит за рамки этой книги. Современные высоковольтные источники
питания на транзисторах приведены в работах [184—187]. Общие, принципы
построения источников питания можно найти в монографии [188].
Рассмотрим стационарный случай, когда фотокатод слабо
освещен, так что катодный ток постоянен: IK = const (рис. 2.48).
При интенсивности света /к = 0 и весь ток /п течет по цепи
_ делителя.
В соответствии с величинами сопротивления Rn диноды
имеют определенные потенциалы, зависящие от полного напря-
жения Un. Определим типичное распределение напряжений на
сопротивлениях делителя, полагая для простоты, что коэффици-
ент вторичной эмиссии б ддя всех динодов одинаков, так что
А — бп. Если катодный ток /к =/= 0, то ток делителя /п в n-й сек-
ции динода уменьшается на бп/к- Это значительно понижает
разности потенциалов А — Дп, Дп — Дп-\ и т. д., особенно
в верхней части делителя. Полное напряжение Ua остается
постоянным, поэтому напряжение между динодами в нижней
части схемы увеличивается. Возрастание усиления при этом
покрывает потери усиления в верхних секциях. По данным ра-
боты [163], полное увеличение усиления А можно определить из
соотношения
Д4 = ё"/к Л 1	6 \
А ~	\ п+1 * в—1 )’
Относительное изменение усиления ДА/А пропорционально
/а//п. Поэтому для стабильной работы /п 7а.
72

Величина анодного сопротивления /<а не критична, так как
разность потенциалов А — Дп несущественно влияет на усиление.
Однако должно выполняться соотношение 7?а7а Rnln- Как бу-
Рис. 2.47. Принципиальная схема импульсного управ-
ления питанием двух динодов фотоумножителя [181].
дет показано ниже, большое значение 7?а может отрицательно
злиять на линейность характеристики фотоумножителя.
В импульсном режиме соотношения /п /а и /?а/а	/?п/п
сохраняются, причем /а — средний анодный ток. Для того чтобы
73

распределение напряжений, а следовательно, и усиление не из-
менились при прохдждении импульсов тока с большой
амплитудой, последние динодные секции блокируются емкостя-
ми Сп, Сп-i и т. д. (рис. 2.49).
52(S-1)Ik
ип
^-1)1,,

Рис. 2.48. Принципиальная схема распределения то-
ков в делителе'фотоумножителя.
Для постепенно уменьшающихся постоянных времени
/?лСл = б7?л_1Сп-1 =б2/?п_2Сп_2... и Тф>/пр
зависимость флуктуаций усиления от времени после прохожде-
ния импульса, содержащего N фотоэлектронов, имеет вид (163]
( t \	( 1 \
_________ехр I — р r I — ехр (— )
= AeN__________\ RnCrJ--------н
A InRnCn	1-тф/RnCn
Очевидно, надо выбрать RnCn Тф, тогда зависимость (2.61)
преобразуется:
A** ехр(-------(2.62)
A InRnCn \ RnCn/
Как следует из (2.62), при большой постоянной времени коле-
бания усиления АЛ меньше, но продолжительнее. Если средняя
74

частота импульсов г больше, чем l/RnCn, но импульсы могут
накладываться, давая большее значение АД, чем соответствую-
Рис. 2.49. Принципиальная схема съема сигнала с дино-
да Дп-2.
щее (2.62). При ненарушенном распределении среднеквадрати-
ческое отклонение АД можно получить по аналогии с (2.59):
AeN
InRl&n
п •
(2.63)
При заданной максимальной частоте импульсов г, амплитуде N
и среднем усилении А желательно выбирать RnCn ~ — и
_ _	г
1Л	AeNIRnCnOnaKc, где Диаке — максимально допустимое сред-
76

неквадратическое отклонение усиления фотоумножителя. На-
пример, при г — 104 гц, А — 106, N = 103 электронов и амакс =
= 0,1% оптимальны следующие значения: 7?пСп = 100 мксек
и /п ~ 1,6 ма.
Одинаковому значению коэффициента умножения динодов соответствует
делитель с равными сопротивлениями: Ro = Ri = • • — Rn = R. Это условие
обычно выполняется, за исключением Ro > R. Для заданного полного напря-
жения питания Un такой делитель дает наибольшее возможное усиление Л.
Для того чтобы потери фотоэлектронов оставались небольшими, напряжение
между фотокатодом и первым динодом Д1 не должно быть ниже, чем указано
в паспорте, и, следовательно, обычно Ro « 2R. Кроме того, используют фоку-
сирующие электроды, на которые подаются соответствующие потенциалы,
снимаемые с делителя напряжения.
Однако в работах £189, 190] сообщено, что тепловые шумы фотокатода
зависят от Ro, возрастая с увеличением R6. В работе {189] отмечается, что
шумы минимальны при Ro ~ R. Этот эффект может быть вызван понижением
потенциального барьера фотокатода с сильным электростатическим полем.
В системах с малыми шумами это следует учитывать.
Область амплитуд’ импульсов тока, в пределах которой фотоумножитель
работает линейно, ограничивается' пространственными зарядами в последних
динодных секциях. Линейная область может быть расширена, если напряже-
ния на верхних дннедных секциях установить выше, чем на нижних. Напри-
мер, для умножителя с 10 динодами можно взять: Ro = 2R; Ri = R2 = — -
= Rio — R; R11 — 1,2R; R12 = 1,5R, R13 = 2,OR и Ru == 5,OR.	_
Для заданного полного напряжения Un получаемое при этом усиление А
значительно ниже максимального, соответствующего делителю из равных
сопротивлений. Многие авторы рассматривали задачу оптимального расчета
делителя (191—193].
В работе [192] приведен высоковольтный источник питания, позволяющий
отдельно регулировать напряжения всех динодов. В работах [194 и 195] рас-
смотрена система с удаленным делителем напряжения от корпуса фотоумно-
жителя (обычно располагающимся у самого цоколя). Диноды присоединя-
ются с помощью коаксиальных кабелей, экраны которых раздельно заземлены.
В быстро-медленных системах медленный сигнал снимается
с одного из последних динодов (см. рис. 2.49). Динод Дп_2 (или
какой-либо другой) присоединяется к делителю через сопротив-
ление /?д, назначение которого такое же, как и 7?а на рис. 2.42,
и, следовательно, величина его может быть достаточно большой.
Через /?д течет средний ток, равный 6<п-3>(5 — 1)/к = /д, п-2-
Обозначим напряжение между динодами Um. Оно должно удов-
летворять соотношениям Яд-/д, n-2 <С Um или Яд1я макс < ^дд,
где /дмакс ~ д(п-3) (6—1)еЛ7тф—максимальная амплитуда им-
пульса тока сигнала.
Однако часто /дмакс ограничивается еще и другим условием,
состоящим в том, что амплитуда импульса напряжения
б<п-з) (б—1) NefCn должна быть небольшой по сравнению
с Um, при этом импульс тока интегрируется паразитной емко-
стью Сп. Так как напряжения всех остальных динодных секций
остаются постоянными, а напряжения на Дп-i, Дп-2 понижаются
на столько же, на сколько возрастают напряжения на Дп~2, Дп-з,
76

то изменения усиления в первом приближении компенсируются
и относительные флуктуации усиления становятся равными
Д Л/Л =	.	(2.64)
Таким образом, может быть выбрано значительно большим,
чем R.
В тех случаях, когда приходится иметь дело с очень высо-
кими частотами следования импульсов тока с большими ампли-
тудами (например, в экспериментах с ускорителями), рекомен-
дуется подавать напряжение питания на последние четыре-пять
динодов через эмиттерные или катодные повторители. В работе
[196] приведена схема, в которой питание динодов от Дю до Ди
фотоумножителей 6810А или 56AVP осуществлялось через
эмиттерные повторители, пропускавшие полный ток менее 10 ма.
Эта схема эквивалентна делителю на сопротивлениях с током
/п = 200 ма и динодными токами до 7 ма.
При работе с быстрыми импульсами (см. рис. 2.45) положи-
тельный полюс источника высокого напряжения обычно
заземляют, т. е. отрицательное напряжение —Un подается на
фотокатод. При этом анодная цепь умножителя находится под
низким потенциалом и выходные схемы упрощаются. Из-за
высокого отрицательного потенциала катода, а следовательно,
и всего стеклянного баллона возможны небольшие разряды
между баллоном и (заземленным) шасси фотоумножителя, что
увеличивает шумы. В тех случаях, когда уровень шумов должен
быть низким, баллон умножителя окружают экраном, присоеди-
ненным к потенциалу — Un, или заземляют катод, а на анод
подают положительное напряжение +Ua (см. рис. 2.44). В по-
следнем случае конденсатор С\ должен быть высоковольтным.
Схемы стабилизации сцинтилляционных счетчиков. Усиление
фотоумножителя А, его спектральная характеристика, световой
выход сцинтиллятора, т. е. все факторы, непосредственно
влияющие на амплитуду выходного импульса, в основном зави-
сят от температуры [197—199]. Усиление А зависит также от
частоты следования сигналов г: установлено [200—203, 258],
что изменения г в 103 раз вызывают колебания А более чем
на 10%.
В случае резкого изменения частоты г обычно обнаруживают два вида
изменений усиления: одно быстрое, с постоянной времени около 1 мин, другое
медленное, с постоянной времени несколько часов. Оба изменения могут про-
исходить в прямом и обратном направлениях. Например, после увеличения
частоты г усиление А сначала быстро возрастает на 1,2%, а затем убывает
на 5% с постоянной времени около 1 ч и наоборот. После снижения г до ис-
ходного значения усиление А также восстанавливается до первоначальной
величины. Механизм этих изменений еще не ясен.
Если коррекция не осуществляется автоматически при
обработке данных с помощью вычислительной машины [204] и
сцинтилляционный счетчик используется в качестве спектромет-
77

ра или постоянное усиление требуется для других целей, то
детектор и связанные с ним электронные схемы должны стаби-
лизироваться. Принцип действия цепи стабилизации показан
на рис. 2.50.
На сцинтилляционный счетчик подается стабильный репер-
ный сигнал. Исследуемый и реперный сигналы одинаково уси-
ливаются фотоумножителем и усилителем. Исследуемый сигнал
затем преобразуется, а реперный поступает в компаратор, где
сравнивается с установленной номинальной величиной — этало-
ном. Отклонение реперного сигнала от .номинального значения
создает корректирующее напряжение, используемое для изме-
нения усиления фотоумножителя или усилителя.
реперный
сигнал
информация
о5 энергии
о
Исследуемая
энергия
излучения
Реперный
сигнал
-----компаратор
Управляющий------т----
сигнал Т
Эталон
Рис. 2.50. Принцип действия цепи стабилизации
сцинтилляционного счетчика.
Все устройство образует простую управляющую цепь, мате-
матическое описание которой аналогично усилителям с обратной
связью.
В работах {205—224, 259] приведены различные схемы стаби-
лизации. Стабилизирующие устройства отличаются источниками
реперных сигналов и методами регулирования усиления коррек-
тирующим сигналом.
Часто в качестве реперного сигнала используется характе-
ристический пик или комптоновская граница в исследуемом
амплитудном спектре [205, 212, 215, 221, 223]. Если спектрометр
должен стабильно работать с различными образцами, то необхо-
димо использовать внешний реперный сигнал. В качестве репер-
ных сигналов применяли импульсы света постоянной амплитуды
от ламп с холодным катодом Z70U [206], маленькие индикатор-
ные лампы — так называемый «магический глаз», например
Amperex 6977 [210], или европейский эквивалент Филипс DM160
[217, 224], или даже свет от газоразрядных трубок [218]. Другая
возможность состоит в использовании вспомогательных радио-
активных источников [207, 213, 219, 220, 222]. Наконец, можно
применять постоянный источник света [208] или модулированный
низкий частотой (50 [209], 77 гц [214]).
78

Внешние световые импульсы идентифицируются по времени
совпадения с пусковыми импульсами; таким образом, простой
пропускатель может отделить реперные световые импульсы от
сцинтилляционных. В работе [213] в качестве вспомогательного
радиоактивного источника применялся ф — у-изотоп. р-Частицы
детектировались в слоистом пластмассовом сцинтилляторе, окру-
жавшем источник со всех сторон. Импульсы, создаваемые
р-частицами, характеризуют моменты испускания у-кванта,
используемого в качестве реперного сигнала; таким образом
отмечали интервалы времени, в течение которых появлялся
реперный сигнал. Этот метод может быть модифицирован для
а — у-изотопов.
Рис. 2.51. Методы получения корректирующего напряжения
1205].
В работе [220] приведено устройство с вращающимся свинцо-
вым экраном, сквозь узкую щель которого на сцинтиллятор
попадало излучение от вспомогательного источника только при
определенном положении ротора. Таким образом реперный сиг-
нал коррелировался во времени с движением вращающегося
затвора. В работе [219] реперные импульсы отделялись от
а-частиц и у-квантов с помощью дискриминатора.
Для получения корректирующего напряжения обычно
применяют метод, предложенный в работе [205]. В схеме по
этому методу используют два одноканальных дискриминатора
одинаковой ширины, настроенные на обе стороны опорного пика
(рис.-2.51, а). Дифференциальный измеритель скорости счета
формирует импульс напряжения, пропорциональный разности
скоростей счета в каналах 1 и 2. Это напряжение используют
в качестве корректирующего сигнала для изменения усиления.
Таким образом, стабилизируется центральная часть пика между
двумя каналами дискриминаторов (номинальное значение).
Вместо двух дискриминаторов можно применить один,
настройка которого периодически колеблется около номиналь-
79

ного значения (см. рис. 2.51 б, в). В соответствии с действитель-
ным положением канала слева или справа от номинального
значения импульсы передаются через схемы пропускания «плюс»
или «минус» входа дифференциального измерителя скорости
счета. Постоянная времени интегрирования измерителя скорости
счета должна быть достаточно большой во избежание колебаний
усиления, обусловленных статистическими флуктуациями часто-
ты опорных импульсов.
В случае постоянной амплитуды пика (т. е. постоянной часто-
ты опорных импульсов) одноканальный дискриминатор может
Т)ыть настроен на среднюю часть одной из сторон пика [215]. Из-
менение скорости счета на выходе дискриминатора является
очень чувствительной мерой смещения пика. Аналогично рабо-
тает интегральный дискриминатор с порогом, установленным на
максимум пика [222].
В качестве окон используют два канала многоканального
анализатора. Принадлежность импульса к первому или второму
каналу определяется простой логической схемой, выходной сиг-
нал с которой поступает на реверсный счетчик. В соответствии
с состоянием этого счетчика создается управляющее напряжение
с помощью преобразователя код — аналог [221]. В работе [212]
предложен способ формирования импульса, пропорционального
разности двух каналов, который особенно полезен при неболь-
ших скоростях счета.
В первых схемах на вакуумных лампах в качестве парамет-
ра, контролирующего полное усиление, использовали напряже-
ние питания Un фотоумножителя. Вследствие высокой чувстви-
тельности такого метода незначительные изменения Un часто
бывают достаточными, поэтому Ua может стабилизироваться
теперь непосредственно и с помощью транзисторных схем [213,
221]. Если в качестве источников высокого напряжения приме-
няют преобразователи постоянного тока на транзисторах, то уп-
равляющее напряжение может быть подано на низковольтную
часть преобразователя [209, 217]. После работы [210] в качестве
управляющих элементов, помещаемых между предварительным
и основным усилителями, стали часто применять аттенюаторы
с переменным усилением. Одно из двух сопротивлений делителя
заменяют элементом, представляющим собой комбинацию фото-
сопротивления с миниатюрной лампой (в корпусе от транзисто-
ра). Так как лампа питается управляющим напряжением, то
коэффициент аттенюации зависит от его величины [215, 219, 223].
В работе {216] в качестве управляющего элемента применяли
диоды типа варикап, включенные в емкостном делителе.
В работе [213] рассмотрена система уменьшения колебания
усиления путем стабилизации высокого напряжения Ua, подавае-
мого на фотоумножитель, и компенсации смещения нуля
основного усилителя изменением порога преобразователя ана-
лог — код в многоканальном анализаторе. Корректировка
80

высокого напряжения Un неприменима в тех случаях, когда
фотоумножитель используется в быстродействующих системах
совпадений (аттенюаторы с переменным усилением рассмотрены
в разд. 3.1). Коэффициент стабилизации в приведенных
работах составляет десятки — сотни единиц.
В работе [225] указано, что изменение усиления фотоумножителя RCA
6342-А со временем происходит почти одинаково при ступенчатых изменениях
скорости счета и напряжения t/n. Если напряжение t/n зависит соответству-
ющим образом от скорости счета, т. е. от среднего значения анодного тока,
то можно получить компенсацию обоих изменений. Однако такой метод, по-
видимому, представляет ограниченный интерес.
Счетчики Черенкова. Если скорость заряженной частицы, дви-
жущейся в прозрачной среде с показателем преломления п,
больше скорости света в этой среде, т. е.
v>cln,	(2.65)
то частица излучает непрерывный спектр света * с длинами волн
X, для которых /»(Х) > c/v. Этот эффект (Вавилова — Черенкова)
может быть использован в детекторах релятивистских частиц,
если излучатель соединить с фотоумножителем. Особенностям
счетчиков Черенкова посвящено много работ, которые перечис-
лены в подробных обзорах (например, в работах [3, 226]). Так
как элементом, формирующим сигнал в счетчиках Черенкова,
служит фотоумножитель, то все соображения, высказанные
в предшествующих главах, остаются справедливыми, и вряд ли
нужно специально обсуждать электронные системы, используе-
мые в экспериментах с этими счетчиками. Особое устройство,
специально сконструированное для счетчиков Черенкова, рас-
смотрено в работе [229].
Так как в эффекте Вавилова — Черенкова отсутствует задержка излуче-
ния фотонов, длительность импульса света определяется лишь длиной пути
света в излучателе, в силу чего она чрезвычайно мала. В маленьких излуча-
телях (~25 мм), например из плексигласа, ц-мезоны космических лучей вы-
зывают субнаносекундные импульсы с амплитудой в несколько десятков
фотоэлектронов. Этот эффект можно использовать для проверки временных
характеристик быстродействующих фотоумножителей [227].
* Автор упрощенно (ошибочно) описывает эффект Вавилова — Черенко-
ва как излучение света релятивистскими заряженными частицами, тогда как
известно, что источником света в этом случае является элементарный объ-
ем среды, поляризованный полем частицы.— Прим, перев.
6 Заказ 199

Глава 3
АНАЛОГОВЫЕ СХЕМЫ
3.1. ЛИНЕЙНЫЕ ИМПУЛЬСНЫЕ УСИЛИТЕЛИ
Для дальнейшей обработки импульсов от детекторов излу-
чения в аналого-кодовых преобразователях они должны быть
соответствующим образом сформированы и усилены. Наиболее
важная задача импульсных усилителей — сохранение энергети-
ческой информации в процессе усиления.
Очевидно, первое применение электронных систем для усиления импуль-
сов от ионизационных счетчиков с внутренним газовым усилением было
описано в 1919 г. Ковариком (1]. В 1924 г. Грейнахер [2] упростил его схему
и в 1926 г. увеличил усиление четырехкаскадного лампового усилителя так,
что импульсы от ионизационной камеры можно было обнаружить с помощью
телефона (3]. Форму импульса в этих усилителях определяли неконтролируе-
мые паразитные параметры схем. Первое формирование импульсов с помощью
дифференцирующей цепи со сравнительно малой постоянной времени описа-
но в 1931 г. в работе [4]. Краткое описание истории ядерной электроники дано
в приложении к обзору (9].
К импульсным усилителям предъявляют следующие требо-
вания: усилитель должен соответствовать характеристикам
лучших детекторов — не должен влиять на энергетическое
разрешение, определяемое детектором. Так как энергетическое
разрешение полупроводниковых детекторов составляет всего
несколько десятых долей процента, то все изменения ширины
импульса, вносимые усилителем, должны оставаться значительно
меньшими, чем 0,1%. Важны следующие характеристики
усилителей.
1.	Амплитуда выходного импульса должна быть монотонной
функцией энергии излучения (или амплитуды входного импуль-
са) . Если не требуется специального, например логарифмическо-
го или параболического, представления, то используют линейные
усилители, характеристики которых легко контролировать.
На точность энергетической шкалы влияют интегральная и диф-
ференциальная линейности (см. разд. 3.1).
2.	Работа усилителя не зависит от температуры при высокой
долговременной стабильности.
3.	Шумы усилителя должны быть низкими, а выбранная
форма импульса соответствовать оптимальному отношению
сигнала к шуму. В любом случае шумы основного усилителя
и наводки от внешних и внутренних источников (фон) должны
82

быть значительно меньшими, чем у детектора с предварительным
усилителем.
4.	При статистическом распределении импульсов по времени
суммарные эффекты, такие, как наложение импульсов, должны
быть малыми для больших скоростей следования импульсов
(см. разд. 3.1).
5.	Усилитель должен без искажений усиливать малые им-
пульсы даже в присутствии больших, перегружающих импульсов
(см. разд. 3.1).
6.	При известных обстоятельствах может представлять инте-
рес сохранение временной информации сигналов на выходе
усилителя.
В следующих главах более детально рассмотрены отдельные
свойства усилителей, а в разд. 3.1 приведены критерии расчета
схем.
Общие соображения. Линейность. Усилители на транзисторах
по сравнению с ламповыми имеют большое преимущество.
В настоящее время обсуждение ламповых усилителей может
быть опущено. Вместе с тем значительная часть последующего
материала посвящается описанию пассивных соединительных
цепей между усилительными каскадами и он может быть исполь-
зован для интерпретации старых ламповых схем.
Исторически теория импульсных усилителей была развита для ламповых
схем, а позднее приспособлена к транзисторным схемам. Однако большинство
новых транзисторных систем не являются простыми эквивалентами ламповых,
а представляют собой специально разработанные схемы с учетом специфиче-
ских свойств транзисторов. Перечислим некоторые хорошо известные преиму-
щества транзисторов. Малая рассеиваемая мощность в транзисторных схемах
повышает стабильность усиления и уменьшает габариты схем. В общем случае
современные транзисторы менее инертны по сравнению с лампами, а также
допускают использование более сильной обратной связи, что повышает ста-
бильность усиления. Срок службы и долговременная стабильность транзисто-
ров значительно превосходят аналогичные параметры ламп вследствие отсут-
ствия подогревных катодов, эмиссия которых может резко меняться. Исполь-
зование транзисторов п — р — п- и р— п — p-типов упрощает схемы с галь-
ваническими связями. Низкое входное сопротивление способствует созданию
усилителей тока.
Теория импульсных усилителей рассмотрена во многих
работах [10, 11, 12]. В этом разделе детальный анализ схем будет
дан только в случае необходимости для понимания принципа
работы усилительных систем.
Усилители напряжения и тока. Импульс напряжения, сни-
маемый с омического сопротивления, всегда связан с импульсом
тока, проходящего через это сопротивление, так что можно не
различать эти импульсы, за исключением следующих случаев:
1. Если генератор с внутренним сопротивлением /?, и напря-
жением сигнала Uo питает нагрузку Rx > то напряжение на
нагрузочном сопротивлении Rx почти равно напряжению Uo и не
зависит от действительного значения Rx.
6*
83

2. Если же внутреннее сопротивление /?,• много больше
Э> Rx), то ток сигнала Ix = VoIRi через нагрузочное сопро-
тивление Rx остается постоянным и не зависит от Rx. Следова-
тельно, можно различать четыре типа усилителей: напряжения,
тока, преобразователи импульсов напряжения в импульсы тока
и импульсов тока в импульсы напряжения. Символические обо-
значения таких усилителей и их входные и выходные сопротив-
ления Rn, Raax приведены на рис. 3.1.
Симбы R/ых
Усилитель напряжения
усилитель тока
Преобразователь напря-
жения В ток
i	п преобразователь тока
О	и о напряжение
Рис. 3.1. Схематическое изображение четырех
основных типов усилителей.
Связь между переходными и частотными характеристиками
усилителей. На рис. 3.2 приведена упрощенная эквивалентная
схема реального усилителя; верхняя граничная частота равна
h — 'hnRiCz, а нижняя fi = V23W1C1. (Три идеальных усилителя
разделены лишь /?С-цепями; их входное и выходное сопротив-
Рис. 3.2. Эквивалентная схема реального усилителя.
ления, т. е. тип усилителя в целом, несущественны для после-
дующего рассмотрения.)
Переходную характеристику можно записать в виде
F(p) = А--------,	(3.1)
где А — коэффициент усиления. Входной ступенчатый импульс
UoH(t) при этом превращается в
t
U(t)~AU0
КА
ехр(~^)“ехр
(3.2)
84

Разность Af — f2 — fi — ширина полосы пропускания усили-
теля. Следовательно, в широкополосном усилителе f2» fi
и Af « f2. Из-за соотношения f2 3> fi получаем	R2C2,
форма выходного импульса (3.2) превращается в
ЛЩ!— ехр	время нарастания импульса ta (т. е.
время изменения его высоты от 10 до 90%) становится равным
4»2,2tf2O2«l/3Af2.	(3.3)
Постоянная времени RiCi влияет лишь на плоскую часть
импульса, вызывая спад его вершины. Большинство усилителей
имеют гальванические связи
fi = 0, поэтому такие искаже-
ния можно не рассматривать.
Обратная связь. Усилители
всегда стабилизируются с по-
мощью цепей отрицательной
обратной связи. Принцип об-
ратной связи показан на
рис. 3.3. Часть выходного на-
пряжения £/ВЫх инвертирующе-
Рис. 3.3. Принцип включения цепи
обратной связи.
го усилителя напряжения с
усилителем — А подается на вход с помощью аттенюатора
b < 1 и складывается с входным напряжением (7ВХ в смесите-
ле ( + ).
Так как 1/ВЫх — —A(U„ + bUWT), то
^вых = ^вх
—А
1 + ЬА'
(3.4)
Усиление усилителей с обратной связью — Ло.с отличается от
усиления —Л множителем 1/(1 + ЬА):
Ло.с = Л/(14-М).	(3.5)
Произведение ЬА — это полный коэффициент передачи в цепи
обратной связи усилитель Л — аттенюатор, Ь называют коэффи-
циентом обратной связи. Если ЬА » 1, то (3.5) переходит в
Ло.с-1/fr	(3.6)
и не зависит от колебаний усиления Л. На величину Ло.с в этих
случаях влияют только параметры стабильных пассивных эле-
ментов (например, пленочных металлических сопротивлений)
цепи обратной связи Ь. Относительные флуктуации в усилителях
с обратной связью уменьшаются:
^£± = ±1.—!—.	(3.7)
Лос А 1+М
Неинвертирухицнй усилитель, для которого + А > 0, имеет те же харак-
теристики, если часть выходного сигнала в 1/ВИх вычитается из в сме-
сителе.
85

По схеме, приведенной на рис. 3.4, легко определить влияние
обратной связи на переходную характеристику F(p) усилителя.
Очевидно, соотношения (3.4) и (3.5) справедливы и для изобра-
Рис. 3.4. Структурная схема усилителя с обратной
связью и интегрирующей цепью.
жений J7bx(p), ^вых(р), если коэффициент А дополнить F(p).
Для усилителя с одной интегрирующей цепью
A.F(p) = A/(pRC+V).	(3.8)
Подставляя (3.8) в (3.5), получаем переходную характеристику
Fo с(р) усилителя с обратной связью:
<39>
Следовательно, быстродействие усилителя увеличивается
в (1 + ЬА) раз.
Вместе с тем т' = RC/(1 4- ЬА) непосредственно зависит от А н, следо-
вательно, нестабильно в той же степени, что и Ао. Поэтому ограничимся рас-
смотрением процессов, длящихся значительно больше, чем RC/(1 + ЬА), иа
которые не влияют флуктуации А и Fo.B(p) (см. работы? [8, 13]).
Из тех же соображений формирование импульса должно обычно осуществ-
ляться с помощью пассивных элементов не в цепи обратной связи и, как
правило, не в цепи усилителя А.
Выходное сопротивление усилителя с обратной связью7?Вых.о.с
также уменьшается в (1 + ЬА) раз. Шумы ослабляются в той
же степени, что и сигнал, поэтому отношение сигнала к шумам
не зависит от обратной связи [14].
Параллельная цепь обратной связи. Принцип обратной связи
был рассмотрен на примере схемы (см. рис. 3.3), в которой часть
выходного напряжения подается на вход Последовательно
с входным напряжением (так называемая последовательная
обратная связь по напряжению). Согласно рассмотренным
четырем типам усилителей (см. рис. 3.1), известны еще три
возмржности осуществления обратной связи. На рис. 3.5 приве-
дена схема параллельной цепи обратной связи по напряжению
86

(или шунтирующая обратная связь). Простой анализ этой схемы
дает
““	Rt 1 + ЬА
(3.10)
«1
.4
" R,
Рис. 3.5. Структурная схема усилителя
с параллельной цепью обратной связи
(шунтирующая обратная связь).

где М= ** - Д.
Здесь ЬА — коэффициент обратной связи. При ЪА 1 отноше-
ние С/вых/^вх = R2/R1 переходит в Ц = /г- Поэтому потенциал
в точке (X) не зависит от
(7ВХ или /1 и равен 0. Так
как входное сопротивление
точки X практически равно
нулю, то эта точка может
служить точкой суммирова-
ния токов, или, как ее часто
называют, «виртуальной
землей». Таким образом,
усилитель напряжения с па-
раллельной цепью обратной связи может быть преобразователем
импульсов тока в импульсы напряжения (рис. 3.6). Так как
I2 = IBz, то выходное напряжение UBllI = /?2/г становится рав-
ным
^вых — —^2^вх>
(3.11)
a R2 — параметр коэффициента преобразования усилителя. В то
же время преобразователь импульсов тока в импульсы напря-
4
Рис. 3.7. Структурная схема преобра-
зователя импульсов тока в импульсы
напряжения, стабилизированного
шунтирующей обратной связью.
Рис. 3 6. Структурная схема усилите-
ля напряжения с параллельной
цепью обратной связи, служащего
преобразователем импульсов тока
в импульсы напряжения.
жения с коэффициентом преобразования — р также может быть
стабилизирован с помощью шунтирующей цепи обратной связи
Срис. 3.7) и превращен в усилитель напряжения. В этом случае
^вых= —^вх —.	(3.12)
где ЬА = p/Rz — коэффициент обратной связи. Следовательно,
обе схемы при высоком и низком входных сопротивлениях (т. е.
87

входной каскад включен с общим эмиттером или общей базой)
можно использовать в качестве усилителей, к которым присое-
динена параллельная цепь обратной связи по напряжению.
На рис. 3.8 показан принцип стабилизации усилителя тока
с помощью параллельной цепи обратной связи по току. Учиты-
Рис. 3.8. Схема параллельной
цепи обратной связи по току.
Рис. 3.9. Схема улучшенного вариан-
та параллельной цепи обратной связи
по току.
вая, что Коллекторный и эмиттерный токи транзистора примерно
равйы, имеем
<313)
1-гР
следовательно, если /к — выходной ток, то часть эмиттерного
тока /эЯг/(Я1 + Яг) может быть подана обратно на вход. Выход-
ной шк при этом равен
/вых = (1+— V------(3.14)
\	)\ 1 + 1/Р / 1+М
D
где ЬА — (1 4- р)Л---2——коэффициент обратной связи. Для
Я, + В»
стабилизации параметров коэффициент обратной связи должен
быть большим {ЬА >1), поэтому Я1 Яг, и при ф > 1 уравне-
ние (3.14) упрощается:
/шх «—fl------(3.15)
вмл al	о /	'
“s \	Р /
Так как не коллекторный, а эмиттерный ток используется для
обратной связи, то выходной ток (3.15) зависит от коэффициента
усиления транзистора р. В результате температурной зависи-
мости р(Др/р « 1%/°С) выходной ток /ВЫх также зависит от
температуры; для р = 100, например, Л/Вых//вых ~ 0,01 %/оС.
Если такая степень влияния недопустима, то нужно использо-
вать схему, приведенную на рис. 3.9 [15]. Обозначим коэффици-
енты усиления двух транзисторов Pi и Рг соответственно. Для
этой схемы имеет место зависимость
*“ \	«2/b-n/p.d + MJ 1+м
88

где
М = [1+р1(1+р2)]4-4у,	(3-16)
К| “Г ^2
что в приближении /?,	R2, 0!	1, 02^> 1 и М» 1 дает
"2 \	Р1₽2 /
Эта система работает как транзистор с полным коэффициентом
усиления р = 01,рг, а температурная зависимость снижена на два
порядка. Выходной и входной сигналы связаны очень простым
соотношением (~/?i//?2), которое остается справедливым, даже
если одно или оба сопротивления цепи обратной связи заменить
более сложными комплексными величинами. Поэтому усилители
с параллельной обратной связью часто используются в качестве
так называемых операционных усилителей при арифметических
операциях с аналоговыми сигналами (см. разд. 3.2). Практиче-
ские схемы усилителей с обратной связью будут приведены
в дальнейшем.
При обсуждении всюду предполагалось, что А ие зависит от частоты.
Однако зависимость параметров транзисторов от частоты превращает А
в оператор А(р). Следовательно, коэффициент передачи усилителя с обрат-
ной связью До с (р)—также оператор; вся система может стать нестабиль-
ной. Для возникновения колебаний определенной частоты f0 отрицательная
обратная связь должна быть превращена в положительную, т. е. между
входной и выходной формами этой частоты должна быть дополнительная
разность фаз л. Для одного каскада такая разность фаз < л/2, поэтому одно-
каскадные и двухкаскадные усилители всегда стабильны; усилители, состоя-
щие из трех или большего числа каскадов, стабильны лишь при определенных
условиях. Различные способы устранения генерации в усилителях рассмотрены
в соответствующих работах. Так, в работе [16] разобрано применение метода
«корневых точек», обычно используемого при проверке импульсных усилите-
лей для ядерных исследований (см. работу [17]). В работе (144) приведен
анализ цепей обратной связи в многокаскадных импульсных усилителях.
Линейность. Линейное соотношение между входным и выход-
ным сигналами получают лишь приблизительно. Абсолютно
линейный усилитель имел бы строго постоянное усиление Ао, не-
зависимое от амплитуды выходного сигнала. Однако усиление
реального усилителя зависит от ияЫ1[:
^вых = ^вх-^оП + еи(^вых)]-	(3.18)
Здесь 8и(ивых) — интегральная нелинейность. По аналогии
с (3.18) можно определить дифференциальную нелинейность ед:
dU^dUBXA0[l+4(U
ВЫХ)],	(3.19)
которая описывает искажения малых разностей амплитуд. Как
легко показать, дифференцируя уравнение (3.18), ед всегда
больше ев. Высокая интегральная нелинейность влияет на ка-
либровку оси энергий амплитудного спектра (т. е. на положение
отдельных пиков; дифференциальная нелинейность проявляется
в изменении ширины каналов, т. е. в искажении формы пиков).
89

Дифференциальная нелинейность первого каскада усилителя может также
влиять на полное усиление, если, например, рабочая точка этого каскада
сместится иа большой интервал напряжений в результате эффекта наложе-
ния импульсов (см. разд. 3.1).
Зависимость коэффициента усиления А от амплитуды обус-
ловлена зависимостью коэффициента тока и крутизны характе-
ристики транзистора от реального тока коллектора. Для полу-
чения хорошей линейности начальный ток коллектора следует
поддерживать строго постоянным, например применяя большое
нагрузочное сопротивление /?к, увеличивая динамическую на-
грузку с помощью запитывающей обратной связи или применяя
ft
11—t-o
Рис. 3.10. Эквивалентная схема n-каскадного усилителя с диффе-
ренцирующими RC-связями.
в качестве нагрузки дополнительный транзистор в режиме
постоянного тока (6].
Техника обратной связи для создания динамических нагрузок
детально рассмотрена в работе [18].
Линейность существенно улучшается при использовании
обратной связи. Это легко показать, введя в уравнение (3.5)
зависящий от амплитуды коэффициент усиления А =
= Ло[1 + ea(Uвых)]*
4,(1 Ч-Сн)4,
1 + ЬА0 (1 -Г еи)	1 -Г ЬА о
1 + ЬА0 (1 4- еи)
Так как еи 1, то нелинейность уменьшается в (1 + ЬА0)
раз.
Переходная характеристика усилителя. Каскадированные
дифференцирующие RC-цепи. На рис. 3.10 приведена эквива-
лентная схема усилителя с /?С-связью, используемого в после-
дующем анализе процесса формирования скачка напряжения
U0H(t) (см. работу [19]). Для упрощения усиление каскадов,
разделяющих /?С-цепочки, принято равным единице. Все по-
стоянные времени RiCi = R2C2 — ... = RnCn = тд предполагают-
ся равными. Так как коэффициент передачи дифференцирующей
цепи равен р/(р +——), то полный коэффициент передачи для
тд
рассматриваемого n-каскадного усилителя
(3.21)
90

Если на вход усилителя с коэффициентом передачи Fn(p),
определяемым выражением (3.21), подается ступенчатый сигнал
t4x(0 = U0H(0, то выходное напряжение будет равно
)я(0 = <Л>
\ Тд /
2п * (~nv Л*-1 V У
v! \ v / \ тд /
х ехр ( —— H(t).
(3.22)
Выражение, стоящее в скобках в формуле (3.22), представляет
собой полином Лагерра (п— 1) степени (20]. На рис. 3.11 и 3.12
построены функции |п(——) для t < тд и t > тд соответственно.
тд
Для интервалов времени t тд функция £п может быть аппрок-
симирована выражением
(3.23)
Следовательно, искажения скачка напряжения, поданного на
вход усилителя, прямо пропорциональны числу каскадов
и обратно пропорциональны постоянной времени соединительной
цепи. В соответствии с характером выражения (3.22) выходное
напряжение в общем случае совершает колебания, подобные
затухающим около нулевой линии. Как будет показано в даль-
нейшем (см. разд. 3.1), эти колебания усложняют измерения
амплитуд импульсов при большой скорости счета, так как
амплитудный спектр искажается наложением импульсов.
Передача очень короткого импульса. Очень короткий импульс
длительностью /о<Стд можно представить б-функцией (рис. 3.13):
{/вх(0 « Uoto&(t). Преобразование Лапласа для переходной
характеристики усилителя с коэффициентом передачи Fn(p)
(3.21), на вход которого подан такой импульс, имеет вид
^вых(р) = ^о(—
\ р+ \/гл /
(3.24)
а его оригинал
^(0=^0 4 WI = и0 Н+ (— )Н(/)1 ,
Л L \ Тд / J L	Тд \ Тд 7 J
(3.25)
где
(3.26)
Вид функции (3.25) показан схематически на рис. 3.14. Таким
образом, короткий входной импульс (t0 тд) усиливается прак-
тически без искажений, исключая последующие колебания,
91

0.8
Рис. 3.11. Зависимость £»(/) для t < тд [19].
Рис. 3.12. Зависимость £*(/) для t > тд [19].

пропорциональные (----------). Так как £'(0) = —л [это легко
показать, подставляя (3.22) в (3.26)], то максимальная ампли-
туда колебаний, которая соответствует моменту времени t — О,

и0 Ub(t)«WKt)
Рис. 3.14. Передача короткого им-
пульса многокаскадным усилителем.
V
Рис. 3.13. Передача усилителем
очень короткого импульса.
или, строго говоря, моменту t — to, достигает значения
nU0 • /о/тд.
Графики функции ^(Г/тд) для п=1-?-6 приведены на
рис. 3.15. Из уравнения (3.25) следует, что амплитуда колеба-
ний может быть уменьшена до любой величины при увеличении
постоянной времени тд, однако при этом уменьшение амплитуды
Рис. 3.15. Зависимость (/) (19).
Передача коротких биполярных импульсов. Переходная
характеристика усилителя, рассмотренная в предшествующем
разделе, связана с тем, что через /?С-цепь не может быть пере-
дана постоянная составляющая. Поэтому так называемый уни-
полярный импульс (7Вх (см. рис. 3.14) должен быть сформирован
в выходной импульс, площади которого по обе стороны от нуле-
93

вой линии одинаковы. Для получения минимального смещения
нулевой линии даже при больших частотах следования импуль-
сов очень часто используют так называемые биполярйые импуль-
сы (см. разд. 3.1). Постоянная составляющая биполярного
импульса равна нулю.
Рис. 3.16. Передача короткого биполярного импульса
многокаскадным усилителем.
Рис. 3.17. Эквивалентная схема я-каскадиого усилителя с последователь-
ными интегрирующими цепями.
Кп
=1—Т-°
Не претендуя на строгую математическую корректность,
биполярный входной импульс, приведенный на рис. 3.16, можно
представить как
(3.27)
где 6'(t)—производная по времени от 6(0- Так как 77вх ~
~ Uot^p, то расчет, аналогичный (3.24), дает:
1. Для t тд импульс передается без искажений.
2. Последующие колебания определяются
\ Тд /	\ Тд )
где — вторая производная от £п. Максимум g' имеет место
при t = 0, или, строго говоря, при t — 2/0; он составляет
1 , , м	п «(«+D 7 \2
~ п(п + 1). Максимальная амплитуда ио   I’
и при Тд > 100 /о колебания можно не учитывать.
Каскадированные интегрирующие цепи. Интегрирующие
цепи (рис. 3.17) изменяют форму переднего фронта импульса.
94

Для простоты допустим /?iCi = R2C2 — ... = RnCn — ти. Коэф-
фициент передачи одной интегрирующей цепи равен 1/(рти + 1),
поэтому для усилителя с п каскадами полный коэффициент пе-
редачи Gn(p) [19] равен
ен(Р)=Г-Г77-У-	(3.28)
\ Р + 1Ли /
Для входного скачка напряжения UoH(t) получаем
Сж = и0Сп(р)1р, что дает
(3.29)
На рис. 3.18 приведена зависимость т]п(^/ти) для значений
п «= 1 -:-6. С увеличением п время нарастания /н увеличивается
Рис. 3.18. Зависимость г]в от //тк [19].
пропорционально п. Кроме того, фронт импульса задержи-
вается на время, пропорциональное пти.
В общем случае передачи импульса со временем нарастания
tn цепочкой интегрирующих ячеек, каждая из которых дает вре-
мя нарастания /нь ^и2,... соответственно, полное время нараста-
ния	________________
in —	+ ^н1 + ^н2 + • • •	(3.30)
Значения постоянных времени RiCu R2C2,... определяются
или нагрузочными сопротивлениями и паразитными емкостями,
или верхними граничными частотами используемых транзисто-
ров. Граничная частота транзистора.зависит от рабочей точки
и от условий нагрузки. Так как транзистор нельзя представить
в виде простой эквивалентной интегрирующей цепи, то расчет
усилителя упрощается, если постоянные времени отдельных
95

А А
a	s
Рис. 3.19. Оптимальные формы им-
пульсов (согласно Ферштейиу) (21].
каскадов представлены пассивными компонентами (т. е. нагру-
зочными сопротивлениями и паразитными емкостями или спе-
циально включенными коллекторными емкостями).
Чтобы исключить изменения формы импульса, обусловленные
колебаниями параметров усилителя, он должен быть более
широкополосным, чем это соответствует постоянной времени
интегрирования ти (см. разд. 3.1).
Следует иметь в виду, что из-за интегрирующих цепочек
с постоянными времени ти сигнал также задерживается. Если
ти изменяется, например, за счет колебаний величины сопротив-
ления, применяемого делителя или если эффективная постоян-
ная времени т'и усилителя с обратной связью изменяется из-за
регулирования коэффициента
усиления А, то соответствую-
щая задержка сигнала также
будет изменяться, даже если
его форма приблизительно со-
храняется. Если сигнал пред-
назначен для временного ана-
лиза, например в дискримина-
торах по пересечению нулевой
линии, то усилитель должен
быть достаточно быстродейст-
вующим, а ожидаемые изменения задержки меньше необходи-
мого временного разрешения.
Формирование импульса. Обычно сигнал от детектора пред-
ставляет собой импульс тока; интегрирование по времени
превращает его в импульс, характеризующий полный заряд,
пропорциональный энергии A1F.
Схемы, в которых происходит формирование этого импульса,
должны удовлетворять следующим требованиям: 1) допускать
точный энергетический анализ; 2) обеспечивать высокое отноше-
ние сигнала к шуму; 3) вырабатывать импульсы малой длитель-
ности и допускать большие частоты их следования; 4) в некото-
рых случаях сохранять параметры для точного временного
анализа.
Оптимальная форма импульса. Согласно данным работы [21],
для надежного запуска дискриминатора со схемой Шмитта им-
пульс должен иметь форму, показанную на рис. 3.19, а, с плос-
ким максимумом, достаточно длительным для того, чтобы
входная емкость дискриминатора успела зарядиться до полного
амплитудного значения. Спад верхней части импульса должен
быть меньше напряжения гистерезиса опрокидывания триггера
в исходное состояние. Это определяет минимальную длитель-
ность, или, иначе, ширину импульса. Скорость изменения напря-
жения импульса за этот интервал времени должна быть меньше
скорости изменения напряжения на паразитных емкостях схемы.
До тех пор, пока эти условия выполняются, дискриминатор будет
96

срабатывать даже от импульсов немного большей амплитуды,
чем уровень дискриминации [7]. Форма импульса, необходимая
для аналого-кодовых преобразователей, работающих по прин-
ципу заряда и последующего разряда емкости (см. разд. 4.2),
приведена на рис. 3.19, б.
Для того чтобы обеспечить заряд емкости преобразователя
до полной амплитуды импульса, максимум должен достигаться
медленно. В то же время спад должен быть резким и быстрым,
чтобы процесс разряда при таком преобразовании был более
точным.
oAU0
Рис. 3.20. Принцип работы усилителя в режиме усиления
напряжения (а) и в токовом режиме (б).
Усилители тока и напряжения. Если необходимо получить
импульс с амплитудой, пропорциональной энергии &W, то неза-
висимо от формы импульса тока детектора он интегрируется.
Интегрирование осуществляется одним из способов:
1. Импульс тока интегрируется непосредственно на выходе
детектора с помощью /?С-цепи, полученный сигнал напряжения
затем усиливается. Этот режим назван отбором сигнала по на-
пряжению (интегрирование).
2. Импульс тока предварительно усиливается, а интегриро-
вание осуществляется в одном из последних каскадов усилителя.
Этот режим называют отбором сигнала по току. Оба случая схе-
матически показаны на рис. 3.20.
При работе в токовом режиме входное сопротивление
предварительного усилителя берут небольшим, поэтому постоян-
ная времени входа, связанная с паразитными емкостями, оказы-
вается меньшей или в крайнем случае совпадающей по порядку
величин с длительностью импульса тока (т. е. Тф — временем
высвечивания сцинтиллятора). Таким образом, форма импульса
тока детектора в первом приближении сохраняется в процессе
усиления. Поэтому импульсы остаются очень короткими, обычно
7 Заказ 199
97

их длительность составляет несколько десятков наносекунд
и зависит от используемого детектора. При этом допустимы
очень большие частоты следования импульсов. С такими корот-
кими импульсами возможны различные операции отбора
(совпадения, исключение нежелательных событий). Только после
селекции импульсы интегрируются и превращаются в медленные
импульсы напряжения. Очевидно, при этом сильно уменьшаются
суммирующие эффекты (см. разд. 3.1).
Следует отметить, что для схем, работающих в режиме отбора тока, ха-
рактерно сохранение формы импульса от детектора, а не усиление тока.
Усиление может осуществляться и усилителем напряжения. Например, им-
пульс тока от фотоумножителя превращают в импульс напряжения с помощью
небольшого сопротивления /?0 (нагрузка коаксиального кабеля и т. п.), и за-
тем этот импульс U(t)=Rol(i) усиливается быстродействующим усилителем
напряжения. В то же время в усилителях тока возможен режим усиления
напряжения, если интегрируемый импульс напряжения превращается в импульс
тока с помощью соответствующего напряжения. Таким образом, термины
стоковый режим усиления» и «режим усиления напряжения» имеют другое
значение, чем усиление тока или напряжения.
Более подробно системы, работающие в токовом режиме, приведены
в работах {15, 43].
Существует лишь одна причина, по которой отдают предпоч-
тение системам, работающим в режиме усиления напряжения,
по сравнению с системами, работающими в токовом режиме:
после интегрирования сигналы даже в предварительном усили-
теле имеют «макроскопическую» длительность порядка 1 мксек;
создание усилителя для таких импульсов связано с меньшими
трудностями, чем усилителя для наносекундных импульсов. По-
этому первые усилители, работающие в токовом режиме, появи-
лись совсем недавно, и даже теперь большинство усилительных
систем работает в режиме усиления напряжения.
Теория работы таких усилителей развита гораздо лучше.
В дальнейшем при обсуждении общих принципов формирова-
ния и усиления сигналов будем иметь в виду режим усиления
напряжения.
Однократное дифференцирование. Длительность импульса
может определяться малой постоянной времени /?С-иитериро-
вания цепи на выходе детектора (см. рис. 3.20). Если необходимо
получить униполярный импульс, то постоянные времени тд всех'
соединительных цепей усилителя должны быть тд » RC или уси-
литель должен иметь гальванические связи (см. разд. 3.1),
В этом случае шумы, генерируемые в основном после У?С-цепочки
RC, усиливаются со значительно меньшими частотными огра-
ничениями, чем сигнал, сформированный /?С-цепочкой, что не-
благоприятно сказывается на отношении сигнала к шумам,
Поэтому после усилительного каскада At следует ввести диф-
ференцирующую цепь с постоянной времени тд, удовлетворяю-
щей условию тд <С RC (рис. 3.21,6). Нужное усиление At зави-
сит от уровня шумов, которые допустимы в точке Ь. Так как
98

максимальная скорость следования импульсов определяется тд,
то более длительные импульсы в точке а сильно перекрываются,
и получается характерная картина наложения импульсов (см.
рис. 3.21, а). Даже если каждый из усилителей Ai и А2 имеет
гальваническую связь, схема, приведенная на рис. 3.21, не дает
чисто униполярных импульсов, так как П-образный импульс на-
пряжения в точке а имеет экспоненциальный спад с /?С-постоян-
Рис. 3.21. Структурная схема усилителя с одной диффе-
ренцирующей цепью.
ной времени. Отрицательный относительный выброс пропорцио-
нален тд//?С.
После однократного дифференцирования импульс имеет
форму Д70ехр(—//тд)Я(0 с острым максимумом. Такая форма
сигнала неудобна для амплитудного анализа и не дает опти-
мального отношения сигнала к шумам. Поэтому передний фронт
импульса формируется дополнительно с помощью одного или
большего числа интеграторов с постоянной времени ти = тЛ
Наилучшее отношение сигнала к шумам получается при
ти = тд. Соответствующие формы импульса приведены на
рис. 3.22.
Многократное интегрирование (рис. 3.22) позволяет получить
более симметричные импульсы, но с меньшей амплитудой. При
дифференцировании скачка напряжения можно использовать
ЯС-цепочки с компенсирующей индуктивностью, как показано
на рис. 3.23. Индуктивность делает вершину импульса более
плоской, что особенно заметно для п = 0. Для больших п им-
пульс становится относительно больше и уже по сравнению со
случаем, когда индуктивность отсутствует. По данным работы [8],
такой же коэффициент передачи р(р + 4/т)/ (р + 2/т)2, как для
7*
99

дифференцирующей цепи с компенсирующей индуктивностью
(RCL), может быть получен с помощью активной цепи, состоя-
щей только из сопротивлений и емкостей, включенных в цепь
обратной связи операционного усилителя (рис. 3.24). Кратное п
п секций
5
Рис 3 22 Форма импульса на выходе усилителя с одной
дифференцирующей и n-интегрирующнми ячейками [22]
(а) и структурная схема усилителя (б).
интегрирование может быть осуществлено с помощью умень-
шенного числа пассивных цепей, если использовать /?ЛС-демпфи-
рованные цепи с удвоенными интегрирующими характеристика-
ми, в соответствии с рис. 3.25 {8, 15]. В отличие от рис. 3.25, а
интегратор (см. рис. 3.25, б) работает на импульсах тока, по-
этому перед интегрированием импульсы напряжения должны
быть преобразованы в импульсы тока. Выбором произвольного
коэффициента преобразования 1/R (см. рис. 3.25) можно сделать
коэффициенты передачи левой и правой схем одинаковыми.
100

Формирование импульсов с помощью линии задержки. Для
создания импульсов определенной длительности помимо диф-
ференцирующих RC- и /?СЛ-ячеек используют линии задержки.
Рассмотрим наиболее простой вариант схемы, приведенный на
рис. 3.26, в. Скачок напряжения подается непосредственно на
Рис. 3.23. Форма импульса на выходе усилителя с одной
дифференцирующей цепью, содержащей компенсирую-
щую индуктивность, и с n-интегрирующими цепями [22]
(а) и структурная схема усилителя (6).
неинвертирующий вход дифференциального усилителя, а на ин-
вертирующий вход через линию задержки, задерживающую
сигнал на время Тя. Выходной сигнал усилителя, таким образом,
представляет собой разность первоначального входного сигнала
и сигнала, задержанного на время Тя. Остальные схемы, приве-
денные на рис. 3.26, отличаются главным образом способом
получения разности этих сигналов. В схемах (см. рис. 3.26, а и г)
101

Рис. 3.24. Структурные схемы с одинаковым коэффнцн-
. Р(р + 4/т)
ентом передачи г(р) = -------—- [8]. (В правой схеме
(р + 2т)2
коэффициент усиления считается бесконечным.)
Рис. 3.25. Схема эквивалентной замены двух интегриру-
ющих цепей одной пассивной цепью (8, 15]. Коэффицн-
/	1/т	\2
ент передачи цепей равен Г (р) =1 ----—— ) .
\ р + 1/т /
Вх Zg	Вых
Рис. 3.26. Схема формирования импульса с помощью ли-
нии задержки.

используется отражение сигнала от закороченного или откры-
того конца кабеля, поэтому задержка соответствует удвоенной
длине кабеля 2ТД. Если кабель применяется только для передачи
сигнала (см. рис. 3.26, б), то оба его конца могут быть правильно
нагружены, поэтому нежелательные отражения будут снижены.
Такая схема имеет преимущества при использовании технических
линий задержки, низкого качества [2, 24]. В работе [25] приведе-
на схема, в которой линия задержки с правильно нагруженными
концами включена в одну из ветвей мостика.
Формирование импульса с помощью линии задержки, а также меры, при-
меняемые против паразитных эффектов, возникающих в схеме, приведенной
на рис. 3.26, а, подробно рассмотрены в работах [22, 26, 27]- Из-за различных
Рис. 3.27. Схемы компенсационных цепей [22] для ослабления колеба-
ний, обусловленных неидеальными свойствами кабеля.
краевых эффектов в реальных кабелях возникают колебания, а также появ-
ляется импульсный пьедестал, обусловленный конечным омическим сопротив-
лением закороченной линии задержки (рис. 3.27). Колебания можно ослабить
с помощью соответствующим образом подобранных компенсационных цепей.
Пьедестал отсутствует в тех случаях, когда спад вершины входного импуль-
са за удвоенное время прохождения линии 2ТД в точности компенсируется
нарастанием напряжения за счет сопротивления кабеля. Необходимый спад
получают подбором постоянной времени RC [28].
Если постоянная времени интегратора мала (ти Тд/5) по
сравнению с длительностью импульса или сравнима с ней, то
импульс после дифференцирования линией задержки остается
прямоугольным или при большем времени интегрирования тре-
угольным (рис. 3.28).
Плоская вершина прямоугольного импульса удобна в дискри-
минаторах уровня, хотя отношение сигнала к шуму и не опти-
мально. Треугольный импульс дает высокое отношение сигнала
к шуму, однако он может быть использован только в некоторых
103



б
Ъг2ТД/5
а
Рис. 3.28. Форма импульса при одно-
кратном дифференцировании с по-
мощью линии задержки (а) и одно-
кратном интегрировании (б).
аналого-кодовых преобразователях, основанных на заряде
емкости.
Формирование импульсов цепями, синтезированными по
методу отыскания условий компенсации полюсов и нулей
функций. Как уже отмечалось, при однократном дифференциро-
вании импульса цепью с малой постоянной1 времени Тд, имеющего
спад вершины, например,
вследствие интегрирования им-
пульса тока детектора
Uoexp(—///?С)Д (0 всегда появ-
ляется отрицательный выброс.
Даже если такой отрицатель-
ный выброс не мешает нор-
мальной работе, он вызывает
затруднения в случаях пере-
грузки усилителя импульсами
большой амплитуды (см.
разд. 3.1).
В работах [28, 29] разобран
компенсационный метод, хоро-
шо известный в технике для синтезирования цепей формирова-
ния. Рассмотрим в качестве примера входное напряжение
t/oexp(—t!RC)H(f).
Ему соответствует изображение
^вх = ^0----------------------------
“ P+1/RC
(3.31)
Коэффициент передачи дифференцирующей цепочки равен
F (р) = pl(р + 1/тд). Следовательно, для функции изображения
выходного напряжения получаем
£/вых = 0„F(p) = Uo
вых w (р+1//?С)(р + 1тд)
р
(3.32)
Изображению (3.32) не соответствует простая экспоненциальная
функция, так как эта зависимость имеет два разрыва. Однако
если сделать так, чтобы коэффициент передачи дифференцирую-
щей цепи был равен
Р*(о\ = WRC)
W Р+(1/тд) ’
то для выходного напряжения получалось бы изображение
t>Lx = 0BXF*(p) = Uo----P±-U.RC----= Uo------?---.	(3.34)
вх \р/	(р+1//?С)(р+1/тд)	°р+1/тд	'
Так как члены (р + 1/7?С) в числителе и знаменателе сокращают-
ся, то {7*ых(/)—это уже простая экспоненциальная функция
(3.33)
J04

без отрицательного выброса. Таким образом, задача сводится
к отысканию цепи с коэффициентом передачи F*(p), соответ-
ствующим выражению (3.33).
Легко показать, что для цепи, приведенной на рнс. 3.29,
коэффициент передачи
Р*(п\ —
' Р+ !/(/?. || /?2)С,
(3.35)
Система двух уравнений RiCi = КС и (7?i || Ci)Ci = тд имеет
решение, если тд < RC. Этот принцип расчета, состоящий
в определении лапласовского изобра-
жения импульса необходимой формы,
аппроксимации его в соответствии с
требуемой точностью полиномом и син-
тезировании цепи по полученному вы-
ражению, может быть применен и для
формирования импульсов более слож-
ной формы.
В работе [30] таким способом рас-
считана схема, приведенная на
рис. 3.30. На выходе этой схемы полу-
чается строго униполярный импульс
без отрицательного выброса с большим
отношением сигнала к шуму. Соответ-
ствующие формы импульса показаны
на рис. 3.31. Даже при 500-кратной пе-
регрузке отрицательный выброс отсут-
ствует. Усилитель, построенный по та-
кому принципу, приведен в работе [145].
Рис. 3.29. Схема компенси-
рованной дифференцирую-
щей цепи (по методу ком-
пенсации полюсов и нулей)
с коэффициентом передачи
г *(р) = -------------
p + MWC,
где Л1||/?2 =	
К) "Г 1X2
Двойное дифференцирование. Обычно в электронных схемах
невозможно осуществить гальваническую связь по всей цепи,
начиная от детектора и кончая дискриминатором или входом
аналого-цифрового преобразователя. Любое соединение через
конденсатор независимо от постоянной времени приводит к сме-
щению нулевой линии так, чтобы площади импульсов над нуле-
вой линией и под ней стали равными. Это смещение зависит от
частоты следования импульсов.
105

Как было показано ранее, последовательность биполярных
импульсов передается без заметного смещения нулевой линии
только при достаточно большой постоянной времени соединитель-
ных цепей тд.
Длительность выброса после биполярного импульса характеризуется ве-
личиной тд, его амплитуда—(<о/тд)2, где (в — длительность импульса. Таким
образом, вклад каждого импульса в наложение выбросов пропорционален
1/тд, и смещение нулевой линии можно
уменьшить, лишь существенно увеличив тя,
например до 10 мсек или более. Однако по-
стоянная интегрирования тока RC (см.
рис. 3.21) эквивалентна по отношению к вы-
бросам Тд. Так как величина RC ограничи-
вается степенью допустимого наложения
импульсов в предварительном усилителе, то
первое дифференцирование может быть, на-
пример, осуществлено цепочкой, показанной
на рис. 3.29.
6
Рис. 3.31. Форма импульса,
полученного с помощью схе-
мы, приведенной
на рис. 3.30:
а — неперегружающие импуль-
сы при 10-кратном увеличении
и без него, 2 мксек!деление-,
б — импульс при 500 кратной
перегрузке, 5 мксек!деление.
Биполярные импульсы формиру-
ются с помощью двойного диффе-
ренцирования проинтегрированного
импульса тока детектора (рис. 3.32).
Такое дифференцирование может
быть осуществлено с помощью двух
/?С-цепочек, или двух RCL-ячеек с
параметрами, соответствующими
апериодическому режиму, или с по-
мощью двух линий задержки. Фор-
мы импульсов, соответствующие
первым двум случаям, приведены на
рис. 3.33 и 3.34.
Существование точки пересече-
ния нулевой линии у биполярного импульса является дополни-
тельным преимуществом. Например, из-за конечного времени на-
растания импульсов дискриминатор с ненулевым уровнем дис-
криминации, запускаемый передним фронтом импульса, сраба-
тывает с задержкой относительно управляющего события. Эта за-
держка зависит от амплитуды импульса.
Однако дискриминатор, настроенный в этом случае на про-
хождение импульсом нуля, запускается всегда с одинаковой за-
держкой, независимо от амплитуды импульса, если точка пере-
сечения не связана с амплитудой и определяется только постоян-
ными времени усилителя.
При стабильности всех постоянных времени усилителя
временная неустойчивость точки пересечения нуля меньше 1%
и иногда даже меньше 0,1% [30] длительности импульса. Бипо-
лярные импульсы, показанные на рис. 3.33 и 3.34, очень несим-
метричны. Симметрия может быть улучшена при многократном
интегрировании, однако форма импульса остается далекой от
106

Рис. 3.32. Структурная схема усилителя с двумя диффе-
ренцирующими ячейками.
п секций
Рис. 3.33. Форма импульса при двукратном диффе-
ренцировании с помощью У?С-цепочек и п-кратном
интегрировании (22].

Рис. 3.34. Форма импульса при двукратном диффе-
ренцировании PC-цепочками с индуктивной компен-
сацией и n-кратном интегрировании.
Рис. 3.35. Формирование импульса с помощью двух
линий задержки.

оптимальной — положительные и отрицательные полуволны
имеют разную длительность. Симметричную форму импульса
можно получить при двукратном дифференцировании с помощью
линии задержки (рис. 3.35). При малой постоянной интегрирова-
ния ти импульс имеет примерно прямоугольную форму, а обе
его части равны по амплитуде, Хотя формирование импульса
с помощью двух линий задержки ухудшает отношение сигнала
к шумам, но дает наиболее короткий сигнал при заданной
длительности вершины импульса, допуская работу при больших
скоростях следования импульсов, поэтому такое формирование
получило большое применение.
Однако ухудшенные шумовые характеристики ограничивают
использование таких систем с полупроводниковыми детекторами
большого разрешения. Метод двойного дифференцирования
с помощью линии задержки был предложен Ферштейном [26],
а также применялся многими авторами [16, 24, 25, 31—34].
В работе [35] приведено интересное решение задачи двойного дифферен-
цирования с помощью одного кабеля (рис. 3.36). Здесь сигнал снимается
Рис. 3.36. Схема двукратного дифференцирования
с помощью одной линии задержки [35].
с внешнего проводника кабеля, нагруженного на характеристическое сопро-
тивление Zo. На входе кабель нагружен нулевым выходным сопротивлением
усилителя, второй конец кабеля открыт. В работе [147] приведен другой ме-
тод формирования биполярного импульса с помощью одной линии задержки
и активной цепочки.
Если униполярный сигнал строго симметричен, т. е. максимальная кру-
тизна переднего и заднего фронтов импульса одинакова, то математическим
дифференцированием из этого сигнала можно получить симметричный бипо-
лярный сигнал [30].
Таким образом, формирующая цепь с коэффициентом передачи рТхарЕ(р)
должна быть заменена цепью с коэффициентом передачи тх»р. Здесь Тхар —
характеристическое время униполярного импульса, оно определяет лишь шка-
лу времени. Если униполярный импульс описывается функцией f(--------- ), то
Тхар
rf .( 1 \
для этой цепи имеем --------- -f ( ---- .
“ v/^xap) \Txap/
Схему, приведенную на рис 3.30, можно легко приспособить для получе-
ния биполярных импульсов, как это показано на рис. 3.37. Амплитуда отрица-
тельного импульса составляет 99,4% амплитуды первичного импульса.
109

Шумы. Как показано в приложении 1, эквивалентный шумо-
вой заряд зависит от цепи, формирующей импульс. Отношение
источников параллельных шумов определяет оптимальные по-
стоянные времени для каждой конкретной схемы.
Полный шум минимален, когда вклад параллельных и по-
следовательных шумов одинаков. Существует оптимальная фор-
ма импульса [36], для которой эквивалентный шумовой заряд
достигает теоретического минимума. В табл. 3.1 приведены
относительные шумовые заряды Qn для различных формирую-
щих схем, отнесенные к теоретическому оптимальному значению
Fu(p) G(p)
о ВЫХ
L С

Рис. 3.37. Схема формирования биполярного импульса математическим диф-
ференцированием униполярного импульса [30].
остроконечного импульса, принятого за единицу. Расчет QN при-
веден в работах [39—41], а также в литературе, приведенной
в табл. 3.1.
Два вида импульсов практически не могут быть реализованы
точно: остроконечный и колоколообразный. О формировании
остроконечного импульса см. работы [155, 161]. В работе [38]
приведен способ получения импульса почти строго треугольной
формы интегрированием сигнала операционным усилителем пос-
ле его двойного дифференцирования с помощью линий задержки.
Треугольный импульс используют в спектрометрах с большой
разрешающей способностью, имеющих аналого-кодовые преоб-
разователи, основанные на заряде емкости. Обычная система,
содержащая однократную дифференцирующую и интегрирую-
щую цепи с равными постоянными времени, дает для Qn вели-
чину, превышающую указанный выше теоретический минимум
лишь на 36%. Увеличивая число интеграторов до четырех, можно
значительно снизить QN, хотя дальнейшее увеличение большого
числа интеграторов* нецелесообразно (п—>-оо дает Qn pea.t —
= 1,12). Форма импульса, получаемая при однократном диффе-
ренцировании с помощью линии задержки и сильном интегриро-
вании (2ТЯ ~ ти) (см. рис. 3.30), соответствует хорошему значе-
нию QK.
Биполярные импульсы дают высокое Qn вследствие
уменьшения амплитуды при втором дифференцировании. Им-
пульсы, полученные при двукратном дифференцировании с по-
мощью линии задержки и почти не проинтегрированные
(2Тд/5 ти), которые часто применяли раньше, имеют большое
НО

Таблица 3.1
Относительный шумовой заряд для различных формирующих цепей
Форма импульса	функция		Цепь	Qn
Остроконечная	ехр(—о + + ехр ^-jtf(f)		Точно ие реализуется, приближенно см. ра- боту [37]	1,00
Треугольная	(i+-Lj[f/(z + T)- _w(0] + (i_-L)x х[Я(0-Я(/-т)]		Проинтегрированный би- полярный прямоуголь- ный импульс, сформи- рованный цепью с ли- ниями задержки [38]	1,08
Колоколообразная (Гауссиан)	“р[-(тЛ		Точно не реалнауетсяг асимптотическая фор- ма при п —ОО	1,12
	/ 1 \Л / t \ (—) ехР|	р(0 \ Т /	\ Т /		Однократное ЯС-днффе- репцирование и л-крат- ное ЛС-интегрирова- ние л= 1 п = 2 п — 3 п = 4 п = 5	1,36 1,22 1,18 1.17 1,16
	Г t	1 7 ( \2 [ т _ 2 \ т ) . X ехр	Я	X 0	Двукратное /?С-диффе- ренцирование н одно- кратное /?С-интегрн- рование	1,88
	—		Униполярный ныпульс (см. рис. 3.30) [30]	1,14

Продолжение табл. 3.1
Форма импульса	Функция		Цепь	Qn
	—		Биполярный	импульс (см. рис 3 37) [30]	1,78
	Г	/ * YI 1-*-ехр — L	\ т /_ —^1—exp X ( t—2Ta V х		 \ т / ХЯ(/-2ГД)	ЩО X	Однократное дифферен- цирование с помощью линии задержки, одно- кратное RC = т инте- грирование 2Тд = т 2Тд = 5т	1,10 Ml
	[-*’₽(—7") — 2 1—ехр > 7 t—2Ta V х		 \	т / ХЯ(/-2ТД)Н + р—ехр х ХЯ(1-4ТД)	,Я(О < X i- X	Двукратное дифферен- цирование с помощью линии задержки, одно- кратное RC = т инте- грирование 2Тя = т 2Тд = 5т	1,38 2,15
Qn и не могут быть рекомендованы в спектрометрах с высоким
разрешением, содержащих полупроводниковые детекторы.
Повышение шумов при двойном дифференцировании с помощью линии
задержки вызвано тем, что при таком формировании выходной импульс яв-
ляется разностью задержанных входных сигналов. Так как шумы этих сигна-
лов не коррелированы полностью, то высокочастотные
компоненты
шумов складываются квадратично и возрастают в У 2 раз [8, 42]. В работе
J34] приведены различные схемы, в которых этот эффект исключается или
уменьшается. Например, вторая линия задержки может быть присоединена
<12

через линейный пропускатель, который обычно закрыт. Таким образом, в ли-
нии до подачи импульса шум отсутствует. Пропускатель открывается только
в том случае, когда линия используется для задержки сигнала. Следовательно,
к шумам, соответствующим верхушке -входной ступеньки напряжения, не
прибавляются дополнительные шумы, связанные с оставшимися в кабеле.
Отношение сигнала к шуму для биполярных импульсов можно улучшить при
совместном измерении амплитуды на положительной и отрицательной частях
сигнала {149} или при измерении амплитуды от пика до пика [148], при кото-
ром одновременно происходит восстановление нулевой линии.
В зависимости от преобладающей компоненты шумов (парал-
лельные или последовательные шумы) каждая формирующая
схема имеет оптимальную постоянную времени, т. е. при задан-
ных шумах и нужной длительности импульса существует своя
оптимальная формирующая схема. Поэтому в современных
усилителях должны быть предусмотрены возможности изменения
постоянной времени формирующих цепей или даже замена самих
формирующих цепей.
Некоторые авторы [150—161] рассмотрели вопрос об оптимальной форме
импульса при точных измерениях амплитуды в присутствии шумов.
В работе [152] показано, что любые нелинейные формирующие цепи дают
худшее отношение сигнала к шуму, чем оптимальные линейные. В работе
[154] дан анализ оптимального фильтра для последовательности импульсов
со статистическим распределением. В работах [153, 157, 158, 160] рассмотрены
процессы преобразования импульсов с помощью фильтров, параметры кото-
рых зависят от времени.
Положительные результаты, особенно при больших скоростях следования
импульсов, получают с помощью отбора импульсов, а не простого дифферен-
цирования и интегрирования [155, 156].
По мнению авторов работы [159], целесообразный способ выполнения
амплитудных измерений состоит в пропускании сигнала через фильтр с пере-
менными во времени параметрами, выполняющий взвешивание сигналов в со-
ответствии с критерием наименьших квадратов. В работе [161] приведена
схема, с помощью которой получен импульс почти остроконечной формы.
В схеме использован согласованный фильтр, состоявший из линии задержки
с рядом выводов и суммирующего устройства. Улучшение линейности усили-
теля за счет интегрирования площади формы импульса напряжения вместо
измерения его амплитуды предложено в работе [163]. Этот метод также рас-
смотрен в работе [164].
Эффекты наложений. Вследствие статистического распреде-
ления импульсов во времени часто наблюдается наложение двух
или большего числа импульсов, когда произведение частоты сле-
дования импульсов г на величину их длительности, соизмеримо
с единицей. Это наложение импульсов в усилителях приводит
к двум эффектам — увеличению среднего уровня напряжения
и его большой флуктуации. Это видно из того, что перед первым
дифференцированием форма сигнала определяется выражением
t70exp(—причем обычно RC велико и произведе-
нием RCr нельзя пренебречь по сравнению с 1. Поэтому наблю-
дается хорошо известная картина наложения сигналов (см.
рис. 3.21, а), напряжение U(t) флуктуирует около среднего зна-
8 Заказ 199
113

чения UorRC, причем среднеквадратическое отклонение (по ра-
боте [44]) равно
ОС
<ju = r J [(70ехр( — t/RC)H(i)]2dt.	(3.36)
—00
(Так называемая теорема Кэмпбелла (3.36) применима не
только к импульсам, форма которых задается выражением
I70exp(—tlRC)H(t).)
Из соотношения (3.36) получаем
ау = [/0'|//	(3.37)
При обычных значениях RC ~ 200 мксек, г = 50 кгц имеем
rRC 10; среднее напряжение при наложении импульсов
Унго
Рис. 3.38. Флуктуации нулевой линии.
в. 10 раз больше, чем то, которое соответствовало бы амплитуде
единичного импульса Uo, а ви 2,2 UQ. В соответствии с этим
линейная рабочая область усилительных каскадов, предшествую-
щих первой дифференцирующей цепи, должна быть достаточно
большой, так же как необходима хорошая дифференциальная
линейность во избежание флуктуаций усиления, зависящих от
частоты импульсов. В противном случае модуляция усиления
согласно ви увеличила бы шумы и ухудшила энергетическое
разрешение.
Однако в работе [166] показано, что ограничение скорости счета импульсов
обычно связано с основным усилителем и формирующими цепями, а не с пред-
варительным усилителем.
На выходе усилителя, т. е. когда завершено формирование
импульса, его длительность обычно меньше, чем 1/г, поэтому
наложение даже двух импульсов происходит редко. Однако каж-
дый импульс из-за отрицательного выброса колебаний и т. д.
искажает нулевую линию Uuit для последующих случайных
импульсов (рис. 3.38). Так как большинство дискриминаторов
или аналого-кодовых преобразователей измеряют амплитуду
импульсов относительно уровня земли, то это приводит к дис-
персии измеряемых амплитуд импульсов. Следовательно, энер-
гетическое разрешение может испытывать дополнительное
искажение.
114

Определение флуктуаций нулевой линии. Флуктуация нуле-
вой линии иИ.п, т. е. начального напряжения произвольного
импульса, легко поддается анализу при малой вероятности
наложения импульсов (rRC < 1). Обозначим функцию распре-
деления	в виде g(Un.n)- Тогда произведение
£(С7н.л)<Шц.л определяет вероятность того, что смещение нулевой
линии напряжения в интервале от /7н.л ДО Un.n + ^н.л произой-
дет в заданный момент времени; очевидно, она равна
g(Ua.JdU„.„ = rdt,	(3.38)
где г — частота импульсов; dt— интервал времени, в течение
которого напряжение импульса U(t) находится в пределах от
ДО t/u-л + <ШН.Л (рис. 3.39). Обычно интервал dt склады-
вается из двух частей, определяе-
мых краем переднего и заднего
фронтов импульса. Так как
dUu.n=(dU/dt)-dt, (3.39)
то
Я(^.|.л) = г
1
У=ин.л
(3.40)
Рис. 3 39. Анализ флуктуаций ну-
левой линии.
где S — суммирование по всем точкам, для которых U (/) =
= Приблизительное распределение g(UH.n) определяется
Рис. 3 40. Зависимость распределения
g(Us л) при однократном РС-диффе-
ренцировании и РС-интегрировании
для импульсов с частотой г, амплиту-
дой Ua (45].
ного интегрирования, а также
делением амплитуды импульса
Uo на малые приращения AU0,
нахождением соответствующих
А/ и подстановкой их в форму-
лу (3.38) [45].
Подсчет функции g(UH.n)
обсуждается в работах [46, 47].
В работе [45] рассчитано и эк-
спериментально подтверждено
распределение g(t/H.л) для им-
пульсов, полученных различны-
ми методами: 7?С-дифференци-
рования, однократного RC-
дифференцирования и инте-
грирования, двукратного диф-
ференцирования и однократ-
методом дифференцирования с
помощью линии задержки.
Результаты этих авторов для распределения §({7ПЛ) импуль-
сов, полученных однократным и двукратным /?С-дифференцйро-
ванием тд = ти = т, и однократного интегрирования приведены
на рис. 3.40 и 3.41. Как видно из кривых, для малых значений г%
распределение g(Un]l) сохраняет форму б-функции при (7„, = 0,
8*
115

т. е. нулевая линия не смещается. Для г% 0,1 многие импульсы
перекрываются и высота кривой g(0) уменьшается. Из-за плос-
кой вершины импульса при U = Uo значение dt особенно велико
и g(UH.n) имеет небольшой максимум при UaJt= UQ (см.
рис. 3.40). Другой максимум появляется при значении UH.„, рав-
Рис. 3.41. Зависимость распределения g(UK л) для
импульсов, полученных двукратным 7?С-дифферен-
Рис. 3.42. Спектр совпадений сигналов прове-
рочного импульсного генератора и статистиче-
ски распределенных сцинтилляционных им-
пульсов источника 137 Cs [30].
ном амплитуде отрицательного выброса, т. е. при &
« —0,3 Uo (см. рис. 3.41).
При определении амплитуды импульса С/Н.л входит в каче-
стве аддитивной ошибки, поэтому легко показать, что функция
распределения g(Ua.n) непосредственно описывает форму пика
моноэнергетического сигнала. На рис. 3.42 показан спектр
совпадений сигналов импульсного тест-генератора и статистиче-
ских сцинтилляционных импульсов от источника 137Cs со скоро-
стью счета 114 кгц [30]. Действительная амплитуда контрольных
116

импульсов обозначена Ui; амплитуда Un, соответствующая фото-
пику от 137Cs, равна Un = Ui/5. Импульсы имели симметричную
биполярную форму, показанную на рис. 3.37. Форма спектра явно
повторяет график функции распределения g(UH.x) (см. рис. 3.41).
Однако вследствие симметрии импульса оба максимума, соот-
ветствующие положительному и отрицательному выбросам
(±Un), смещены симметрично относительно главного пика Ut.
На рис. 3.40 и 3.41 видно влияние суммарных эффектов на
форму пика для различных значений г%. Если заданы макси-
мальная частота импульсов и максимальные допустимые иска-
жения спектра, то можно оценить максимальную длительность
импульса и наибольшую постоянную времени т. В отличие от
случая моноэнергетических сигналов с амплитудой Uo или про-
стого амплитудного спектра с одним пиком в общем случае
рассчитать g(U„.„) становится очень сложно. Однако можно
экспериментально оценить £((/п.л), периодически суммируя
выходное напряжение усилителя С/н.л(0 с короткими эталонны-
ми импульсами длительности б<т, полученное 'распределение
амплитуд эталонных импульсов точно соответствует g(Un.n) (48].
В работе [48] приведен метод расчета коррекции данных на ЦВМ изме-
ренного реального амплитудного спектра на явления наложения импульсов
с известной функцией распределения g(Utn). В работе {165] дан подробный
анализ явлений, связанных с наложением импульсов.
Схемы, исключающие наложения импульсов. Такие системы
описаны многими авторами [49—53, 166—169]. Самая простая
система очевидно, приведена в работе (52]. Частоту исследуемых
событий измеряют вспомогательным детектором. Если эта часто-
та превосходит некоторый заранее выбранный предел, то
основная измерительная система отключается.
По методике работы [49] входной сигнал дифференцируется
и измеряется в простой схеме совпадений числом продиф-
ференцированных импульсов за время проинтегрированного
импульса напряжения. Сигналы, содержащие две или большее
число быстрых компонент, исключаются с помощью линейного
пропускателя.
В работе [51] приведено устройство (рис. 3.43), в котором
одновибратор включается быстрым токовым сигналом или про-
дифференцированным медленным сигналом напряжения. Выход-
ные импульсы постоянной амплитуды и длительности интегри-
руются в соответствии с длительностью т медленных импульсов
напряжения. Если два или большее число импульсов появляется
в пределах интервала времени т, то интегрируемые импульсы
накладываются и пусковой уровень дискриминатора оказывается
превзойденным. Выходной импульс с дискриминатора управляет
линейным пропускателем, который исключает такие сигналы.
Медленный сигнал должен быть задержан в соответствии с вре-
менем импульса в детекторе.
117

Авторы работы [53] предлагают проверить наложение прямо-
угольных импульсов, сформированных с помощью линии за-
держки, измерением их длительности около нулевой линии. Если
эта длительность больше известной нормальной величины, то
такой импульс возникает в результате наложения по крайней
мере двух событий, и он исключается с помощью пропускателя.

Чнте<
то/
4исхри-\ Выход
нинаяюр °
Входной
сигнал
выход 0 в
Выход интегра-
тора
Выход дискримиг.
натооа.'
Рис 3.43 Структурная схема для исключения суммар-
ных импульсов [51].
Рис 3 44 Влияние перегрузки на форму униполярного
импульса.
Перегрузочная характеристика. Очень часто приходится ис-
следовать небольшие сигналы на фоне значительно больших
импульсов, которые невозможно устранить, например измерение
слабых у-квантов, изотопов, испускающих одновременно
у-кванты большой энергии. Если величина усиления установлена
в соответствии с малыми сигналами, то усилитель будет пере-
гружаться большими импульсами из-за ограниченности линейной
области.
Характерная форма перегружающего униполярного импуль-
са показана на рис. 3.44. Амплитуда перегружающего импульса
ограничена нелинейностью усилителя, медленный задний фронт
первоначального импульса непропорционально усиливается
(по сравнению с ограниченной амплитудой импульса), что рас-
ширяет импульс. Любой небольшой отрицательный выброс
118

первоначального импульса также слишком непропорционально
усиливается (точка X). Нулевой уровень £7Н Л = 0 достигается
после импульса лишь по прошествии времени, соответствующего
нескольким постоянным времени соединительных цепей, и пра-
вильная работа усилителя нарушается на несколько десятков
и даже сотен нормальных длительностей импульса.
Эти отрицательные эффекты могут быть усилены еще боль-
ше, если входное сопротивление усилительных каскадов изме-
няется во время перегрузки (например, за счет перевода потен-
циала сетки лампы в положительную область или возрастания
тока базы триода). В этих случаях переходные конденсаторы
заряжаются быстрее, чем будут разряжаться.
Если принять указанные ниже меры предосторожности, то
можно избежать перегрузки усилителя или по крайней мере
ограничить ее. Для этого выбранная форма импульса не должна
иметь широкого основания. Поэтому следует избегать импульсов
с длительным экспоненциальным спадом. Лучше всего исполь-
зовать импульсы, сформированные с помощью линии задержки
или приведенные на рис. 3.31. Импульс не должен давать отри-
цательного выброса. Любой выброс должен быть небольшим,
так, чтобы он оставался в пределах линейной области усилителя
даже при максимальной перегрузив, для того чтобы при после-
дующем вторичном дифференцировании могла быть восстанов-
лена нулевая линия. Входное сопротивление усилителя не дол-
жно изменяться во время перегрузки.
Неперегружающиеся схемы. В работе [54] рассмотрены
дифференциальные усилительные каскады с общей катодной
нагрузкой, в которых ни одна из ламп не попадает в область
сеточных токов, поэтому при перегрузке входное сопротивление
сохраняется постоянным. Транзисторный аналог такой схемы —
дифференциальный усилитель с общей эмиттерной нагрузкой,
приведенный на рис. 3.45,— рассмотрен в работе [55].
Положительные и отрицательные перегружающие сигналы
закрывают один из транзисторов SP8303 и, следовательно, не
влияют на сопротивление в точке X.
Как показано в работе [32], биполярный сигнал должен всегда
усиливаться линейно, так как перегрузка может нарушить
симметрию сигнала, смещая нулевую линию. В усилителях
с двукратным дифференцированием реальная перегрузка с воз-
никающим вследствие этого ограничением амплитуды должна
происходить непосредственно перед второй дифференцирующей
цепью, а следующие каскады не должны перегружаться уже
ограниченным биполярным импульсом. Линейную область пер-
вой усилительной части выбирают значительно большей, чем
требуется, а ограничение амплитуды до известного максимума
выполняют в специальном ограничителе. На рис. 3.45 таким огра-
ничителем является диод SX68, ограничивающий амплитуду
отрицательного импульса.
119

+256
Рис. 3.45. Схема усилителя, устойчивого к пере-
грузкам [55].
/г
J-------
Рис. 3.46. Принцип работы диодного ограничителя напряжения.
Рис 3 47. Принцип работы диодного ограничителя тока.

Ограничители. Идеальный ограничитель должен быть линей-
ным в области пропускания, а ограничение должно происходить
резко после достижения входным напряжением заданного
предела. На рис. 3.46 показаны схема и характеристика диодного
ограничителя напряжения. Резистор R = 1 : 10 ком. Линейная
область ограничителя простирается до напряжения порога Ua.
Однако максимальная выходная амплитуда t/вых выше на
0,3 -ь 0,5 в из-за соответствующей формы характеристики диода,
и, следовательно, переход между линейной областью и насыще-
нием будет постепенным. В работе 156] показано, что обычный
полупроводниковый диод более подходит для ограничителей
тока, так как высокое выходное сопротивление источников тока
делает диодную характеристику фактически линейной. Принцип
действия ограничителя тока показан на рис. 3.47. Здесь /п — ог-
раничивающий или пороговый ток; до тех пор пока /вх < /и,
разность токов /вх — /п направляется от усилителя тока через
диод Д%. Как только входной ток увеличивается до /вх > Ль то
разность токов меняет направление и течет на землю через диод
Дь Аналогичная схема диодного ограничителя тока приведена
в работе [23], а принцип действия транзисторного ограничителя
тока — в работе [25].
На рис. 3.31 показаны формы нормального импульса без перегрузки,
а также форма импульса при 500-кратной перегрузке [30]. Так как обратный
выброс отсутствует, то нулевой уровень в такой схеме восстанавливается
мгновенно после спада напряжения, и время нечувствительности усилителя
отличается от длительности корнеального импульса в^его в два раза.
Для предотвращения перегрузки усилительной системы в работе [57] ис-
пользован вспомогательный дискриминатор, измеряющий амплитуду входного
импульса. Любой импульс с амплитудой, большей некоторой заранее выбран-
ной величины, закрывает линейный пропускатель. Поэтому в усилитель по-
падают лишь импульсььс малой амплитудой.
Практика и особенности конструирования усилителей. Для
получения оптимальных результатов с различными детекторами
требуются соответствующие формирующие схемы или по край-
ней мере различные постоянные времени формирования, поэтому
предварительные усилители (или, при переменных частотах
следования импульсов, современные основные усилители) дол-
жны обладать значительной степенью «гибкости». Это особенно
существенно при работе с полупроводниковыми детекторами:
без подбора оптимальных параметров системы, формирующего
импульса нельзя использовать потенциально высожэе энергетиче-
ское разрешение детектора.
Часто отдают предпочтение системе усилительных модулей
с заменяемыми пассивными или активными [8] формирующими
элементами вместо фиксированных параметров. Арбел [15]
использует термин «ядерный вычислитель», имея в виду систему,
которая может быть запрограммирована в соответствии
с проводимым экспериментом.
121

В современных усилителях с формированием импульса
с помощью /?С-цепей выбор постоянной времени дифференци-
рующей или интегрирующей цепи осуществляется с помощью
переключателя на передней панели [58] или формирующая цепь
выполняется в виде заменяемой вставной ячейки [30].
Формирование импульса с помощью линии задержки огра-
ничивает возможности простого изменения длительности импуль-
са. В работе [59] рассмотрен усилитель, в котором формирование
может осуществляться /?С-цепью или линией задержки.
Рекомендуется все основные сигналы (входной сигнал ос-
новного усилителя, выходной сигнал с первой дифференцирую-
щей цепи и т. д.) выводить на специальные контрольные гнезда,
Одна точка дня цепи
корпуса детектора
Рис. 3.48. Малошумящая схема соединения предвари-
тельного усилителя с усилителем с помощью двужиль-
ного экранированного кабеля
Одна точка для цепи
корпуса усилите-
ля и кабеля
расположенные на передней панели так, чтобы правильность
работы усилителя можно было проверять с помощью осцилло-
скопа.
Если приходится применять чувствительные усилители при высоком уров-
не внешних шумов, то входной каскад основного усилителя желательно вы-
полнить в виде дифференциального усилителя, а сигнал от предварительного
усилителя вести с помощью двужильного экранированного кабеля (рис. 3.48)
[9]. В первом приближении шумы, индуцируемые в заземленном проводнике,
компенсируют шумы, наведенные в проводнике сигнала. Резисторы
Rc и /?н служат для согласования сопротивлений предварительного усилителя
и кабеля. Практически R* устанавливается в соответствии с минимальными
наводимыми помехами. Расчет входного дифференциального каскада приве-
ден в работе (30].
Усилители с переменным коэффициентом усиления. В усили-
тельных системах с замкнутой цепью стабилизации выходной
сигнал стабилизатора должен управлять усилением (или ослаб-
лением) усилительного каскада. Так как любой управляющий
элемент неблагоприятно влияет на линейность усилителя, то
полное усиление часто изменяют за счет регулирования напря-
жения детектора. Это возможно только при использовании
сцинтилляционных и пропорциональных счетчиков, но не полу-
проводниковых детекторов. Более того, изменение напряжения
122

фотоумножителя также влияет на задержку сигнала. Принцип
действия замкнутой цепи стабилизации рассмотрен в разд. 2.5.
Коэффициент усиления можно изменять переменным сопро-
тивлением в делителе напряжения, находящегося в цепи сигнала
или в цепи обратной связи. Потенциометр с серводвигателем
может быть хорошим решением задачи, хотя быстродействие
такой системы не очень велико и необходимые прецизионные
механические детали дороги. Часто в качестве переменного со-
противления используют, по предложению Марлова [60], рей-
зистор. Этот элемент состоит из светочувствительного сопротив-
ления и источника света, помещенных в общий кожух, например
Рис. 3.49. Схема усилителя с переменным коэффициентом
усиления на рейзисторе СКИ04 [61].
от обычного транзистора. Сопротивление фоточувствительного
элемента зависит от интенсивности света и, следовательно, от
напряжения, приложенного к источнику света (небольшая лам-
па накаливания). На рис. 3.49 показана схема аттенюатора на
рейзисторе типа СКП04 [61]. Некоторые детали оригинальной
схемы опущены.
Номинальное сопротивление рейзистора 5,6 ком-, постоянное
сопротивление 5,6 ком позволяет установить управляющее на-
пряжение в соответствии с номинальной аттенюацией. Следует
принять меры предосторожности, чтобы через фотосопротивле-
ние не проходил постоянный ток, иначе оно нагревается
и изменяет свою величину. Окружающая температура должна
поддерживаться постоянной.
Вместо рейзисторов используют термосопротивление NTC
с внешним нагреванием, например тип Thernewid F73*. Не-
смотря на малое быстродействие сопротивлений NTC и рейзи-
стора (порядка нескольких десятков миллисекунд), они нашли
применение.
* Сименс и Гальске, ФРГ.
123

Сопротивление NTC можно непосредственно нагревать
управляющим током, если они соединяются с делителем напря-
жения сигнала через разделительный конденсатор. Любую ма-
ленькую лампу накаливания можно Использовать в качестве
элемента, зависящего от температуры. Однако температурный
коэффициент в этом случае положителен. В работе (62] приведе-
ны схемы с различными лампами, например с лампой GE344,
имеющей сопротивление 300 ом при управляющем токе 3 ма. Ее
сопротивление возрастает до 1200 ом при 25 ма. Эта лампа через
Вх
-12в
Рис. 3.50. Схема для изменения коэффициента усиления
с помощью лампы накаливания GE344 {62].
емкость 22 мкф присоединяется параллельно эмиттерному со-
противлению двухкаскадного усилителя с обратной связью
(рис. 3.50).
Изменение ее сопротивления влияет на коэффициент обрат-
ной связи. Дифференциальная нелинейность схемы менее 0,04%;
максимальное изменение усиления ±20%, а линейная область
входных напряжений ± 1 в. Тепловая постоянная времени около
80 мсек.
Если требуется постоянное время нарастания сигнала, переменный эле-
мент линейного усилителя с регулируемым коэффициентом усиления должен
находиться за пределами Цепи обратной связи {170].
В качестве управляющих элементов используют полевые
транзисторы; такие аттенюаторы обладают значительно боль-
шим быстродействием с постоянной времени около 10 мксек [62].
В работе [63] рассмотрен чувствительный к заряду предваритель-
ный усилитель, параметры которого можно изменять с помощью
диодного варикапа, составляющего часть емкости в цепи обрат-
ной связи. Управляющее напряжение, подаваемое на этот диод,
меняет интегрирующую емкость.
124

3.2.	АРИФМЕТИЧЕСКИЕ ОПЕРАЦИИ С АНАЛОГОВЫМИ СИГНАЛАМИ
Очень часто необходимо получить данные в форме резуль-
татов арифметических операций с различными измеряемыми
параметрами. Например, идентификация частиц с различными
массой-и зарядом с одновременным измерением полных энерге-
тических потерь W и dW/dX. Обе эти величины представлены
аналоговыми сигналами, поэтому можно проводить арифмети-
ческие операции.
Конечно, амплитудную информацию до проведения арифметических опе-
раций можно получить в дискретном представлении и затем проводить под-
счеты с помощью быстрых цифровых машин па линии или после проведения
эксперимента («без линии»). Однако оба устройства более дороги, чем простая
аналоговая счетная система. Если даже точность аналоговых подсчетов недо-
статочно велика и осуществляется последующая обработка данных, предпоч-
тительно проводить сразу дополнительное аналоговое преобразование, чтобы
получать результаты в любое время *.
Применяемая при этом техника соответствует технике анало-
говых вычислительных мащин. В некоторых случаях арифмети-
ческие операции с амплитудами
вызывают некоторые дополни-
тельные специфические труд-
ности.
Эксперименты, подтверждаю-
щие преимущества аналоговой
обработки измеряемых данных до
их цифровой обработки, описаны
в обзоре [64].
Операционные усилители. Для
очень коротких импульсов
/?
Рис. 3.51. Принцип дейст-
вия операционного усили-
теля
выполнения математических операций подходящим элементом
является усилитель с параллельной цейыо обратной связи. Если
в качестве входного сигнала выбран ток, то, рассматривая опе-
рационный усилитель как преобразователь импульсов тока в им-
пульсы напряжения, легко определить его принцип действия
(рис. 3.51).
И М6€М
laRIA(\+A).	(3.41)
Полагая А -* <х>, получаем
^ВЫХ—	(3.42)
Сопротивление в точке X равно
Rx = /?/(! +4)	(3.43)
При А оо Rx становится равным 0 (т. е. Rx <С R). Из-за
очень низкого сопротивления в точке X ее часто называют <вир-
* Кроме того, при простых операциях быстродействие подобной обработки
много выше. Это позволяет увеличить входные загрузки, что считается ос-
новным преимуществом такой методики.— Прим. ред.
125

туальной землей». Если к этой точке присоединен более чем один
генератор тока, то токи складываются по закону Кирхгофа. Та-
ким образом, сложение сигналов должно производиться преоб-
разованием их в токи, текущие к точке х.
Сопротивление R — это элемент обратной связи с чрезвычай-
но простым соотношением между током / и напряжением U,
а именно U = RI. Если вместо R используется элемент с вольт-
амперной характеристикой U = Ь(1), то выходное напряжение
равно
^вых=— Ь(1М)А1(1+А),	(3.44)
и при А оо имеем
—Ь(1ВХ).	(3.45)
Функция 'Ь может представлять собой любой зависящий от
времени оператор (например, ~djdt, ~ j df и т. д.) или любую
не зависящую от времени функцию (экспоненциальную, логариф-
мическую, квадратиче-
скую, кубическую и т. д.).
Входной сигнал часто
представляет собой на-
пряжение, поэтому его не-
обходимо превратить в
ток. Самый простой спо-
соб такого преобразова-
ния состоит в использо-
Рис. 3.52. Операционный усилитель с компо-
нентами общего вида а и Ь.

вании омического сопро-
тивления (например, R\ на рис. 3.5). Однако это преобразование
можно осуществить и с помощью схемного элемента, имеющего
вольт-амперную характеристику U = а(1). Следовательно, в об-
щем случае схема состоит из двух элементов а и b и усилителя —
А (рис. 3.52).
Обозначая потенциал точки X через Ux, получаем [7ВЫХ =
= —A Ux. Токи, протекающие через а и Ь, одинаковы (7). Так как
UBX — Ux = а(1) и Ux — t/вых = &(/), то справедливо следующее
уравнение:
b~l (- U^-U^JA) = а~1 (Um + UBba/A),	(3.46)
где I = a~'(U) и I = b~l(U) —функции, обратные зависимо-
стям а и b соответственно. Однако в приближении А -* оо
и^=-Ь\аГ\ит].	(3.47)
При соответствующем выборе компонент а и b можно исполь-
зовать различные функциональные соотношения между UBI,IX
и UBX. Некоторые из них приведены в табл. 3.2.
Приведенные в табл. 3.2 соотношения UBBIX и UBX справедли-
вы в приближении А 3> 1, которое является основной характе-
126

Т аблица 3.2
Различные операционные усилительные схемы
*2 ° Л ПЪ~! г ^вх	^виХ	у	J*l.y ивых	g UBX	Усилитель, умножение на постоянную вели- чину
R R	_	^ВЫХ = 	^BX-	Инвертор
С Vfx	и!ых	1 +<ю ^вых= D<1 ( ^BX X Ab J —co X.(t')dt'	Интегратор, длитель- ность сигнала « /?С(1 + А)
R с ГЕ’3-! о Д-Д-^>Д-о Ufax	d UBUX=-RC — Un{t) at	Дифференцирующая цепь, длительность сигнала »/?С/(1+Л)
R ^jpEn R %5	Ufa*	^ВЫХ ~ (^Bxl "Ь Щх2 4~ + ^вхз)	Сумматор
R/a R sesil	^ВЫХ =	(a^BXl + + W^BX2 + C^pxs)	Линейная комбинация
^/for /? 1 %	Utvx	uBX U«xx=~UB^-^ K* Q	Логарифмический прео- бразователь
R /ЮГ Г0"] <Ч>й-Ш>4-о "ix	Ufax	/L'bx \ ^вых = Я/(ехрГ — j \ L'o /	Антилогарифмический ^преобразователь

рцстикой при использовании операционных усилителей. Точное
соотношение между ивых и UKX можно получить из (3.46) при
подстановке действительных функций а-1 и Ь~1. Уравнение (3.46)
остается справедливым и для лапласовых изображений
^вых(р), и*Лр)- Зависящие от времени операторы а и & превра-
щаются в алгебраические выражения, представленные перемен-
ной р, и уравнение (3.46) легко решить.
Арифметические операции с амплитудами импульсов. Дейст-
вительная аналоговая информация заключена в амплитуде им-
пульса, т. е. в значении его напряжения или тока. Поэтому два
импульса, которые объединяются в аналоговой счетной системе,
должны быть строго одновременными. Синхронность сформиро-
ванных с помощью /?С-цепей импульсов, которые проходят путь
сигнала с различным временем распространения, не может быть
гарантирована, поэтому до арифметической операции импульсы
подвергаются формированию в удлинителе импульсов. Плоская
вершина растянутых импульсов должйа быть больше, чем мак-
симально возможное различие в задержках импульсов.
Обычно используются импульсы длительностью несколько
микросекунд.
На рис. 3.53 показана упрощенная структурная схема каска-
да, выполняющего операцию деления. Входные импульсы А и В
сначала формируются в удлинителях У. Выходной сигнал каска-
да, осуществляющего деление, пропорционален отношению мгно-
венных значений входных сигналов. Выходной сигнал имел бы
форму, показанную па рис. 3.53 (пунктир на последней эпюре),
если бы растянутые входные импульсы А' и В' подавались не-
посредственно на каскад деления. Так как В' для примера за-
держан относительно А', то деление А': В' сначала дает слиш-
ком высокую величину, которая уменьшается до правильного
значения A/В только после того, как оба импульса достигнут
своих плоских вершин.
Чтобы избежать выброса, предварительно формируется стро-
бирующий импульс С системой совпадений СС и одновибрато-
ром ОВ.
Импульсы А' и В' подаются на каскад-деления через линей-
ные пропускатели ЛП, которые управляются стробирующим им-
пульсом С. Стробирующие импульсы, ограничивающие арифме-
тические операции на время, в течение которого сигналы имеют
плоские вершины, используются и при других арифметических
операциях. Некоторые схемы (например, логарифмический пре-
образователь) перегружаются отрицательными сигналами UBX.
Стробирующий импульс не позволяет появляться таким выбро-
сам или частям импульсов ложной полярности и проходить на
следующую часть схемы. Помимо внутренних стробирующих сиг-
налов, генерируемых в самой схеме, используются и внешние
задающие импульсы. Более того, выбор условий для генерирова-
ния этих импульсов может быть сделан более требовательно так,
128

чтобы арифметическая операция осуществлялась лишь для зара-
нее выбранных пар или групп импульсов.
Практические схемы. Обычно умножение и деление выпол-
няют сложением или вычитанием логарифмов первоначальных
сигналов, которые формируются в логарифмических преобразо-
вателях ЛП. Если необходимо, то результат (который сам яв-
ляется логарифмическим) может быть линеаризован в антило-
гарифмическом преобразователе (АЛП). Однако выполнить
схему со строго логарифмическими характеристиками трудно.
Рис. 3.53. Схема синхронизации арифметических опе-
раций с помощью стробирующего импульса С.
Схемы, использующие логарифмические компоненты. Неко-
торые вакуумные лампы, пентоды и диоды имеют примерно ло-
гарифмические характеристики [65], однако использование ма-
леньких полупроводниковых элементов, не требующих нагрева,
обладает некоторыми преимуществами. Учитывая только диффу-
зионный ток в полупроводниковом диоде, согласно теории Шок-
ли [66] имеем
/ = /н[ехр(е£//ЛТ)—1],	(3.48)
где /н— постоянный обратный ток насыщения. При прямом на-
пряжении, т. е. U —kT/e ~ 25 мв, и комнатной температуре
членом (—1) можно пренебречь, и тогда зависимость / от U
становится чисто экспоненциальной. Некоторые авторы исполь-
зуют полупроводниковые диоды в качестве логарифмических
9 Заказ 199
129

элементов (67—69]. Однако справедливость соотношения (3.48)
ограничена одной или двумя декадами, так как диффузионный
ток — это только одна из компонент тока [70].
В работе [71] указано на применение р — n-перехода транзи-
стора между базой и эмиттером, который имеет логарифмиче-
скую характеристику в интервале более чем двух токовых декад.
Хотя эмиттерный ток транзистора состоит из различных компо-
нент, все, кроме одной, текут в направлении базы, и лишь диффу-
зионный ток направлен к коллектору. В предположении (7к_б=0
возможна чрезвычайно точная логарифмическая зависимость
1}ык=3,5ма
-----lh
R
0^2.5ма
и/1-преобразо-\ линейный
Ватель | пропуска-
тель
+25В
1д=25мка
Дг
логарифмический
преобразователь
2N2219 6 охлаждаемом
блоке
~\_Хо+~12О мВ
~°ицых

~^о
Рис. 3.54. Принцип работы логарифмического преобразователя [64].
коллекторного тока 1К от напряжения между эмиттером и базой
С/б-э на протяжении девяти Декад [64]. Эта зависимость была ис-
пользована в работах [72—74, 64], а также в работе [17] для по-
строения логарифмических и антилогарифмических преобразо-
вателей.
В логарифмических 'преобразователях «логарифмический»
транзистор используется в цепи обратной связи операционного
усилителя, при этом база заземляется, а коллектор «присоеди-
няется» к входной виртуальной земле для того, чтобы выполня-
лось условие UK-n ~ 0 [72]. Упрощенная схема логарифмическо-
го преобразователя [64] показана на рис. 3.54. С помощью пере-
менного сопротивления начальный ток /о (около 25 мка)
кремниевого плоскостного транзистора 2N2219 устанавливается
для работы в логарифмической области I/U вольт-амперной ха-
рактеристики. В этом случае выходная амплитуда [7ВЫХ равна
— 1g	(3.49)
е \ /
130

где I — входной ток логарифмического преобразователя. Для
того чтобы 17вых было пропорционально lg ((7ВХ), сумма токов
(7 + /о) должна быть пройорциональна t/BX. Поэтому напряже-
ние 7/вх сначала уменьшается на постоянную величину Ео,
UBI— Ео преобразуется в ток I с коэффициентом преобразова-
ния 1/R, а Ео выбирают так, чтобы Eo/R = 10. При этих условиях
<зи>
Диоды Д1 и Дг составляют линейный пропускатель, подроб-
но рассмотренный в разд. 3.4.
Логарифмический преобразователь (см. рис. 3.54) работает
удовлетворительно только при положительных входных сигна-
лах и должен быть защищен от отрицательных напряжений 7/вх.
Рис. 3.55. Принцип работы логарифмического преоб-
разователя для входных импульсов двух полярнос-
тей (72].

В работе {72] использовали схему (рис. 3.55) для сигналов поло-
жительной и отрицательной полярностей. Сигнал на выходе этой
схемы пропорционален lg(17BX/t/o), имея противоположную по-
лярность.
Постоянная Uo — kT/e в уравнении (3.49) или (3.50) является
функцией температуры, следовательно, коэффициент преобразо-
вания этих систем зависит от температуры. Таким образом, ло-
гарифмический транзистор должен поддерживаться при посто-
янной температуре, например с помощью небольшого элемента
Пельтье [74].
На рис. 3.56 показан принцип действия антилогарифмического
преобразователя. Амплитуда на выходе этой схемы равна
-Um = IonR [exp(et/BX/^7) -1 ].	(3.51)
Рабочая точка транзистора поддерживается при токе 10п- Вы-
ходное напряжение ивых отличается от экспоненциального на
величину /?/оп. Следовательно, в точку X на время продолжи-
тельности сигнала необходимо ввести корректирующий ток 1К =
= —/оп. Вместо введения дополнительного генератора тока /к
можно на время длительности сигнала прервать опорный ток 1оа.
9*
131

Ток /оп должен протекать через логарифмический транзистор, поэтому
входное напряжение	= —1/в_» будет отрицательным. Ток течет через
транзистор, а не через операционный усилитель при условии 1/ВЫх = О (точ-
ка X). Следовательно, уровень входного напряжения удобно контролировать
с помощью замкнутой петли обратной связи, обеспечивающей это условие.
Авторы работы (64] используют логарифмический транзистор в схеме
включения с общим эмиттером и нагрузочным сопротивлением в коллекторной
цепи. Очевидно, условие J7K_e = 0, введенное Патерсоном (3.72) для лога-
рифмической работы транзистора, в таком случае не является строгим.
Рис. 3.56. Принцип работы антилогарифмического
преобразователя.
В уравнениях (3.49) и (3.51) множитель kT/e одинаковым
образом зависит от температуры. Поэтому, помещая должным
образом все логарифмические транзисторы в один и тот же ох-
лаждающий блок, можно исключить локальные температурные
неоднородности и выравнять шкалы логарифмического и анти-
логарифмического преобразователей.
Аппроксимирование логарифмических характеристик с помо-
щью нелинейных делителей напряжения. В операционных схе-
мах используют также аппроксимирование логарифмических или
любых других функций с помощью характеристик в виде ко-
ротких линейных сегментов. Например, на рис. 3.57 приведена
предложенная Велином [75] схема, аппроксимирующая функцию
t/вых = (5 в) 1g С7вх/1 в.
Когда входное напряжение t/BX повышается, все большее чис-
ло диодов начинает проводить ток, входное сопротивление Ri
нагружается сильнее и характеристика (/вых (t/BX) становится
более пологой. При соответствующем подборе величин сопро-
тивлений она может быть сделана почти логарифмической. Ана-
логичная схема с одинаковыми сопротивлениями в каждом кас-
каде приведена в работе [76]. Псевдологарифмический усилитель,
в котором постепенная нелинейная аттенюация осуществляется
с помощью ограничителей, помещенных между отдельными уси-
лительными каскадами, сначала перегружает последний ограни-
132

читель, затем предпоследний и т. д. рассмотрен в работе [77].
Мощный диодный функциональный генератор приведен в рабо-
те [172].
Рис. 3.57. Аппроксимирование логарифмической характе-
ристики с помощью диодного функционального генератора
(75].
Умножение
dU и и
dt и*ив
Рис. 3.58. Функциональные схемы умножения и деления
с использованием амплитудно-временной трансформации.
Умножение и деление с помощью нелогарифмических элемен-
тов. Другая возможность осуществления умножения двух им-
пульсных амплитуд или их деления состоит в использовании
амплитудно-временного преобразования (рис. 3.58). Для умно-
133

жения один из импульсов (амплитудой UA) превращается в ам-
плитудно-временном преобразователе АВП в импульс стандарт-
ной амплитуды и длительности t ~ UA. Второй импульс (ампли-
тудой Ub) превращается в линейно нарастающий с наклоном
dUldt ~ UB, например с помощью удлинителя У и интеграто-
ра И. Линейный пропускатель ЛП ограничивает длительность
нарастающего импульса до величины t.
Таким образом, амплитуда выходного пилообразного импуль-
са	~ UAUB становится пропорциональной произве-
dt
дению UaUb-
В схеме деления также создают линейно нарастающий им-
пульс с наклоном dUfdt UB. Дифференциальный дискримина-
тор Д сравнивает напряжение линейно нарастающего импульса
с напряжением UA растянутого импульса и определяет момент
времени t, когда эти напряжения становятся равными. Так как t
пропорционально UА/-^UA/Uв, то теперь остается только
dt
преобразовать этот интервал времени в амплитуду Н выходного
сигнала с помощью преобразователя В АП Н ~ t ~ UAIUB-
Схемы умножения, основанные на указанном принципе, рассмот-
рены в работах (78, 79]; схемы деления приведены в работах
[80—82]. Получение логарифмов сигналов с применением ампли-
тудно-временного преобразования и импульсов экспоненциаль-
ной формы (созданных соответствующими ЯС-цепями) приведе-
но в работе [83].
Полевые транзисторы — это полупроводниковые устройства, работающие
с основными носителями тока. Сопротивление канала полевого транзистора —
обратная функция напряжения на управляющем электроде-затворе. Следова-
тельно, ток в цепи канала пропорционален произведению напряжений, прило-
женных к каналу и затвору. Эта зависимость может быть использована для
умножения сигналов. В работе [84] приведено умножающее устройство на
полевом транзисторе, в котором для улучшения линейности применена мосто-
вая схема включения. Получение линейного умножения с помощью полевых
транзисторов при введении соответствующей обратной связи разобрано
в работе [85].
Схема умножения на полевых транзисторах приведена также в работе
[173]. Применение транзистора с двумя эмиттерами типа 3N64 (такие транзис-
торы обычно используются в схемах электронных затворов) в качестве умно-
жающего элемента рассмотрено в работе [86].
Согласно данным работы [87], можно получить параболическую характе-
ристику, подавая сигнал на сетки gt и gi гептода, если на них имеется соот-
ветствующее смещение. В работе (88] приведена одна нз первых умножаю-
щих схем, где использовалось равенство
(4 +В)2— (А — В)2 = 4АВ.	(3.52)
Квадрат суммы сигналов и разности формируется в специальных лампах
QK-329 с квадратическими характеристиками.
Более простая схема для аппроксимирования формулы (W + AIF)*1— W*,
применяемой при идентифицировании частиц, приведена в работе [174]. Опе-
рационный усилитель может линеаризовать нелинейные данные, если его ха-
рактеристика обратно пропорциональна нелинейности этих данных [89].
134

Подобное обстоятельство можно использовать для линеаризации соотно-
шения между энергией и амплитудой сигнала в детекторе с нелинейной ха-
рактеристикой. Однако нелинейные усилители искажают форму и амплитуду
импульсов (90].
3.3.	ДИСКРИМИНИРУЮЩИЕ ИЛИ ПОРОГОВЫЕ УСИЛИТЕЛИ
При использовании полупроводниковых детекторов с большим
разрешением (или в других аналогичных случаях) иногда необ-
ходимо растянуть часть амплитудного спектра на весь диапазон
многоканального анализатора. В таких случаях используются
пороговые усилители. Коэффициент усиления такого усилителя
равен нулю для сигналов, амплитуды которых меньше некоторо-
го определенного уровня Unov, и возрастает (обычно в несколько
раз) для (/вх > t/пор- Характеристика усилителя для [/BI > UBop
должна быть по возможности линейной.
Линейная область характеристики порогового усилителя со
стороны больших амплитуд входных импульсов также ограниче-
на из-за присущих усилителю нелинейностей (отсюда название
усилитель с окном) *. Однако.верхняя граница не так резко вы-
ражена, как [/пор- На рис. 3.59 приведена схема с диодом, на ко-
Рис. 3.59. Схема диодного дискриминатора.
торый подано отрицательное смещение £/ПОр- Через схему прохо-
дит только та часть импульса, которая соответствует напряже-
ниям, большим (/пор- Вследствие экспоненциальной формы
характеристики диода (3.48) переход в проводящее состояние
происходит постепенно.
На рис. 3.59 показана также зависимость (/ВЫх от (/вх. Точка
излома характеристики смещена относительно нуля на величину
напряжения (/‘х. Входные импульсы с амплитудами порядка
2(/*х проходят через цепь, но передача еще нелинейна.
Состояние диода зависит от величины нагрузочного сопротивления /?н:
диод закрыт, если его динамическое сопротивление гл RK, и приводит ток,
если Гд «С Rn- Следовательно, точка излома соответствует гд « RH. Из урав-
* Более правильный термин — «дискриминирующий усилитель» или «уси-
литель-дискриминатор», но так как верхний порог обычно связан с амплитуд-
ным ограничением, то фактически устанавливается один нижний порог, по-
этому более правильный термин — пороговый усилитель. Кроме того, рас-
пространен термин — щелевой усилитель.— Прим. ред.
135

нения (3.48) имеем
гл= dU ld.1 = kTje(I—/но),	(3.53)
что при гд « /?„ дает
, ьт / kT	\
Un~------ 1g —D"T- + 1 ) -Ян4о-	(3.54)
е \	е кя1 но	/
Из-за малости /по членом RnlBO можно пренебречь. При комнатной темпера-
туре и /ио = 1 на kT!eIB0 составляет примерно 25 Мом, a kT/e— 25 мв. При
RB = 2,5 ком имеем 2//вх = 250 мв.
Согласно (3.54), нелинейная область сокращается при
использовании больших Rs. Однако это недопустимо из-за влия-
ния на работу усилителя паразитной емкости диода. Решить эту
задачу можно, если диод (или другой нелинейный элемент)
включить в цепь обратной связи, как, например, показано на
рис. 3.60. Эта схема закрыта для UBX < 0 и линейно передает

Рис. 3.60. Схема улучшения линейности диодного
дискриминатора с помощью цепи обратной связи.
напряжение при UBX > 0; выходное напряжение инвертировано.
Наиболее просто понять работу этой схемы, рассматривая уси-
литель и диод Д1 в качестве нового нелинейного усилителя с вы-
ходным сопротивлением гд. Из-за обратной связи гд уменьшает-
ся в (1 + ЬА) раз, т. е. получаем тот же результат, как если бы
сопротивление нагрузки RH увеличилось в (1 + ЬА) раз. Диод
Да улучшает работу системы, закорачивая усилитель при UBX <
< 0. Таким образом, обратное сопротивление не уменьшается за
счет обратной связи.
В работе [91] приведен пороговый усилитель, состоящий из
двух транзисторных дифференциальных усилителей, включенных
последовательно; характеристика этого усилителя линеаризуется
обратной связью. Изменяя величину обратной связи (т. е. отно-
шение двух сопротивлений R на рис. 3.60), можно изменять ко-
эффициент усиления в пределах от —1 до —16.
Вместо увеличения RB используют нагрузку с нулевым сопро-
тивлением RH = 0, если ко входу сигнала присоединить генера-
тор тока (почти) с бесконечным внутренним сопротивлением
(рис. 3.61). Это предложение было сделано авторами работ [56,
43]. Ток смещения /Пор, передаваемый через высокоомное сопро-
тивление или коллектор р—п—р-транзистора, течет через Д1 на
землю; при этом диод Дг закрыт1.
136

Ток сигнала /В1 сначала уменьшает ток, проходящий через
Дь Затем, при /вх /пор, полной ток /пор — /вх меняет направ-
ление и течет через Да в усилитель —А. Характеристика пере-
хода от отсечки к линейной области очень мала и резко выра-
жена. Так как токи переключаются без изменения разности
потенциалов между Д1 или Да, паразитные емкости не переза-
ряжаются. Следовательно, такая система является быстродейст-
вующей.
Рис. 3.61. Схема порогового усилителя, состоящего из преобразователя напря-
жения в ток и дискриминатора тока [56].
В пороговых усилителях изменяется только часть импульса,
которая превышает по величине /ПОр или (7ПОр (рис. 3.62). Поэто-
му выходной импульс может быть по длительности значительно
короче входного. Более того, длитель-
ность выходного импульса зависит от
его амплитуды и величины порога.
Для сохранения линейности пороговый
усилитель и вся электронная система,
следующая за нелинейным элементом
(дискриминатор, аналого-кодовый пре-
ипо/г	входной
/ I I '^импульс
Выходной
импульс
образователь), должны быть весьма
быстродействующими [42]. Если форма
сигнала меняется с помощью цепей
Рис. 3.62. Форма импульса
на выходе порогового уси-
лителя.
с постоянными времени, которые сравнимы с длительностью им-
пульсов, то амплитуда импульсов с различной длительностью
будет изменяться в различной степени. Чтобы этого не произо-
шло, выходной импульс с порогового усилителя следует форми-
ровать с помощью удлинителя импульсов [56].
В работах [93, 94] предложен другой метод расширения энергетической
шкалы, который можно применять в схемах с предварительными усилителя-
ми, чувствительными к заряду. В такой системе сигнал с выхода предвари-
тельного усилителя включает импульсный генератор. Стандартный импульс
генератора подается на вход предварительного усилителя через небольшую
соединительную емкость. Так как полярность стандартного импульса проти-
воположна полярности импульса сигнала, то из каждого сигнала вычитается
постоянный заряд известной величины. Вся система оказывается достаточно
быстродействующей, поэтому медленный интегратор в основном усилителе
формирует импульс, амплитуда которого пропорциональна разности между
137

сигналом и компенсационным зарядом. Преимущества этого метода в сле-
дующем: в обычной системе порогового усилителя усилительная часть, пред-
шествующая нелинейному элементу, должна иметь чрезвычайно высокую
долговременную стабильность, так как всякий дрейф увеличивается в соот-
ветствии с масштабом растягивания шкалы. При введении стандартного за-
ряда Qnop нелинейность располагается на самом входе усилительной системы;
при этом усиление перед нелинейным элементом отсутствует и точность сис-
темы зависит лишь от постоянства Qnop.
3.4.	ЛИНЕЙНЫЕ ПРОПУСКАТЕЛИ
Линейный пропускатель в открытом состоянии должен пере-
давать сигнал с минимальным искажением, а в закрытом отклю-
чать канал сигнала.
Применение пороговых усилителей в качестве линейных про-
пускателей. Пороговый усилитель может выполнять функции ли-
Unop— ------- Управление
о
Рис. 3.63. Принцип применения порогового усилителя,
используемого в качестве линейного пропускателя.
нейного пропускателя, если его пороговое напряжение не под-
держивается постоянным н используется в качестве управляюще-
го (рис. 3.63). Для заданного порогового напряжения, например
[/пор, все импульсы, амплитуда которых меньше Uaop, подавля-
ются. Импульсы передаются только за интервал времени, в те-
чение которого пороговое напряжение равно нулю. Таким
образом, схема, приведенная на рис. 3.63, работает в качестве
линейного пропускателя, но только для импульсов определенной
полярности.
В открытом состоянии управляющий сигнал должен быть
равен нулю, в противном случае теряется небольшая часть сиг-
нала (рис. 3.64, а) или выходной импульс имеет пьедестал
(рис. 3.64, в). В последнем случае пьедестал появляется даже
при отсутствии входного сигнала, имитируя его.
В работе [175] предложен метод компенсации пьедестала с помощью
серво-цепи.
Линейный пропускатель для импульсов напряжения облада-
ет теми же недостатками, что и соответствующий пороговый уси-
литель: если характеристика не линеаризована, например, цепью
обратной связи [91], то переход из закрытого состояния в про-
138

пускающее не определен, сигналы малой амплитуды нелинейно
искажаются, и небольшой пьедестал неизбежен. Более того, ко-
лебания порогового напряжения Ump вызывают перезарядку
различных паразитных емкостей, в результате чего быстродей-
ствие пропускателя уменьшается (см. работу [95], гл. 14).
Вход
Выход
Рнс. 3.64. Формы импульса иа выходе линейного
пропускателя при слишком малом (а), нормаль-
ном (б) и слишком большом (в) управляющих
сигналах.
В то же время токовый пороговый усилитель (см. рис. 3.61)
целесообразно использовать в качестве линейного пропускателя
[96] — нужно лишь прерывать ток /ПОр для открывания пропус-
кателя. На рис. 3.65 приведена упрощенная схема пропускателя
[92], работающего по этому принципу. Вместо диода Д2 на
рнс. 3.61 здесь используется переход база — эмиттер транзистора
Т\. Управляющий ток /ПОр=10 ма течет через Тз и диод AAZ13. Та-
ким образом, ток сигнала /СИгн — 10 ма не попадает на вход опе-
139

рационного усилителя — А. Если с помощью R3 на диод AAZ13
подан дополнительный управляющий ток, подобная схема мо-
жет служить одновременно пороговым усилителем и линейным
пропускателем. Когда управляющий ток отключен (запиранием
транзистора Т3), пропускатель открыт для импульсов, превыша-
ющих дополнительный пороговый ток. Для получения минималь-
ного порога (R3-> оо) амплитуда пьедестала импульса может
быть установлена на нуль с помощью R2.
Линейные пропускатели ключевого типа. Линейные пропуска-
ющие системы могут быть созданы с помощью ключей, условно
показанных на рис. 3.66. Конечно, в реальных схемах ключи за-
меняются электронными устройствами. В случае последователь-
ного включения (см. рис. 3.66, а) прн замкнутом ключе (сопро-
Рис. 3.66. Схема линейных ключевых пропускателей.
тивление ключа 7?Вкл) сигнал передается с малым ослаблением
R/(R + 7?вкл), в то время как при открытом ключе (сопротивление
ключа Rotkji) выходной сигнал отсутствует, за исключением ма-
лой части R/(R + Яоткл). Очевидно, должно выполняться соотно-
шение Rbkh < R < Лоткл- Передача сигнала через паразитную
емкость Сп вызывает затруднения.
При параллельном включении (см. рис. 3.66, б) выходной
сигнал при закрытом ключе отсутствует, за исключением неболь-
шой части RB«n/ (R + Явкл), и передается с ослаблением
RoTKn/(R + /?откл) при открытом ключе. Вновь должно выпол-
няться соотношение RBKJI <С Ж /?Откл- Систематический анализ
этих схем проведен в работе [95].
Коэффициенты передачи схем (см. рис. 3.66, в, г) при после-
довательно-параллельном включении равны соответственно:
Roma/ (Rbkx + Яоткл) ~ 1 и R вкл/(Rвкл + Яоткл) <1; НО так
как RBK3i < /?Откл, то состояние «включено» или «выключено»
различаются очень четко. Пропускатель типа приведенного на
рис. 3.66, в рассмотрен в работе [96], а его схема приведена на
рис. 3.67. Когда пропускатель находится в состоянии «выключе-
но», ток /34 течет к точке 1. Так как ток /34 > Л, то разность то-
ков /34 — Л течет через диод Д\ и потенциал в точке 1' равен
нулю (или, точнее, несколько отрицателен). Следовательно,
транзистор Ti закрыт. В то же время ток /2 течет в базу транзи-
стора Т2 и переводит его в состояние насыщения.
140

Таким образом, положительные входные сигналы не проходят
на выход. В состоянии «включено» триод Т3 закрыт, ток Ц течет
в базу триода ТУ и насыщает его, а разность токов /34 — Л при-
ходит в точку 2. Потенциал базы триода Т2 становится слегка
отрицательным, и триод Т2 закрывается. Таким образом, пропус-
катель оказывается открытым. Потенциал эмиттера триода Т2,
приблизительно равный нулю, можно установить с помощью
точной регулировки так, чтобы компенсировался возможный
пьедестал. Так как эмиттерный ток течет во входной генератор
сигнала, то выходное сопротивление -последнего должно быть
незначительным.
В работе (97] применялись два транзистора по схеме (см.
рис. 3.66, г), принцип действия которой приведен на рис. 3.68.
Для управления требуются два симметричных сигнала. В состоя-
нии «выключено» от базы триода ТУ через резистор Ri отбирает-
ся достаточный ток для насыщения триода Гр Транзистор Т3
закрыт; ток сигнала /сиги через триод ТУ течет на землю (или,
точнее, к отрицательному полюсу источника питания). В состоя-
нии включено триод Т2 проводит ток, а триод ТУ закрыт.
Следовательно, появляется выходное напряжение ивы* —
= Шсш-в, пропорциональное току сигнала. Эта система сравни-
тельно мало чувствительна, хотя она работает удовлетворитель-
но при длительности управляющих импульсов до 50 нсек. Для
подавления пьедестала, обусловленного током покоя Т3, можно
ввести в эту схему индуктивность около 1 мгн {98].
Линейные пропускатели рассмотрены также в работах [176, 178]. В рабо-
те [162] приведен быстродействующий линейный пропускатель для коротких
импульсов, работающий в токовом режиме, который их интегрирует в откры-
той фазе.
Линейные пропускатели для биполярных импульсов. Все опи-
санные схемы работают только с униполярными импульсами илн
с одной половиной биполярного импульса. Если пропускатель
помещается непосредственно перед схемой аналог — код (АД),
то потеря второй половины биполярного импульса не вносит на-
рушений, так как при этом не происходит смещения нулевой
линий, связанного с изменением скорости счета. Однако если
пропускатель должен сохранять форму импульса, то используют-
ся двуполярные схемы, которые обычно действуют по принципу
диодного моста (рис. 3.69). В состоянии «выключено» все диоды
закрыты, а именно Д\ и Д2 напряжением /7_, а диоды Д3 и Д4—
напряжением U+. Состояние «включено» возникает при подаче
симметричных прямоугольных сигналов на пусковые входы. Если
выполняется равенство |t/+| — | СУ_|, то через мостик течет ток,
равный U+/R = U-IR, и все диоды открыты. При правильном
подборе элементов (т. е. при равенстве токов, протекающих че-
рез Д\ и Д3 и Д2 и Д4), вследствие симметрии пьедестал на вы-
ходе не появляется. Таким образом, система может пропускать
141

биполярные импульсы. Для того чтобы ослабление при передаче
было небольшим, выходное сопротивление генератора сигнала и
динамическое сопротивление диодов должны быть меньше R,
Рис. 3.67. Схема работы последовательно-параллельного про-
пускателя на транзисторах.
Рис. 3.68. Схема последовательно-параллельного про-
пускателя с токовым входом.
а также, в свою очередь, должно выполняться соотношение
R Rs- (Более детальный анализ работы этой схемы приведен
в статьях [95, 99].) Симметричные управляющие импульсы могут
быть получены с помощью пары с эмиттерной связью (см.
рис. 3.67) [100, 101] или с помощью трансформатора (рис. 3.70).
142

В первом случае возможна гальваническая связь от входа к вы-
ходу, однако во втором случае очевидно, что длительность такой
связи ограничена трансфор-
матором управляющего им-
пульса. Линейные пропуска-
тели мостового типа имеют
высокое быстродействие и
могут применяться для ком-
мутации импульсов длитель-
ностью в несколько наносе-
кунд. Для обеспечения тако-
го быстродействия управ-
ляющие импульсы не обяза-
тельно должны иметь строго
равные амплитуды, чтобы не
вызывать появления пьеде-
стала у выходного импульса.
Для этой цели сопротивле-
Рис 3.69. Мостовая схема линейного
ния подключаются к двум	пропускателя.
фиксированным равным по-
тенциалам U+ и U- противоположной полярности, а управляю-
щие импульсы — через два дополнительных диода. Такая схема
Рис. 3.70. Шестидиодная схема пропускания [103].
известна под названием сшестидиодный пропускатель» [95].
На рис. 3.70 приведена подобная схема [103].
НЗ

В состоянии «выключено» к точкам А и Б приложено напря-
жение —15 и +15 в соответственно, все диоды от Д1 до за-
крыты и, следовательно, пропускатель закрыв Ток через рези-
сторы 5,6 ком с помощью диодов Дз и Дб подается на клеммы
источника питания —32 и +32 в.
В состоянии «включено» две обмотки трансформатора пода-
ют к точкам А и Б импульсы противоположной полярности
с амплитудой около 30 в, закрывая, таким образом, диоды Д$
и Д6. Ток, подводимый резисторами 5,6 ком, течет через диодный
мостик и открывает пропускатель. Величина этого тока опреде-
ляется исключительно значениями напряжений (±32 в) и точ-
ностью величин обоих сопротивлений по 5,6 ком и не зависит от
действительной амплитуды и симметрии управляющих импуль-
сов. Подбирая величины этих сопротивлений, можно избежать
возникновения пьедестала. Два низкоомных эмиттерных повто-
рителя включены на входе и выходе этого пропускателя.
Линейный пропускатель типа диодного мостика с очень
высокой степенью линейности был приведен в работе [179].
Пропускатели биполярных импульсов могут быть также созданы на осно-
ве импульсных трансформаторов. Сигнал подается на первичную обмотку через
диоды, которые включаются и выключаются управляющим импульсом [104,
105]
Выходной сигнал двухдиодного цифрового пропускателя типа И (см.
гл. 6) равен меньшему входному импульсу. Этот эффект используют для по-
лучения сравнительно простого пропускателя. Сигнал подается на один вход
системы И, а управляющее напряжение — на другой. В состоянии «выключе-
но» управляющее напряжение должно быть равно нулю, а в состоянии
«включено» — большим максимальной амплитуды сигнала. Пропускатель на
диодах, работающий по такому принципу, рассмотрен в работе [106], тран-
зисторный пропускатель — в работе [107]. Система И дает сравнительно высо-
кий пьедестал, которой часто приходится компенсировать с помощью вспомо-
гательных схем.
3.5.	РАСШИРИТЕЛИ ИМПУЛЬСОВ
Если амплитудная информация импульса должна сохранять-
ся в аналоговой форме в течение короткого времени (для
измерения амплитуды или сравнения с амплитудой другого
импульса), то применяют схемы, расширяющие импульс. В такой
схеме конденсатор заряжается через нелинейный элемент
с малой постоянной времени до полной амплитуды входного
импульса. Из-за большого обратного сопротивления нелинейного
элемента накопленный заряд сохраняется в продолжении опре-
деленного времени. Существует три основных типа схем, рас-
ширяющих импульсы (рис. 3.71). Накопительный конденсатор С
разряжается экспоненциально через сопротивление R (см.
рис. 3.71, а) или линейно через генератор постоянного тока /т
(см. рис. 3.73, б). Разряд конденсатора может осуществляться
с помощью ключа К (например, транзистора), управляемого
входным импульсом, заряженным на время At (см. рис. 3.71, в).
144

В последнем случае получается импульс почти прямоугольной
оптимальной формы (отношение ширины импульса при вершине
к ширине у основания) .
В качестве нелинейного элемента обычно используют диод
или переход база — эмиттер транзистора. Накопительная ем-
кость заряжается с постоянной времени RaC, где /?п — сумма
прямого сопротивления диода и выходного сопротивления источ-
ника сигнала. Если емкость С должна быть всегда заряжена до
Рис. 3.71. Схемы для расширения импульсов.
полной амплитуды сигнала независимо от изменений формы
и ширины импульса, то постоянная времени RnC должна быть
мала по сравнению с минимальной шириной импульса дмин. Да-
же если выходное сопротивление источника сигнала пренебре-
жимо мало, Ra остается равным прямому сопротивлению диода.
Рис. 3.72. Схема удлинителя импульсов с цепью обрат-
ной связи.
Так как величина С не может быть выполнена бесконечно
малой (см. ниже), то минимальная ширина входного импульса
ограничена. Временные характеристики процесса заряда емкости
можно рассчитать согласно данным, приведенным в работе [143].
Расширитель с обратной связью. Сопротивление Ra можно
уменьшить за счет введения отрицательной обратной связи
(рис. 3.72) [42, 56]. Обычно резистор R служит на входе схемы
нагрузкой коаксиального кабеля, на выходе которого должен
появиться растягиваемый импульс, поэтому величина R ~
~50-н100ол«. Следовательно, цепь обратной связи должна
быть отделена от накопительного конденсатора преобразовате-
лем сопротивления (эмиттерным повторителем), показанным
Ю Заказ 199
143

пунктиром. Тогда постоянная времени разряда равна R'C, где
R' — суммарная нагрузка от входного сопротивления преобразо-
вателя и последующей схемы.
Следует отметить, что цепь обратной связи открыта только во время
процесса заряда. По окончании входного импульса диод Д1 закрывается.
В это же время выходной импульс (7,Ы1 поступает назад на вход усили-
теля (точка X) н обычно перегружает его *. Чтобы избежать перегрузки,
используют еще одну цепь обратной связи с диодом Однако усилитель не
только должен работать при коротких входных импульсах, но и выдерживать
продолжительный период растягивания импульса без каких-либо изменений
режима по входу. Поэтому предпочтителен усилитель постоянного тока.
Когда служит нагрузкой кабеля, точка X должна оставаться виртуальной
землей и не зависеть от состояния цепи обратной связи. Поэтому в качестве
усилителя целесообразнее использовать преобразователь тока в напряжение
с входным каскадом, включенным по схеме с общей базой. При сильной об-
ратной связи b = 1 система может генерировать и давать выбросы, которые
устраняются правильным монтажом и введением последовательно с Д\ со-
противления (равного нескольким омам), ограничивающего ток.
Нежелательные параметры, заряжающего диода. Неидеаль-
ность излома (отсечки.) характеристики полупроводникового
диода Д, через который заряжается емкость С, ограничивает
максимально возможное расширение импульса. Во-первых,
обратное сопротивление /?Обр Диода всегда включено параллель-
но С (см. рис. 3.71), что ограничивает постоянную времени
разряда до величины R06pC. Во-вторых, из-за паразитной
емкости Сп диода заряд, накопленный в конденсаторе С, при
возвращении входного напряжения к нулю уменьшается
в Сп/(С+ Сп) раз. Точнее, накопленный заряд q остается
в р — «-переходе диода; его величина помимо других факторов
зависит от действительного заряжающего тока. Этот заряд дол-
жен сначала рассосаться прежде, чем р—«-переход закроется (см.
работы [108, 109]). Под действием заряда q напряжение на ем-
кости С уменьшается в q/C раз. Так как q/C должно оставаться
малым по сравнению с t/BJ, то для С появляется нижний предел.
Неидеальная характеристика отсечки диода может быть
улучшена с помощью схемы (рис. 3.73), которая уже была
использована в работе [ПО] в «растягивающей» схеме на вакуум-
ных лампах. Конденсатор С заряжается через включенные
последовательно диоды Д] и Д?. Напряжение с емкости С пода-
ется назад в точку Y преобразователем сопротивлений (эмит-
терным повторителем) через диод Д3. Так как в течение
процесса заряда конденсатора потенциал точки Y примерно ра-
вен выходному потенциалу t/вых. то ток не проходит через диод
Д3. После того как входное напряжение вернулось к нулю, диод
Д1 закрывается, и обратный ток насыщения и накопленный в Д1
заряд текут через Д3 с низкоомного выхода схемы, а не от цепи
* Точнее, не по окончании импульса, а с учетом величины R после до-
стижения им максимума.— Прим. ред.
146

емкости С. Следовательно, потенциал точки Y остается лишь
немногим ниже потенциала конденсатора С, диод Д3 слегка за*-
крывается и не разряжает емкость С. Очевидно, нужно компен-
сировать падение потенциала в эмиттерном повторителе. Любая
комбинация схем, приведенных на рис. 3.72 и 3.73, может
быть использована для растягивания импульса.
Практические схемы. Обзор схем на вакуумных лампах
приведен в работе [111]. Схема, расширяющая импульс и рабо-
тающая вплоть до минимальной ширины импульсов около
5 нсек, рассмотрена в работе [112]. Конденсатор С — 27 пф за-
ряжается через два последовательно включенных катодных пов-
торителя на лампах с большой крутизной S„ = 35 ма/в. В каче-
стве накопительной емкости можно использовать [113] входную
Рис. 3.73. Схема с улучшенной характеристикой диода
в удлинителе импульсов.
емкость обычного осциллоскопа с катодно-лучевой трубкой, раз-
ряд которой осуществлялся тем же сигналом с линии задержки.
При помощи этой схемы на экране осциллоскопа наблюдали
очень короткие импульсы.
В работе [101] приведена схема с входным каскадом и общей
базой, которая была рассчитана на минимальную длительность
сигнала около 20 нсек. Нелинейным элементом служил быстро-
действующий диод (HD-5000) или кремниевый транзистор. Для
последнего отношение постоянных времени заряда и разряда
составило 1 : 106. Схема линейна с погрешностью до 5% в интер-
вале амплитуд от 1 до 10. Растянутый импульс поступает на эмит-
терный повторитель с крайне высоким входным сопротивлением
(МОП транзистор RCA ТА2330). В работе [114] приведено растя-
гивающее устройство, аналогичное изображенному на рис. 3.71, в,
удовлетворительно работающее при длительности входных
импульсов до 6 нсек. Принцип действия этой схемы пояснен на
рис. 3.74. Нормально транзисторы Т\ и Т2 открыты. Потенциал на
емкости С определяется потенциалом базы Tit а ток, текущий
через триод Т2,— величинами резисторов /?ь /?2 и R3. Входной
импульс включает с малой задержкой одновибратор ОВ на тун-
нельном диоде. Одновибратор создает отрицательный импульс
длительностью около 1 мксек, закрывающий транзистор Т2. В то
же время накопительная емкость С = 50 пф заряжается до пол-
ной амплитуды входного импульса через транзистор 1\. После
10*
147

возвращения входного напряжения к нулю Ti также закрывает-
ся, и заряд сохраняется в конденсаторе С др тех пор, пока ие
разрядится транзистором Т2 спустя время выдержки 0В.‘ Растя-
нутый выходной сигнал попадает на последовательно включен-
ные эмиттерные повторители с входным сопротивлением около
4 Мом. Интегральная линейность этой Схемы выше 2% для
амплитуд входных импульсов, лежащих в интервале от 0,1 до
2,5 в, и длительностью от 6 до 300 нсек.
Рис. 3.74, Схема для расширения импульсов (114].
Рис. 3 75. Схема для расширения импульсов с линией
задержки (116].
Удлинитель наносекундных импульсов приведен также в работе [180].
Наносекундный удлинитель импульсов с эмиттерным повторителем, у кото-
рого выходная амплитуда пропорциональна интегрируемому входному заря-
ду, рассмотрен в работе (181]. В работе {115] предложено использовать для
расширения импульсов линию задержки. Одновременно все конденсаторы
искусственной линии задержки с сосредоточенными параметрами заряжаются
от цепи входного сигнала. Растянутый сигнал, длительность которого опреде-
ляется линией задержки, появляется на правильно нагруженных концах ли-
нии. В работе [182] обсуждается использование в ядернбй электронике нели-
нейных линий задержки, состоящих из дросселей и диодов в режиме смещения.
Способы удлинения или сокращения длительности сигналов без искажения
их формы и принципы действия такой схемы (рис. 3.75) рассмотрены в рабо-
те [116]. Сигнал, распространяющийся вдоль линии задержки, снимается
в различных точках и подается на выход через (электронный) селекторный
переключатель. Движение селекторного переключателя инициируется вход-
148

чым импульсом с помощью подходящей триггерной схемы Тг. Когда селек-
тор фиксирован в одном положении, выходной импульс соответствует вход-
ному (пренебрегая постоянной задержкой). Если селектор переключается
синхронно с распространением сигнала в линии задержки, то на выходе бу-
дет все время одно и то же напряжение, и выходной сигнал растягивается.
Более медленное вращение селектора в направлении распространения сигна-
ла (показано стрелкой) дает конечное удлинение импульса: x(t)х(₽-/)
при 0 < 1. Вращение селектора в направлении, противоположном направле-
нию распространения сигнала, приводит к укорачиванию входного сигнала
(₽> О-
3.6.	БЫСТРОДЕЙСТВУЮЩИЕ ИМПУЛЬСНЫЕ УСИЛИТЕЛИ
В физике высоких энергий, особенно в экспериментах с им-
пульсными ускорителями частиц, приходится иметь дело с очень
большими скоростями следования импульсов. В этих случаях
используются быстродействующие полупроводниковые детекто-
ры, сцинтилляционные или черепковские счетчики. Необходимые
процессы селекции (амплитудная дискриминация, совпадения)
производятся на кратковременных или быстрых сигналах (см.
разд. 3.1). Для полупроводниковых детекторов, а также для
сцинтилляционных и черепковских счетчиков при больших
скоростях счета из-за ограниченного максимального тока фото-
умножителя импульс тока детектора необходимо усиливать
быстродействующим усилителем (время нарастания около
1 нсек) без искажения формы импульса. Для такого усилителя
требования линейности, величины коэффициента усиления, тем-
пературной стабильности и т. д. несколько понижены по
сравнению с «медленными» схемами (около 1 мксек).
Время нарастания сигнала на выходе усилителя, или, иначе,
его полоса пропускания, ограничено как произведением величин
действительных нагрузочных сопротивлений и паразитных емко-
стей, которые образуют интегрирующие ячейки, так и частотной
характеристикой, присущей используемому активному элементу.
Так как коэффициент усиления напряжения пропорционален
нагрузочному сопротивлению, то небольшое время нарастания
можно получить только за счет снижения усиления. Кроме того,
коэффициент передачи прямого тока транзистора (ф) на высоких
частотах мал, что дает примерно постоянное значение произве-
дения усиления на ширину полосы пропускания. Таким образом,
частотная характеристика транзистора может быть достаточно
хорошо охарактеризована верхней граничной частотой fB, при
которой произведение p(fB) становится равным единице.
Усилители с распределенным усилением. Для получения
большого усиления в ламповых усилителях из-за малой крутиз-
ны вакуумных ламп приходится использовать высокоомные
нагрузочные сопротивления. Следовательно, время нарастания
сигнала на выходе усилителя определяется паразитными емко-
стями Сп между анодом и землей [19J.
149

Вклад в величину Сп помимо емкостей внешних элементов
схемы вносят также межэлектродные емкости лампы. К сожале-
нию, лампы с большой крутизной характеристики имеют значи-
Рис 3.76. Схема усилителя с распределенным усиле-
нием на вакуумных лампах.
тельные емкости Сп [19]. Более короткое время нарастания полу-
чают при параллельном соединении
Рис. 3 77. Схемы усилительных каскадов
на транзисторах с отрицательной обрат-
ной связью.
нескольких ламп с помощью
линий задержки с сосредото-
ченными параметрами (рис.
3.76). Время задержки от-
дельных секций линии в се-
точных и анодных цепях
должно быть обычно одина-
ковым. Поэтому полное вре-
мя задержки между входом
и выходом всегда одинаково
и не зависит от действитель-
ного пути сигнала через оп-
ределенную лампу. Таким
образом, в этой схеме про-
исходит суммирование зна-
чений величин крутизны ха-
рактеристики ламп. Вместе с
тем паразитные емкости
каждой лампы разделены
индуктивностями L, и они
просто увеличивают емкост.и
С секций линии задержки.
Изменяя емкость С, можно
получить нужное значение полной емкости С + Сп.
Подобные усилители с распределенными параметрами рас-
смотрены во многих работах [117—121]. Усилители такого типа
150

на транзисторах разобраны в работе [122]. При тщательной на-
ладке можно получить время нарастания около 1 нсек. Однако
долговременную стабильность усиления получить трудно.
Быстродействующие усилители на транзисторах. Для транзи-
сторов крутизна характеристики велйка и внешние цепи легко
сделать низкоомными, поэтому время нарастания усилителя
определяется собственной граничной частотой используемых
транзисторов. Существует большое число эквивалентных схем
[123], примерно описывающих физическое поведение транзисто-
ра при высокой частоте, которые могут служить основой для
конструирования соответствующих схем.
Улучшение частотной характеристики усилителя за счет цепи
обратной связи, охватывающей более одного каскада, не приме-
няется из-за большого времени распространения сигнала в каска-
де. Поэтому целесообразно использовать однокаскадные усили-
тели (с одним транзистором) с обратной связью типа (рис. 3.77).
(Однако на рис. 3.80 показана двухкаскадная схема с обратной
связью.)
В общем случае анализ таких схем проводят следующим образом: с по-
мощью эквивалентной схемы используемого транзистора рассчитывают коэф-
фициент передачи каскада G(p) = 12Вых/$»т. Обычно G(p)—частное от
деления двух полиномов
, l-f-aip+ajp2-!-...+а„р"
G (р) =-------------------------,
1 + btp + Ьгр2 + ... + bmp'"
(3.55)
где ш > п. Для правильной работы усилителя действительные части всех кор-
ней О(р) должны быть отрицательными. При этом переходной процесс полу-
чается апериодическим. Согласно Элмору [124], усилитель, для которого коэф-
фициент усиления характеризуется формулой (3.55), имеет время нарастания
и время задержки (время распространения сигнала) t3, определяемые вы-
ражениями
/н = ]/2л [ft*—a‘l + 2(a2—ft2)j; t3 = bx —a,.	(3.56)
Если в схему, приведенную на рис. 3.79, ввести соответственно подобран-
ные компенсационные элементы, то можно так изменить G(p), чтобы полу-
чить необходимое значение 1В. Однако точные значения параметров эквива-
лентной схемы в большинстве случаев неизвестны и, более того, зависят от
амплитуды, поэтому оптимальное значение tH может быть достигнуто лишь
с помощью эмпирической юстировки реальной схемы. Сравнительно простой,
но чрезвычайно утомительный анализ конкретных схем приведен в работах
[125—130].
В схеме на рис. 3.77 резистор /?а служит элементом обратной
связи; усиление каскада приблизительно равно /?к/7?э при усло-
вии kTleI3, где /э — эмиттерный ток. Обычно выбирают /?к
равным 100 н-200 ом, R3— 50 ом, /э— 10 ма. Индуктивность LK
(несколько десятков наногенри) и корректирующая емкость С3
служат для компенсации потерь усиления на высоких частотах.
Они должны быть подобраны экспериментально, так чтобы ком-
промисс между коротким временем нарастания и малыми вы-
151

бросами был оптимальным. В схеме, показанной на рис. 3.77, б,
используется особенность чрезвычайно высокого быстродействия
транзисторного каскада с общей базой. В схеме (см. рис. 3.77, б)
коллектор транзистора Т2 работает на низкое входное эмиттер-
ное сопротивление 7\. Следовательно, транзистор Т2 имеет
«нулевое» усиление по напряжению, и его динамическая емкость
база — коллектор не увеличивается.
Время нарастания в основном завнснт от свойств транзисто-
ра Т2, усиление каскада по-прежнему определяется RK/R3. Так
как в качестве 7\ можно использовать транзистор с граничной
частотой fB, такой же, как у ниж-
него триода, то можно применить
транзистор с большим макси-
мальным рассеянием на коллек-
торе, большим пробивным напря-
жением коллектор — база и диа-
пазоном выходных напряжений,
значительно превосходящим 10 в.
Внутренние емкости транзи-
стора зависят от амплитуд сигна-
ла, поэтому компенсацию (LK и
Сэ) можно правильно подобрать
лишь для заданной амплитуды
сигнала. Прн этом для больших
Рис. 3.78. Схема корректирую-
щей цепи с регулировкой ком-
пенсации в зависимости от ам-
плитуды сигнала [126].
или меньших амплитуд каскад
может быть перекомпенсированным или недокомпенсированным.
В работе [126] предложена схема (рис. 3.78), в которой ком-
пенсирующая емкость Сэ присоединяется к эмиттеру через
закрытый диод. Таким образом, С3 начинает действовать при
больших амплитудах сигнала. Обратное напряжение, подавае-
мое на диод Д, устанавливают с помощью потенциометра
Схемы с раздельным усилением тока и напряжения. Каскады
с общим эмиттером (см. рис. 3.77) позволяют одновременно
усиливать ток и напряжение; онн просты и недороги и при ис-
пользовании быстродействующих транзисторов дают сигналы
с малым временем нарастания *. Однако предпочтение отдают
комбинации более быстрых каскадов с общей базой и эмиттер-
ными повторителями.
В схеме, приведенной на рис. 3.79 [131], усиление напряжения
н тока разделено между каскадом Т\ с общей базой и эмиттер-
ным повторителем Т2. Каскад Тз с общей базой служит преоб-
разователем напряжения в ток и образует высокоомный токовый
выход. При А = 10 время нарастания в такой системе, содержа-
щей два транзистора 2N918 (п — р— n-типа) и один 2N976
р — п — p-типа, составляет 2,5 нсек.
* В работе [132] рассмотрен усилитель, имеющий А == 100 и = 1 нсек\
152

Слегка изменив схему, приведенную на рис. 3.79, можно
получить быстродействующий усилитель (рис. 3.80). Детальный
анализ такой схемы проведен в работе (128]. Транзистор кас-
када с общей базой работает непосредственно на входное сопро-
тивление эмиттерного повторителя Т2, который, в свою очередь,
нагружен очень малым входным сопротивлением следующего
Рис. 3.79. Схема широкополосного усилительного
каскада (131].
(128].
каскада Т3 с общей базой. Резисторы /?3, Rt, R5 и R6 используют-
ся лишь для установления рабочих точек транзисторов, величины
сопротивлений этих резисторов превышают входные сопротив-
ления транзисторов. Таким образом, ток сигнала почти не про-
ходит через /?3 или /?«. Схема работает как усилитель тока,
и потенциалы на коллекторе Ti и эмиттере Т2 не изменяются,
поэтому медленный заряд и разряд паразитных емкостей исклю-
чаются. Усиление стабилизируется цепью обратной связи Ri, R2.
Хотя сигнал напряжения возникает на коллекторе Т2, паразит-
153

иую емкость коллектора Ск можно легко скомпенсировать
с помощью конденсатора С2 (0,5—5 пф).
Используя некоторые допустимые упрощения, в работе [128]
подсчитано время нарастания выходного сигнала такой схемы:
(3.57)
где fBi — верхняя граничная частота транзистора 1\. Для апе-
риодического переходного процесса (без выбросов) усиление
Рис. 3.81. Схема пятнкаскадного широкополосного усилителя [128]. Усиление
А = 1500, /я = 3 нсек (каскады 2, 3, 4 аналогичны /).
А = (/?1 + R2)/R2 должно быть равно
+	(3.58)
где fB2 — граничная частота Т2. Вместе с условием величины
для сопротивления Ri + R2, которое должно быть большим по
сравнению с входным сопротивлением каскада Т\ с общей базой,
соотношение (3.58) дает уравнение для подсчета величин Ri
и R2.
На рис. 3.81 приведена схема усилителя с коэффициентом
усиления А ~ 1500 и временем нарастания /„ яг 3 нсек. Эти
экспериментальные данные хорошо согласуются с теоретически-
ми, рассчитанными по формулам (3.57) и (3.58), и значениями
fB, взятыми из каталогов. Помимо транзисторов 2N709 (fR =
= 800 Мгц) и 2N976 (fB = 900 Мгц) в последнем каскаде
применялся транзистор типа 2N2368 (fB = 650 Мгц) для того,
154

чтобы увеличить линейную область амплитуд до 3 в (за счет не-
которого ухудшения времени нарастания). В работах [183—187]
приведены некоторые применяемые на практике схемы.
Усиление длинных пачек импульсов. В экспериментах с им-
пульсными ускорителями частиц усилители подвергаются в те-
чение короткого интервала времени (несколько миллисекунд)
воздействию импульсов, следующих с очень высокой частотой.
Рис. 3.82. Особенности усиления пачки импульсов в быстродействующих уси-
лителях (134]
Во избежание смещения нулевой линии или эффектов насыще-
ния необходимы гальванические связи на протяжении всех
каскадов усилителя. Цепи смещений, состоящие из сопротивле-
ний и блокирующих конденсаторов, которые удобны для регули-
рования рабочих точек транзисторов при малых частотах
следования импульсов, также могут вызывать затруднения.
На рис. 3.82, а приведена схема каскада с общим эмиттером
и цепью смещения /?ь С{. Когда частота следования импульсов
внезапно возрастает, потенциал точки 1 также увеличивается,
вызывая смещение нулевой линии на коллекторе. Это смещение
нулевой линии можно скомпенсировать (см. рис. 3.82,6), вводя
в коллекторную нагрузку другую цепь смещения /?4, С2 [133, 134].
Если постоянные времени, отнесенные к точкам 1 и 2, равны, то
понижение потенциала в точке 2 компенсирует возрастание по-
тенциала в точке 1, давая ничтожное смещение нулевой линии
на коллекторе. Конечно, возрастание напряжения не должно
быть столь большим, чтобы транзистор обесточивался (так назы-
ваемый эффект самовыключения). Следовательно, максималь-
ная длительность последовательности импульсов с учетом их
амплитуды ограничена.
155

Возможна другая методика стабилизации уровня, исполь-
зующая нелинейную обратную связь с восстанавливающим
диодом (см. рис. 3.82, в). Отрицательные выходные импульсы не
поступают в цепь диода Д, но любое повышение уровня интегри-
руется емкостью С2 и направляется через усилитель Ль обратно
на вход, сохраняя таким образом ток транзистора. Постоянная
времени цепи обратной связи должна быть больше, чем длитель-
ность одиночного импульса. Эта цепь может охватывать по по-
стоянному току более одного каскада. Постоянная времени
в точке 1 и величина С2 влияют на низкочастотную область
характеристики усилителя, хотя пачки коротких импульсов лю-
бой длительности могут передаваться без искажений, но дли-
тельность одиночного импульса должна быть ограничена.
В работах [126, 135, 136] для стабилизации рабочих точек
транзисторов рекомендуют применять опорные диоды вместо
блокирующих конденсаторов. Другие авторы также используют
опорные дноды в быстродействующих усилителях при усилении
пачек импульсов. Эти диоды фактически исключают какую-либо
зависимость уровня рабочих точек от частоты следования им-
пульсов; однако питание транзисторов от источников напряже-
ния с низким внутренним сопротивлением неблагоприятно
влияет на температурную стабильность схем, так как обратные
связи по постоянному току, аналогичные приведенным на
схемах рис. 3.82, отсутствуют. В каждом конкретном случае
необходимо решать вопрос о том, какой из методов имеет боль-
шее преимущество.
В работах (137—140] приведены другие быстродействующие усилители на
транзисторах. Авторы работы [141] разделяют усиление тока и напряжения
и для усиления напряжения используют высокочастотные импульсные транс-
форматоры. Усиление тока между двумя трансформаторами осуществляется
с помощью эмиттерных повторителей. Многокаскадный усилитель, построен-
ный на этом необычном принципе, имел усиление А = 8 и время нарастания
/н = 4,2 нсек. В обзоре [142] рассмотрены быстродействующие импульсные
и широкополосные усилители.

Глава 4
АНАЛОГО-ЦИФРОВЫЕ ПРЕОБРАЗОВАТЕЛИ
Регистрация импульсов, соответствующих избранным собы-
тиям, осуществляется в цифровых устройствах. Поэтому
необходимо перевести аналоговую информацию, содержащуюся
в импульсе, в цифровую, т. е. решить, должен ли быть зарегист-
рирован определенный импульс и где. Схема, выполняющая
описанную операцию, называется аналого-цифровым или кодо-
вым преобразователем, сокращенно (АК).
В аналого-кодовом преобразователе часть информации
аналогового импульса теряется; эта потеря, конечно, касается
лишь только части информации, не представляющей интереса.
Возможны два случая такой потери:
1. В цифровую форму (одноразрядного двоичного кода) пре-
образуются только те импульсы, которые удовлетворяют опреде-
ленному критерию (например, импульсы, амплитуды которых
превышают некоторую заранее заданную величину), остальные
аналоговые импульсы подавляются. Схемы такого типа известны
как дискриминаторы.
2. Измеряемый параметр каждого импульса (прежде всего
амплитуда) преобразуется в цифровой кодированный сигнал, по
существу ни один аналоговый импульс не подавляется. Схемы
такого типа и являются аналого-кодовыми преобразователями.
Количество теряемой информации для каждого случая раз-
лично. Для регистрации выходных импульсов от дискриминатора
достаточно применить простое счетное устройство или единичную
запоминающую ячейку, во втором случае требуется столько
запоминающих ячеек, сколько взято интервалов, на которые
разделен диапазон аналоговой величины, т. е. кодовый сигнал
представляет собой адрес запоминающей ячейки, в которой
должно быть зарегистрировано соответствующее событие.
Эти два типа схем имеют лишь количественное различие.
Заданный диапазон амплитуд импульсов может быть разделен
на п интервалов, и для каждого интервала выбран свой дискри-
минатор. Таким образом, ни один из аналоговых импульсов не
теряется, так как он всегда появляется в виде выходного импуль-
са одного из дискриминаторов. В то же время аналого-кодовый
преобразователь регистрирует только те импульсы, амплитуда
157

которых больше некоторой минимальной величины *, так что
часть амплитудного спектра здесь также подавляется. Несмотря
на эти соотношения, n-кратный дискриминатор становится гро-
моздким даже для п 10, и следует искать возможность непо-
средственного кодирования амплитуд импульсов.
4.1.	АМПЛИТУДНЫЕ ДИСКРИМИНАТОРЫ
Как было показано в разд. 3.1, с помощью отрицательной
обратной связи можно добиться эффективного сохранения
аналоговой информации в процессе усиления импульсов. Следо-
вательно, можно предположить, что требуемое сокращение ана-
логовой информации может быть осуществлено с помощью
положительной обратной связи [1]. Действительно, усилители
с сильной положительной обратной связью представляют собой
схемы порогового характера типа мультивибраторов, которые
используют в качестве дискриминаторов.
Принцип работы мультивибратора. На рис. 4.1, а показана
идеализированная характеристика усилителя. Рассматриваемая
схема имеет линейную область выходных напряжений иъЫ1,
в пределах которой усиление постоянно. Граничные значения
напряжений U\ и U2 линейной области примерно соответствуют
насыщению и запиранию транзистора последнего каскада.
Для напряжений в нелинейной области характеристика
(7ВЫХ — F(^bx) становится горизонтальной. Следует отметить,
что U\ и U2—константы, присущие усилителю +А, и не зависят
от линейной обратной связи.
При использовании отрицательной обратной связи (см.
рис. 4.1,6) наклон линейной части характеристики уменьшается,
так что линейная область входных напряжений UBX возрастает.
Усиление dU^JdU^, согласно (3.5), равно
dU^/dU^A/il+bA),	(4.1)
где значения А и b ясны из рис. 4.1.
Кроме того, сигнал обратной связи bUBblx может также
складываться с первоначальным входным сигналом, увеличивая
усиление. Усиление с такой положительной обратной связью
(см. рис. 4.1,в и г) можно сразу определить, если учесть, что
единственное различие между отрицательной и положительной
обратными связями состоит в дополнительном изменении поляр-
ности. Следовательно, заменяя в (4.1) b величиной — Ь, полу-
чаем
dUm/dU„=Al(l-bA)	(4.2)
коэффициент усиления с положительной обратной связью. Пока
коэффициент передачи ЬА < 1, усиление (4.2) остается положи-
♦ Это делают, например, из-за шумов, фона и т. д.
158

тельным, но большим А. Линейная область входного напряже-
ния сокращается и исчезает при ЬА = 1. При ЬА > 1 усиление
dU^aildU^ становится отрицательным, и характеристика при-
обретает форму, соответствующую рис. 4.1, г.
Для упрощения рассуждений эта характеристика приведена
на рис. 4.2.
Рис. 4.1. Характеристики идеализированного усилителя
с отрицательной и положительной обратными связями соот-
ветственно.
Для величин входного напряжения, лежащих в пределах
интервала UBi и Ub2, существуют три возможных значения соот-
ветствующего выходного напряжения UBax, одно из которых
приведено на рис. 4.2 (пунктир на отрицательной части харак-
теристики). Так как это состояние нестабильно, то схема имеет
бистабильный характер: когда UBI проходит через порог UBl
вверх, выходное напряжение ивЫ1 резко меняется от до U2,
когда 1!ях проходит через порог UB2 вниз, то UBblx возвращается
от U2 до U[.
Разница между пороговыми напряжениями названа напря-
жением гистерезиса UT-
Ut^UbX-U^	(4.3)
159

Из выражения (4.2) можно подсчитать гистерезис:
£/г~^(М-1).
А
(4.4)
Отношение максимально возможной амплитуды U2— Ui к уси-
лению А простого каскада постоянно и приводит к пропорцио-
нальности между Ur и коэффициентом передачи (ЬА — 1).
Рис. 4.2. Характеристика усилителя с положительной
обратной связью.
На рис. 4.2, в изображена форма возможного входного сиг-
нала ifex(t) и соответствующих выходных импульсов 1/ВЫх(0
мультивибратора.
На рис. 4.3 приведена схема усилителя постоянного тока
с положительной обратной связью в виде, впервые * предложен-
ном Шмиттом [2], которая известна как триггер Шмитта.
Принцип действия этой схемы легко понять, полагая, что
R = 0, т. е. эмиттеры обоих транзисторов Ti и Т2 соединены,
и /?э очень велико. В этом случае /?э можно рассматривать как
источник постоянного тока /т = const. Если напряжение U6i
мало, то транзистор 1\ закрыт. Следовательно, ток /т течет через
Т2. Пренебрегая его базовым током, для напряжения на базе Т2
получаем: U& = Un-R6/(RKi + Яа + Rc)  Транзисторы и T2
образуют дифференциальный усилитель с эмиттерным соеди-
нением. Поэтому если за счет внешнего сигнала U-ы повышается,
* Конечно, в ламповом варианте.
160

то транзистор 1\ начинает проводить ток, и как только
достигнет значения UG2, то благодаря обратной связи по Ra, Re,
схема переходит во второе стабильное состояние: транзистор Т\
открыт, Т2— закрыт. В этом состоянии коллекторное напряже-
ние Ti уменьшается на величину RkiI-г, и. базовое напряжение Т2
становится равным U"62 = (Un — RKi-IT) -R6/(Rki + Ra + Re)-
Очевидно, что U'6Z <	. Если напряжение L^i снова понизит-
ся, то схема возвращается к первоначальному состоянию как
Рис. 4.3. Схема Шмитта (а) и эквивалентная схема для расчета коэффици-
ента передачи (б).
только t/б! ~ ^62- Следовательно, напряжения U62 и U”2 при-
мерно соответствуют критическим значениям UBi и Ub2 входного
напряжения £7ВХ = U6l (см. рис. 4.2). Разность U 6i — U"2 = UT.
Коэффициент передачи напряжения ЬА можно легко подсчи-
тать, если (согласно [1]) разорвать цепь в точке X (см.
рис. 4.3, б). Усиление напряжения dUKJdUe2 равно
= п j --------------,	(4.5)
<Я^б2 R + ^61/ (I + Р1) + R6S/ (1 + Рг) + ГЭ1 + Гэ2
где аир коэффициенты усиления по току схем с общей базой
и общим эмиттером соответственно. Индексы 1 и 2 обозначают
параметры транзисторов и Т2. Динамическое эмиттерное со-
противление гэ определяется из соотношения
. <Ш6з
9 dl3
kT 1
е I3
(4-6)
Так как Uez = ^kiRoMRki + Ra + Re), то получаем
Кб_________dUК1
^к1 + ^?а4-^?б dUfy
(4.7)
Очевидно, Roz = RelKRa + Rki)-
Ц Заказ 199
161

Роль сопротивления /? можно понять из выражений (4.6)
и (4.7). При больших величинах коэффициент передачи ЬА
уменьшается. Таким образом, помимо делителя Ra, Re сопротив-
ление R позволяет дополнительно изменять коэффициент пере-
дачи напряжения ЬА и, следовательно, величину гистерезиса Ur
(4.4).
Если значение R превышает величину других членов в знаме-
нателе выражения (4.5), то усиление dUKildUe2 определится
отношением RKJR-
Свободная цепь коллектора Т2 позволяет снимать выходной
сигнал с Rja, не влияя на цепь обратной связи С/б2 — U*..
Другое рассмотрение работы
этой схемы приведено на рис. 4.4.
Характеристика передачи между
напряжениями Uq2 и t/Ki (с раз-
рывом цепи в точке X) соответ-
ствует кривой А, положение кото-
рой от К до L является также
Рис. 4.5. Структурная схема уси-
лителя с интегратором в цепи
с положительной обратной
связью.
Рис. 4.4. Рабочая характерис-
тика триггера Шмитта:
а — характеристика усилителя;
б — характеристика аттенюатора
функцией U6i. Цепь аттенюатора Ь (включающая Ra, Re и т. д.)
приводит к прямой зависимости в области между UKi и Ue2- Сред-
няя точка этих двух пересекающихся характеристик Ь и А неста-
бильна. Если t/б! уменьшается, то характеристика А смещается
влево до положения К. Здесь точка пересечения U"62 исчезает, н
единственная остающаяся возможность режима схемы состоит в
Um = ^2 • ПРИ смещении характеристики передачи А за поло-
жения L при возрастании Ue\ внезапно исчезает точка пересе-
чения t/6'2 и остается Ue2 = U"2- Такое описание особенно полезно
для схем с аттенюаторами, имеющими обычно нелинейную ха-
рактеристику (см. рис. 4.8).
Раньше мы полагали, что усилитель А и аттенюатор Ь имеют
широкую полосу пропускания частот. В этом случае опрокиды-
* При условии (Un —ItRxi) > Uet-—Прим. ред.
162

ванне из одного состояния в другое происходит без задержки по
времени в момент достижения входным напряжением порого-
вого значения UB\ или UB2. Теперь рассмотрим реальную схему
с ограниченной полосой пропускания. Ее можно описать с помо-
щью дополнительной интегрирующей ячейки 1/(1 + рт) в цепи
связи (рис. 4.5). Выходное напряжение UA идеального усилителя
А хорошо описывается статической характеристикой (см.
рис. 4.4). Однако деление напряжения в соответствии с U62 =
— bUKi сохраняется только для С7кЬ удовлетворяющего соотно-
шению
йп = *>.—(4.8)
рт+ 1
Из (4.8) получаем
prt7K1 = Ua—UKl,	(4.9)
что при обратной трансформации к щкале времени дает
xdUKi=> (Ua~UKi)dt.	(4.10)
Время перехода tn (т. е. длительность процесса перехода из
одного стабильного состояния в другое) можно определить
интегрированием dt из (4.10):
С/К1=А£7
/п= f dt,	(4.11)
где Д[7 — амплитуда выходного сигнала UKl.
Подставляя (4.10) в (4.11) и используя соотношение между
Ua и Um из рис. 4.5, получаем
,\U!bA
Ы!
J
(4.12)
Пределы интегрирования UK\ = 0 + MJ соответствуют дости-
жению входным напряжением порогового значения. Однако
в этом случае из выражения (4.12) имеем /п = °°. Следователь-
но, для получения конечного времени перехода входное напря-
жение должно превышать пороговое на небольшую величину,
например е(/г;	(8<^1). Интегрируя (4.12) в пределах
Um = вД(/ н- (1 —е)ДС/, получаем
rn^-21_ig-L.	(4.13)
М—1	8
Таким образом, время перехода определяется главным
образом характеристической постоянной времени всей цепи.
Слабая зависимость от амплитуды и формы входного напряже-
.1
163

ния становится более заметной для сигналов, достигающих
порога. Малый коэффициент передачи ЬА неблагоприятно влияет
на время перехода. Соотношение (4.13) не выполняется для
входных амплитуд, сравнимых или больших гистерезиса (т. е.
е 1). В этих случаях ta просто определяется т.
Детальный анализ схемы Шмитта на транзисторах приведен в работе
[120], авторы которой также предложили метод уменьшения гистерезиса с по-
мощью взаимного' управления двух триггерных схем [121].
Интегральные дискриминаторы. Интегральными дискримина-
торами называют схемы, дающие нормализованный выходной
импульс (код единицы) на каждый входной сигнал, амплитуда
которого превышает установленный порог. Меньшие импульсы
подавляются.
Очевидно, схему Шмитта можно использовать в качестве
интегрального дискриминатора. При этом необходимо опреде-
лить, как должен устанавливаться желаемый порог, чему равна
наименьшая допустимая амплитуда импульса, т. е. чувствитель-
ность схемы, влияет ли температура на установленный порог,
смещается ли порог при изменении частоты входных импульсов
и как реагирует дискриминатор на перегружающие входные
импульсы.
На рис. 4.6 приведена схема простого интегрального дискри-
минатора. Опорное напряжение UB устанавливают с помощью
потенциометра Rn равным t7Bo- Все положительные импульсы
с амплитудой, большей (UBi— Ub0), запускают схему. Таким
образом, регулируемым порогом дискриминатора является
= Ци UBQ.
Конденсатор Са компенсирует паразитную емкость Со дели-
теля напряжения Ra, Re. (В последующем рассуждении его мож-
но опустить.)
За исключением разницы в напряжении база — эмиттер t/бэ
каждого из транзисторов 7\ и Т2, критическое напряжение опро-
кидывания схемы равно Ur'2 . Если предположить, что //б'2 хо-
рошо известно и постоянно, то температурная зависимость UBl
определяется лишь изменениями U$a обоих транзисторов. В диф-
ференциальном усилителе с примерно одинаковыми эмиттерны-
ми токами каждого из транзисторов для Uc>a выполняется соот-
ношение
^б-»=—lg( Z\--so Y	(4.14)
где /по — ток насыщения, запирающий переход эмиттер — база.
Следовательно, изменения /7б.э, зависящие от температуры, ком-
пенсируют друг друга. Хотя схема, приведенная на рис. 4.6,
в принципе является дифференциальным усилителем, в начале
перехода справедливо соотношение /э| С /эг « /т. Поэтому почти
164

все температурное изменение напряжения U^a транзистора Т2
непосредственно влияет на UB\ и (7Д. Результирующий дрейф по-
рога t/д обычно равен 0,1 н- 1 мв/°С, и импульсы амплитудой
100 мв могут кодироваться только с точностью до 1 % при стаби-
лизации температуры схемы в пределах от 1 до 10° С.
Рис. 4.6 Принципиальная схема Шмитта, используе-
мая в качестве интегрального дискриминатора.
Величина ия—это разность двух не связанных между собой
напряжений UBi и UBo, которые могут быть значительными и ко-
торые (по крайней мере на рис. 4.6) зависят от различных ком-
понент схемы и источника напряжения: UBi ~ U^2 определяется
/?кь /?а и Re, t/Bo — потенциометром /?п- Незначительные изме-
нения в величинах этих компонент или в напряжении источников
питания могут сильно изменить порог дискриминатора t/д.
Поэтому лучше всего оба напряжения U62 и UBo снимать с одно-
го делителя и от одного источника питания. Это возможно при
наличии /?С-связи между транзисторами Т] и Т2 (рис 4.7).
Если /?бСа достаточно велико по сравнению с максимальной
длительностью импульса, то дифференцирующая цепочка Са, /?б
образует аттенюатор с b = 1. Фиксирующий диод Д восстанав-
ливает нулевой уровень обычным образом, так что опорный
потенциал базы Т2 соответствует потенциалу точки X и не зави-
165

сит от частоты импульсов *. Изменение величин компонент
и напряжения питания теперь влияет на Uб'2 и на {7в0. В каче-
стве /?п обычно используют прецизионные многооборотные
потенциометры спирального типа. Выбранный порог напряжения
ия можно непосредственно определить по указателю потенцио-
метра с точностью выше 0,1 %.
Из рис. 4.6 и 4.2 видно, что наименьшая обнаруживаемая
амплитуда униполярных входных импульсов больше напряжения
Рис. 4.7. Пороговая схема одновибратора с /?С-связью.
гистерезиса UT, так как для С/в0 > Um схема не опрокидывается
обратно, если она уже была переключена. Следовательно, в чув-
ствительных дискриминаторах желательно малое значение Ur.
В то же время большое гистерезисное напряжение предохраняет
схему от нестабильности, приводящей к появлению множествен-
ных импульсов-сателлитов или свободных колебаний. Не реко-
мендуется выбирать Ur менее нескольких сот милливольт. На-
пряжение гистерезиса, равное 100 мв, уже требует очень тща-
тельного монтажа. Согласно (4.4), малая величина Ur получает-
ся при низком коэффициенте передачи ЬА 1. Однако, согласно
(4.13), малое ЬА снижает быстродействие схемы и приводит
к зависимости порога дискриминации от формы входных
импульсов. Небольшое напряжение гистерезиса U? можно полу-
* При условии ~	< «б- — Прим. ред.
К + Кп т Kg
166

чить без снижения ЬА, если изменение потенциала на базе Т2
ограничивается двумя диодами (рис. 4.8). Работу схемы можно
анализировать с помощью диаграммы, приведенной на рис. 4.4,
в этом случае включение диодов приведет к нелинейной характе-
ристике аттенюатора. Во время перехода из одного стабильного
состояния в другое значение ЬА велико, и, несмотря на малое
напряжение гистерезиса, время перехода уменьшается. Паразит-
ные емкости диодов Д\ и Д2, а также температурная зависимость
разности потенциалов на Д1 (которая непосредственно влияет на
порог дискриминатора) вносят некоторые трудности. Ограничить
Рис. 4.8. Схема ограничения изменений напряжения на базе транзистора
с помощью двух диодов.
сигнал можно на коллекторе Л, где границы напряжения не-
сколько выше.
Все рассмотренные схемы имеют хорошие перегрузочные
характеристики. При постоянном токе /т ток через транзистор Т\
остается постоянным после перехода в состояние «Г! — открыт,
Т2— закрыт», и входная цепь нагружается только базовым то-
ком Ti, если {7Кб =# 0 (т. е. если 1\ не достигает насыщения).
Следовательно, только разность между напряжением на коллек-
торе (7к1 = {7П — RKi 4- /т) открытого транзистора Т\ и поро-
говым напряжением UBi должна быть больше, чем максимально
возможная входная амплитуда, где /а>б — ток, текущий через
аттенюатор Ra, Rs. В противном случае амплитуда входного им-
пульса должна быть ограничена до значения, меньшего
UKl - f/B1.
Так как порог дискриминатора определяется смещением на
базе 1\, то входной импульс следует подавать через конденсатор
Сь В гл. 3 подробно показано, что всякое /?С-соединение приво-
дит к смещению нулевой линии, зависящему от частоты импуль-
167

сов, а это изменяет эффективный порог дискриминатора UK.
При строго униполярных импульсах смещение UB0 на базе Т{
может быть стабилизировано с помощью фиксирующего диода
(рис. 4.9). Из-за нелинейности характеристики диода эта схема
работает удовлетворительно только при амплитуде импульсов,
много больших, чем kTje, т. е. при ^200 мв. Делитель напря-
жения Rn должен иметь малое сопротивление, а емкость конден-
сатора — быть достаточно большой для того, чтобы создать дей-
ствительно постоянный источник напряжения [/в0. Схемы с фик-
Правильно
сирующим диодом подробно
рассмотрены в работе [3].
Простая схема (см. рис. 4.9)
не работает от биполярных
импульсов, хотя отрицатель-
Неверно
Рис. 4.9. Схема с фиксирующим дио-	Рис. 4.10. Схема восстановле-
дом для восстановления нулевой ли-	„ия нулевой линии для бипо-
нии.	лярных импульсов (4).
ный обратный выброс и подавляется, но заряженный конденса-
тор Ci должен впоследствии разрядиться через Ri, создавая, та-
ким образом, положительный импульс-сателлит.
В работе [4] (см. также [5]) приведена фиксирующая схема
для биполярных импульсов небольших амплитуд (рис. 4.10).
Потенциал базы Tit Ub0 фиксируется с помощью диодов Д| и Д2.
Так как сопротивления резисторов Ri и R2 велики, то токи через
диоды Д\ и Д2 можно считать постоянными. В состоянии покоя
токи через оба диода равны (/д). Для малых отклонений потен-
циала базы от UBo конденсатор С! работает на очень малое со-
противление гД1 + гД2 « 2kT/е!я, заключенное между базой 1\
и источником напряжения UBo. Следовательно, небольшие поло-
жительные или отрицательные выбросы с амплитудой, сравнимой
с kT/e, шунтируются с малой постоянной времени С1(гд1 + гд2).
Большие импульсы любой полярности закрывают диод Д} или Д2
и проходят с малыми искажениями. Температурные изменения
168

разностей потенциалов на диодах, которые обычно влияют на 17д,
удачно компенсируют друг друга.
В работе [122] приведен измененный вариант предыдущей
схемы, в которой гд уменьшено с помощью операционного уси-
лителя. В работе [123] рассмотрен другой метод стабилизации
нулевой линии *. Введение так называемого «активного восста-
новления постоянным током» с помощью схемы, создающей
сигнал, пропорциональный изменениям входного напряжения от
пика до пика, приведено в работах [125, 126]. Авторы работы [6]
скомпенсировали зависящее от частоты смещение нулевой линии
с помощью сложной управляющей системы.
Рис. 4.11. Характеристики триггеров со смещением в пределах напряже-
ний гистерезиса.
При обсуждении рис. 4.6 отмечалось, что триггер Шмитта
с напряжением гистерезиса Ur работает в качестве интегрального
дискриминатора только в том случае, когда амплитуды входных
импульсов превышают величину напряжения Ur. Для заданного
значения Ur = С/В1 — Ub2 чувствительность схемы можно повы-
сить только выбором смещения Ub0 между величинами UBi и UB2.
В этом случае схема автоматически не переопрокидывается,
поэтому необходимо предусмотреть специальное возвращающее
устройство. Для анализа такой схемы рассмотрим основную
схему Шмитта (см. рис. 4.6), полагая для простоты, что пороги
определяются только напряжением на базе U&t транзистора Т2
(т. е. UBy = U'62 и Ub2 = U"62). На рис. 4.11, а приведен вариант,
когда напряжение смещения лежит за пределами гистерезисного
интервала (С/Во <	)• Напряжения £7ВЫХ, U62 и UBX построены
в зависимости от времени t. Длительность выходного импульса
* Система представляет собой цепь с глубокой отрицательной обратной
связью по постоянному току для нулевого уровня через дополнительный уси-
литель, на входе которого исключаются регистрирующие импульсы.— Прим,
ред.
169

определяется формой входного импульса и действительными
пороговыми значениями напряжений U б2 и t/6"2 .
При U”62 < UBo < U62 переход t/g2 U'62 в исходное состоя-
ние должен инициироваться вспомогательным возрастающим
сигналом амплитудой переходящей (U60 — (см- Рис- 4.11,6),
который желательно подавать на базу Tz. Длительность
импульса 6 в этом случае определяется только задержкой
возрастающего сигнала. Конечно, длительность импульса 6
Рис. 4.12. Структурная схема одновибратора, исполь-
зуемого в качестве интегрального дискриминатора.
должна превышать максимальную длительность входного
сигнала — в противном случае возникнут многократные выход-
ные импульсы. Схема дискриминатора, работающая согласно
рис. 4,11, б, представляет собой бистабильный мультивибратор
(триггер), работа которого будет рассмотрена подробнее
в разд. 6.1. Возвращающий сигнал может, например, создаваться
вспомогательным одновибратором, включаемым передним фрон-
том выходного сигнала t/вых- Введение в цепь обратной связи
компонент с зависйщими от времени характеристиками (конден-
сатор, катушка или кабель задержки) представляет простой спо-
соб возвращения дискриминатора в исходное состояние (см.
рис. 4.11, в). Переопрокидывание происходит в момент, когда
t/ozft) = t/Bo- Конечно, это уже не дискриминатор, а одновибра-
тор, схема которого приведена на рис. 4.12.
Цель такого несколько необычного представления трех типов дискрими-
наторов состоит в том, чтобы показать тесную взаимосвязь между ними.
170

За исключением способа определения длительности выходного импульса, свой-
ства триггера Шмитта, бистабильного мультивибратора (триггера) и одно-
вибратора как дискриминаторов одинаковы. Все соображения, касающиеся
температурной зависимости порогового напряжения Ua и др., уже рассмотре-
ны для триггера Шмитта, поэтому в равной степени применимы и к двум
другим схемам дискриминаторов.
На рис. 4.12 приведена схема одновибратора с компонентами
Rt и Ct, определяющими длительность. Полагая ток, проходящий
через Rt, равный постоянным, для длительности выходного
импульса получаем б~ (Ub0— U’62)CtlIt. Следовательно, б
зависит от порога дискриминатора С7Д, который определяется t/B0.
Рис. 4.13. Структурная схема моностабильного дис-
криминатора с улучшенным временем восстановле-
ния.
Диод Д стабилизирует исходный потенциал U’62 с точностью,
определяемой делителем напряжения R2, R3, Rn. Конденсатор Ct
разряжается через сопротивление Rt во время формирования
длительности импульса. Вследствие перезарядки Ct через /?к1
и Д после переопрокидывания напряжение на коллекторе
нарастает не скачкообразно, а медленно по экспоненциальному
закону с постоянной времени RK\Ct. Характерные формы импуль-
са показаны на рис. 4.12.
При этих неравновесных значениях напряжений порог дис-
криминации ия определен неточно и требуется небольшое время
восстановления, определяемое величиной RKiCt. Часто между RKi
и Ct вводят эмиттерный повторитель Т3 (рис. 4.13), выполняю-
щий роль преобразователя сопротивления.
Температурная зависимость разности потенциалов на диоде Д
(см. рис. 4.12 и 4.13) частично компенсирует температурные
изменения (7б.э транзистора Т2, что увеличивает постоянство
порога дискриминатора. Если требуются одновременно высокая
171

чувствительность и большой гистерезис, то более подходят
одновибраторы.
Как уже отмечалось, длительность выходного импульса
зависит от Uво и, следовательно, от выбранного порога дискри-
минации t/д. Эту трудность можно обойти, используя усилитель
Рис. 4.15. Схема чувствительного
к току дискриминатора.
с регулируемым порогом, вклю-
ченный перед дискриминатором с
постоянным смещением t/B0. При-
менение порогового усилителя
(ПУ) для определения напряже-
ний t/д имеет преимущество не
только при использовании с моно-
стабильным дискриминатором, но
также и со схемой Шмитта с галь-
ванической связью. Стабильность
Рис. 4.14. Характеристика тригге- поРога Ниггера Шмитта (Г)
ра Шмитта (индекс Т), которому улучшается в результате предва-
предшсствует пороговый усили- рителыюго усиления, и в такой
тель (индекс вых п). же степени уменьшается гистере-
зис (рис. 4.14). В этом случаетре-
бования к стабильности порога дискриминатора переносятся на
стабильность порога такого усилителя 1/п. Этот усилитель может
состоять из простых диодных схем со смещением (см. рис. 3.61)
Рис. 4 16. Схема дискриминатора
Канди [10J.
или из дифференциальных усилителей со смещением и эмиттер-
ной связью (7—9].
В работах [7, 10] приведен чувствительный к току дискрими-
натор, основанный -на комбинации порогового усилителя, анализ
которого дан в работе [11] (см. рис. 3.63), и простого триггера
Шмитта. Принцип действия этой схемы показан на рис. 4.15.
При отсутствии входного сигнала /вх пороговый ток /во течет че-
рез диод Д. Небольшой ток течет к диоду Д от делителя напря-
172

жения /?2, /?з, создавая незначительное прямое смещение даже
при /в0 = 0. Следовательно, из-за того, что t/oi > ^б2> Ti открыт,
а — закрыт. Однако дополнительный ток с R2, /?3 должен быть
пренебрежимо мал по сравнению с нормальным значением /в0.
Входной ток /вх > /в0 закрывает диод Д, разность токов /вх — /во
течет с базы Ti и таким образом запускает схему.
В работе {12] предложен очень чувствительный вариант схемы
триггера, основанный на сильной зависимости динамического
сопротивления от тока, протекающего через диод. Многие
современные прецизионные дискриминаторы для импульсов дли-
тельностью от 0,1 до 1 мксек основаны на принципе, показанном
на рис. 4.16 [10, 13, 14, 126]. В состоянии покоя исходный ток /т
равномерно распределяется между двумя транзисторами и Т2\
/К1 = /к2 = /т/2. Нагрузка коллекторной цепи Ti состоит из /?к1,
входного сопротивления Т2 (примерно $2R) и динамического со-
противления диода Гд. Коэффициент передачи ЬА этой схемы
легко определить по формуле (4.5). Полагая, что R значительно
превосходит остальные члены в знаменателе (4.5), т. е.
R 200 ом и Гд С /?кь а также гд < $2R, получаем
М = /-д//?.	(4.15)
Динамическое сопротивление диода
зависит от тока /д, протекающего через диод Д. Здесь /до /д
ток насыщения, запирающий диод Д. До тех пор, пока /д доста-
точно велико, так что гд < R, коэффициент передачи ЬА < 1,
и схема остается в равновесии при открытых транзисторах. Для
критического тока диода /1(р
4,-—^-	(4-17)
сопротивление диода гд = R, при этом коэффициент передачи
достигает единицы и схема переходит в нестабильное состояние
«Ti — закрыт//^— открыт». При ~ 200 ом критический ток
равен /кр « 125 мка.
С помощью потенциометра R\ исходный ток диода устанав-
ливается равным /д = /во + /Кр. Входные импульсы тока /вх
указанной полярности уменьшают ток диода /д на величину /вх.
Пока /вх < /во, ток диода остается выше критического. Для
/вх /во справедливо соотношение /д /кр, и триггер переопро-
кидывается. Таким образом, ток /в0 определяет порог дискрими-
нации для входных импульсов.
Из (4.17) при /д > /до получаем
dl^/I^dT/T.	(4.18)
Следовательно, порог дискриминации меняется примерно на
0,4 мкаГС при критическом токе /кр — 125 мка. Остальные зави-
173

сящие от температуры параметры схемы влияют на стабильность
порога дискриминации в значительно меньшей степени.
Используя соотношение /д0 ~ ехр(—£д/йТ), где Ея — ширина запрещен-
ной зоны полупроводника, получаем более строгое соотношение вместо (4.16):
=—( 1--------^Д7Д°—\	(4.19)
Т \ kT (/д0 + ^кр)/
Следовательно, температурная зависимость порога дискриминации может быть
существенно уменьшена выбором критического тока /к₽ «1я0(Ея/кТ). В рабо-
те (10] приведено значение для германиевого диода с Ея1кТ = 30 и /д0 ~
= 5 мка при комнатной температуре, что дает смещение порога дискримина-
ции всего лишь на 0,05 мка/’С в температурном интервале от 25 до 40° С.
Чувствительность этой схемы {10] ограничивается в основном
указанными температурными эффектами. Схема, приведенная
на рис. 4.16, бистабильна, и возврат ее в исходный режим осу-
ществляется с помощью внешнего импульса, подаваемого,
например, иа базу Т\. Одновибраторный режим достигается
введением дифференцирующей цепи между 1\ и Т2 (точка У).
Буферный конденсатор С стабилизирует потенциал точки Ux
анода диода.
Величина Ux немного зависит от частоты сигналов, хотя это
напряжение легко стабилизировать с помощью дифференциаль-
ного усилителя. Примеры практических схем даны в книге [10].
Наиболее важным условием правильной работы этого дискриминатора
является выполнение соотношения (4.16). По данным работ [15, 16], это со-
отношение более строго применимо к динамическому сопротивлению эмитте-
ра гэ, зависящему от коллекторного тока /к транзистора, чем к полупровод-
никовым диодам (см. разд. 3.23). Следовательно, использование перехода
база — эмиттер транзистора вместо диода Д в схеме, приведенной на
рис. 4.16, может давать преимущества.
Дифференциальные дискриминаторы. Дифференциальные
дискриминаторы, часто называемые одноканальными анализато-
рами, представляют собой схемы, создающие нормализованный;
или, иначе, цифровой «Да — Нет» выходной сигнал на каждый
входной импульс, амплитуда которого UBI удовлетворяет усло-
вию UK < С/Вх < C/I( + А С7К. Импульсы с амплитудой, меньшей
Uк или большей UK + А С7К, исключаются. В зависимости от
назначения -дискриминатора предел UK называют нижним поро-
гом или положением канала, предел UK + Д£7К — верхним поро-
гом, а разность между этими пределами АС7К — шириной канала.
В основном одноканальный анализатор состоит из двух инте-
гральных дискриминаторов, фиксирующих соответственно ниж-
ний и верхний пороги, и из простой схемы цифровой логики,
выбирающей лишь те события, которые переключают один ниж-
ний триггер Шмитта 7\, без участия верхнего—Т2 (рис. 4.17).
Так как подобная селекция относится к операциям, Производимым с дис-
кретными. или, иначе, цифровыми сигналами («Да — Нет»), то дальше исполь-
зуются обозначения функциональных блоков, принятые для цифровых систем,
которые будут введены лишь в гл. 6.
174

Рис. 4.17. Структурная схема и прин-
цип действия дифференциального
дискриминатора.
Пропускающая система, обозначенная как схема антисовпа-
дений, должна давать выходной импульс с нижнего триггера
Шмитта Ti, если она не блокируется выходным импульсом Т2.
Одиако схема в простом виде (см. рис. 4.17) работала бы неудов-
летворительно.
Так как любой реальный импульс шире у основания, чем
у вершины, то длительность выходного импульса t/B] с 1\ всегда
больше, чем запрещающего U^. Схема блокируется на время
длительности Ub2, но часть им-
пульса UBl (на рис. 4.17 за-
штрихованная область) пропу-
скается, давая выходные им-
пульсы. Во избежание этих эф-
фектов импульсы UBi и Ub2 сле-
дует формировать: (]в2 должен
быть всегда длительнее UB\
для полного перекрывания во
всех возможных случаях.
На рис. 4.18 показаны три
часто применяемых метода осу-
ществления такой операции.
На схеме, приведенной на рис.
4.18, а, выходной импульс UB\
создается дифференцирующей
цепочкой задним фронтом сиг-
нала от нижнего триггера
Шмитта Т], положительный
импульс, соответствующий пе-
реднему фронту, подавляется с
помощью диода. Результирующий сигнал отрицателен, т. е. отри-
цательное напряжение соответствует логике 1 (или «Да»), а по-
ложительное — логике 0. Запрещающий сигнал удлиняется в про-
стой схеме интегрирования, а его окончание определяется выход-
ным сигналом, задержанным на t3, который включает контакт К.
и разряжает накопительный конденсатор. Запрещающий сигнал
всегда перекрывает продифференцированный сигнал Ti, если пра-
вильно подобрано t3. Следовательно, выходной сигнал отсутству-
ет тогда, когда триггеры Т\ и Т2 включаются. В работе [7] приве-
дены две схемы типа рис. 4.18, а. Часто не требуется специальной
задержки сигнала, так как время- его распространения в исполь-
зуемых схемах бывает достаточно велико. Схемы этого типа име-
ют небольшое быстродействие, поэтому их мало применяют в со-
временных дискриминаторах.
Анализатор типа приведенного на рис. 4.18,6 состоит из двух
одновибраторов ОВ, и ОВ2 с фиксированной длительностью
импульсов 62 > 61. Выходной импульс ОВ\ задерживается на
время t3 (например, с помощью небольшой линии задержки).
Если t3 больше, чем максимально возможная задержка фронта
175

запрещающего импульса относительно импульса нижнего дис-
криминатора, и одновременно если t3 < 62 — di, то запрещающий
импульс всегда перекрывает выходной импульс ОВь Выходной
импульс ОВ2 преобразуется в инверторе и управляет пропуска-
телем сигнала. Дискриминаторы для верхнего и нижнего порогов
Рис. 4.18. Три часто применяемых метода в построении
дифференциальных дискриминаторов, обеспечивающих
перекрывание импульсов в схеме антисовпадений.
обычно не должны быть собраны по схеме одновибраторов.
Одновибраторы ОВ\ и ОВ2 запускаются предшествующими триг-
герами Шмитта и т. д., которые осуществляют действительную
дискриминацию. Схемы этого типа хорошо известны [17] и в на-
стоящее время все еще часто используются [18].
Верхний дискриминатор в анализаторе (см. рис. 4.18, в) со-
стоит из триггера Т. Нижний пороговый сигнал получается так
же, как в схеме, приведенной на рис. 4.18, а, с помощью триггера
Шмитта Тш дифференцированием заднего фронта импульса.
176

После соответствующего времени /3 триггер возвращается в ис-
ходное состояние. Триггер Т переводят в исходное состояние
с помощью включенного перед ним триггера Шмитта, одновибра-
тора, или отрицательный продифференцированный импульс
может быть сформирован одновибратором до его подачи на про-
пускающее выходное устройство. Эта схема наиболее эффектив-
на при работе с импульсами сравнительно высокой частоты
следования [19, 127].
В работе [20] приведен анализатор, в котором задержанный выходной
импульс нижнего порогового дискриминатора должен запускать устройство,
формирующее выходной импульс в том случае, если в это время не присутст-
вует сигнал от верхнего порогового дискриминатора. В противном случае
порог выходной цепи увеличивается и тем самым исключается запуск форми-
рующей схемой (см. рнс. 4.18, б).
Вместо применения двух одновибраторов формирование импульса может
осуществляться дифференцированными импульсами от схем Шмитта и двумя
ячейками с различными постоянными времени [21]. В работе [22] исследованы
различные логические схемы с быстрой селекцией, работающие в наносекунд-
ном диапазоне.
В работе [128] рассмотрен простой одноканальный дискриминатор, состо-
ящий из набора линейных и логических интегральных схем.
Практические схемы селективных пропускателей здесь ие
рассматриваются, так как техника цифровых устройств будет
более подробно обсуждаться в гл. 6.
Обычно стремятся получить ширину канала At/K дифферен-
циального дискриминатора постоянной и не зависящей от
действительного значения уровня канала UK. При этом недопу-
стимо подавать смещение на верхний и нижний пороговые дис-
криминаторы от двух независимых потенциометров, так как час-
то &UK <С Uк, и малые абсолютные изменения нижнего и верхне-
го порогов вызвали бы большое относительное изменение
ширины канала. Поэтому один потенциометр используется для
установления положения канала, а другой — для регулирования
ширины канала. Соответствующая схема приведена на рис. 4.19.
Порог UK = 0 устанавливают с помощью небольшого вспомога-
тельного резистора R3.
Потенциометр Rni определяет положение канала UK,
а с помощью дополнительного смещения от потенциометра R^
верхний порог дискриминатора сдвигается на AUK.
Этот принцип фиксирования порога используют во всех
случаях, когда применяют дискриминаторы, основанные на
дифференциальных усилителях и, следовательно, имеющие по-
рог, зависящий от разности двух регулируемых потенциалов.
Если невозможно юстировать оба порога независимо, тр перед
интегральными дискриминаторами включают, как показано на
рис. 4.20, дифференциальные усилители. Пороги дискриминато-
ров желательно устанавливать по амплитудам сигналов, для
которых /К1 = /К2 и /кз = М- В этом случае температурные изме-
12 Заказ 199	177

если пороги дискриминации
Рис. 4.19. Схема регулировки по-
ложения канала и его ширины
с помощью двух независимых
потенциометров.
нения предварительных усилителей фактически оказываются
равными нулю.
Схема, приведенная на рис. 4.20, состоит из двух интеграль-
ных дискриминаторов, каждый из которых содержит пороговый
усилитель. Преимущества этой схемы были отмечены в разд. 4.1.
Пороговый усилитель при таком применении может иметь не
резкую точку перегиба характеристики или стабильное усиле-
ние А, как это требовалось для схем, рассмотренных в разд. 3.3,
лежат приблизительно посредине
линейной части усиления (т. е.
Ли ~ Л<2 и т. д.). Требования,
предъявляемые к пороговому уси-
лителю, жесткие в том случае,
когда используется один усили-
тель с двумя дискриминаторами,
имеющими различные пороги,
как, например в схеме, приведен-
ной на рис. 4.21. Здесь (7ПН и
Un.в — пороги нижнего и верхне-
го дискриминаторов; С/ВыкПУ —
выходное напряжение порогового
усилителя с усилением А и на-
пряжением порога t/n.
Для фиксированного напряже-
ния Uni, положение канала UK по
шкале напряжений определяется
главным образом напряжением
порога усилителя Un, а ширина
канала — &UK — (UnB — Uuu)/A.
Преимущество схемы состоит в
уменьшении влияния изменений
Un.* и [7п.н на Un и &Un. Однако
положение канала и ширина
канала зависят от значения уси-
ления А.
Максимальная ширина канала ограничена линейной обла-
стью порогового усилителя. Следовательно, для этих применений
требуются пороговые усилители с уменьшенной областью пере-
хода (т. е. с резко выраженной точкой перегиба) от закрытого
состояния в линейную область и стабильным усилением А.
В работах [23—25] приведен другой принцип амплитудного анализа, ко-
торый иллюстрируется на рис. 4.22. К входному импульсу напряжения с ам-
плитудой U (принимаемой для простоты за прямоугольный) добавляется не-
большое ступенчатое напряжение At/. Эта ступенька АГ/ задержана относи-
тельно переднего фронта импульса на время At. Результирующий импульс по-
дается на интегральный дискриминатор с напряжением порога t/n. Возможны
три случая: 1) U<UB—bU, схема не опрокидывается; 2) Г/п—At/ < U < UB,
дискриминатор запускается дополнительной ступенькой, и, таким образом,
178

bo
♦
Рис. 4.20. Схема дифференциального дискриминато-
ра, состоящего из двух пороговых усилителей и двух
интегральных дискриминаторов с фиксированными
порогами дискриминации.

Дискримина-
Рис. 4.21. Схем? с двумя дискриминаторами и одним
общим пороговым усилителем.

вводится задержка относительно переднего фронта импульса на время Д/;
3) Un < U, дискриминатор срабатывает без задержки.
Выходные импульсы от дискриминатора подаются на схему совпадений,
которая отбирает импульсы, задержанные только на время At Лишь импуль-
сы с амплитудой, удовлетворяющей второму условию, создают выходные
сигналы. Таким образом, схема работает как одноканальный анализатор с ши-
риной канала Д (7 и положением канала Ua — \U. Постоянство ширины ка-
нала ДС/ задается стабильностью генератора напряжения At/, и поэтому
ширина канала не зависит от его положения Un.
Ступенчатый импульс может быть сформирован добавлением к первона-
чальному входному сигналу импульса напряжения постоянной амплитуды от
одновибратора, включенного задер-
жанным входным сигналом. В этом
случае \U постоянно и абсолютная
ширина канала не зависит от Un-
Ступенчатый импульс может быть
сформирован также за счет отраже-
Рис. 4.22. Метод добавления ступен-
чатого напряжения.
Рис. 4.23. Формирование дополни-
тельного ступенчатого импульса с по-
мощью неправильно нагруженной
линии задержки.
ния прямоугольного входного импульса на конце линии задержки со време-
нем задержки Д//2, нагруженный вместо характеристического сопротивления
/?о на сопротивление Ro + ДР (рис. 4.23). В этом случае выполняется соот-
ношение
MJ/U « ДР/2Р0	(4.20)
в предположении, что ДР С Ро. Следовательно, относительная ширина канала
остается постоянной и не зависит от t/n. Применение этого метода к жного-
канальным системам будет рассмотрено в следующей главе.
В работе [26] предложена схема одноканального анализатора, основанного
на обычной системе (см. рис. 4.17), но с постоянной относительной шириной
канала Д(7к/17к независимо от UK*
Многоканальная структура из дифференциальных дискрими-
наторов. Как уже упоминалось, принцип одноканального анали-
затора (см. рис. 4.17) может быть использован в многоканальных
анализаторах заданного диапазона амплитуд. Соответствующая
схема (рис. 4.24) должна быть так модифицирована (связь
цепей каналов с помощью одного из метода, указанного на
рис. 4.18), чтобы генерировать правильное перекрывание соот-
ветствующими запрещающими импульсами верхних каналов вы-
ходных импульсов от нижних каналов.
Многоканальная система обладает следующими преимуще-
ствами: исследуемая область амплитуд делится на п каналов
* Постоянство отношения ДЕ/Е обеспечивается простой схемой съема на-
пряжения порогов дискриминаторов верхнего и нижнего уровней с цепи об-
щего делителя, в котором меняется ток.— Прим. ред.
180

с границами t/Ko, t/кь ...» UKn. Следовательно, регистрация соот-
ветствующих скоростей счета на выходах t/Bi, ^в2, —, ^вп в п
независимых счетчиках непосредственно дает амплитудный
спектр, который с помощью одноканального анализатора мог бы
быть получен только последовательным измерением счета
в смежных каналах. Таким образом, для одной и той же ста-
тистической точности время измерения уменьшается в п раз
в соответствии с числом каналов, а анализ по определению
адреса импульса осуществляется очень быстро, требуется не
больше времени, чем для одноканального анализатора. Недоста-
ток состоит в увеличении чис-
ла дорогостоящих элементов
схем п + 1 дискриминатора.
До успешного использова-
ния прямого кодирования ам-
плитуд импульсов были созда-
ны многоканальные дискрими-
наторы с десятью и большим
числом каналов (см. работы
{7, 17, 27]). В настоящее время
такие системы применяют
только для специальных целей
[28, 129], особенно для анализа-
торов с очень высоким времен-
Рис. 4.24. Принцип построения мно-
гоканального дискриминатора.
ным разрешением в наносе-
кундном диапазоне с ограни-
ченным числом каналов (п »
« 10).
Основная трудность при конструировании
дискриминаторов — это требование равенства
многоканальных
ширины п-кана-
лов, которая определяется соответствующими разностями срав-
нительно высоких напряжений: Uia — UM', Uk2—UK{,
U,,n — UiKn-i), а также их долговременной стабильностью. Осо-
бенно изящный способ решения этой проблемы состоит в ис-
пользовании добавочных ступенчатых напряжений по методу
Гатти и др. (23—25] (см. также работы [29, 130]). На рис. 4.25
приведена функциональная схема многоканального дискрими-
натора, работающего по такому принципу. В удлинителе им-
пульсов УИ входной импульс UBX прежде всего растягивается
и формируется в прямоугольный импульс. Триггер Шмитта То
с низким порогом, который определяет чувствительность систе-
мы, включает ступенчатый генератор, не показанный на схеме.
Этот прямоугольный импульс с известной и постоянной амплиту-
дой Д(7К с задержкой А/ складывается с первоначальным растя-
нутым импульсом в сместителе СМ. Из п пороговых дискрими-
наторов Д1, Дг, Дп только один, порог которого лежит в ин-
тервале напряжений от UBX до UBX + А(7К (т. е. дискриминатор
Дп-i), включается с задержкой АГ Выходная система каналов,
181

открывающаяся синхронно с началом ступенчатого импульса,
в итоге пропускает на регистратор лишь выходной импульс
t7B, п-ь Как видно, ширина каналов зависит лишь от амплитуды
ступенчатого импульса At/K, действительные пороговые напря-
жения UK\, UK2,UKn влияют только на положение соответ-
ствующих каналов. Следовательно, изменение напряжения UK
искажает только масштаб амплитудного спектра, не влияя на
форму дифференциального спектра. Обычно величину Д£7К выби-
рают равной средней разности между соседними порогами UK
Рис. 4.25. Структурная схема многоканального дискриминатора, в кото-
ром используется метод добавления ступенчатого напряжения
для того, чтобы число потерянных импульсов или сосчитанных
в двух смежных каналах было минимальным. В любом случае
подсчетом полного числа анализируемых импульсов (выход —
полное число) интегрируемая площадь под спектральной кривой
(сумма отсчетов по всем каналам) может быть легко приведена
в соответствие с полным числом отсчетов.
Передача временной информации дискриминатором. Выход-
ной нмпульс усилителя связан во времени с исследуемым
событием. Прохождение сигнала по пути детектор — предвари-
тельный усилитель — усилитель вызывает некоторую задержку,
которая в среднем постоянна. Если амплитуда импульсов не под-
вергается нелинейным преобразованиям (например, отсутствуют
ограничители, схемы формирования, пороговые усилители), то
эта задержка также не зависит от амплитуды импульса. Если
в дальнейшем для временного анализа в схемах совпадений или
в системах, преобразующих время в амплитуду импульсов, дол-
182

жны использоваться амплитудные дискриминаторы, то в таком
дискриминаторе должна быть сохранена временная информация.
На рис. 4.26 показана форма выходных импульсов интеграль-
ного дискриминатора, которые получаются от двух входных
импульсов с различными амплитудами. Начало импульса (t—0)
определяет момент появления исследуемого события (если пре-
небречь упомянутой постоянной задержкой). Как видно из
рис. 4.26, обе части импульса, которые можно использовать для
определения времени, а именно передний и задний фронты, сдви-
гаются на интервалы времени, зависящие от относительной ам-
плитуды импульса и порога дискриминатора ия. В дифференци-
альных дискриминаторах вы-
ходной импульс также берется
от переднего или заднего фрон-
та импульса нижнего порогово-
го дискриминатора. Таким об-
разом, форма импульса усили-
теля, особенно его время на-
растания или наклон заднего
фронта, влияет на точность оп-
ределения момента времени
выходного импульса дискрими-
натора. Кроме такой неустой-
чивости импульсы, амплитуда
Рис. 4 26. Формы импульса на выходе
дискриминатора.
которых лишь слегка превосходит порог, могут включать дискри-
минатор с большей задержкой.
Задержку импульсов дискриминатора, зависящую от ампли-
туды, часто называют «разбросом» *. Для преодоления этой
трудности производят раздельную обработку временной и ам-
плитудной информации, относящейся к одному событию, в двух
различных каналах согласно так называемой быстро-медленной
технике регистрации (см. гл. 5). Здесь же будут рассмотрены
только те модификации методов и схем, которые необходимы для
получения не зависящего от амплитуды определения момента
времени выходного импульса дискриминатора.
В принципе любая точка импульса усилителя, инвариантная
относительно амплитуды, может быть использована для точного,
не зависящего от амплитуды «привязывания» импульса ко
времени. В работах [30, 31] предложено из первоначального уни-
полярного импульса вычитать импульс, пропорциональный
амплитуде. Из-за вычитания форма импульса меняется, и его
точка пересечения с фиксированным порогом уже не зависит от
амплитуды. В работах [32, 33] отмечено, что момент времени,
соответствующий нулевой точке пересечения биполярного им-
пульса, не зависит от амплитуды.
* Дословный перевод «хождение», «гуляние» в русской терминологии от-
сутствует.— Прим. ред.
183

Для фиксирования момента времени пересечения нуля можно
использовать интегральный дискриминатор, если критическое
напряжение Ub2 (см. рис. 4.6) сделать равным смещению Ub0.
Таким образом, задний фронт выходного импульса дискрими-
натора соответствует моменту времени пересечения нуля и мо-
жет быть использован для подобной цели. При этом достижимая
точность на два порядка выше, чем начальная ширина импульса.
Этот метод иллюстрируется рис. 4.27. Напряжение порога дис-
криминатора ия = UBi — Ubo в этом случае соответствует на-
пряжению гистерезиса Ur = UBl — UB2.
Рис. 4.27 Триггер с пересечением нулевого уров-
ня, имеющий величину напряжения порога, рав-
ную напряжению гистерезиса.
При изменении напряжения порога ия (см. рис. 4.27) напря-
жение гистерезиса также должно быть изменено. Наиболее
просто это выполняется с помощью диодного ограничителя
(см. рис. 4.8). Напряжение U'62 и смещение базы 1\ устанавли-
ваются так, чтобы UB2 = Ub0, а напряжение порога триггера
t/B] = U’62 изменяется за счет изменения смещения диода
Несмотря на очень ограниченную область, в пределах которой
может меняться напряжение U'62 , всякое изменение в величине
напряжения гистерезиса UT влияет на время переключения триг-
гера, которое, в свою очередь, отражается на точности определе-
ния времени.
В работах (7, 34] приведена схема Шмитта, в которой напря-
жение порога запуска ия может меняться в широких пределах
(рис. 4.28). Ниже дан упрощенный принцип работы. Смещение,
подаваемое на схему Шмитта с относительно постоянным и ма-
лым гистерезисом, выбирают так, чтобы получить нужный порог
дискриминатора ия. После запуска дискриминатора вспомога-
тельная схема изменяет опорный потенциал U^2 базы Т2 до вели-
чины (Уб2 = ^во- Следовательно, возвращение в первоначальное
184

состояние происходит в момент, когда входное напряжение пере-
секает нулевую линию. Известно несколько вариантов таких
схем [35]. На рис. 4.29 приведен один из иих (36]. Триггер Шмитта
в этом дискриминаторе состоит из транзисторов Т\ и Т2, связь
между ними осуществляется с помощью конденсатора С3 и эмит-
терного повторителя Г4. Порог напряжения регулируется потен-
циометром /?п-
Входное напряжение, превышающее пороговое, закрывает
триод Т2. Положительный импульс с коллектора Т2, в свою оче-
редь, закрывает Т7 и открывает Г5. Напряжение на базе Г5 огра-
ничивается с помощью Tg до величины t7 в0 смещения Ть уста-
новленного с помощью потенциометра /?п- По цепи эмиттера Т5
Рис. 4.28. Форма импульса в дискриминаторе с пересе-
чением нулевого уровня и постоянным напряжением
гистерезиса.
смещение базы Т2 также становится равным Ua0. Следовательно,
возвращение порога к первоначальному состоянию определяется
ив0. После возвращения в исходное состояние триод Т7 откры-
вается и отрицательный продифференцированный импульс с его
эмиттера насыщает Тд, вызывая появление положительного стан-
дартного выходного импульса длительностью около 0,3 мксек.
Порог дискриминатора может быть установлен для положитель-
ных биполярных импульсов в интервале от 0,05 до 10 в. Для
входных импульсов со временем нарастания около 0,1 мксек
дрейф выходного импульса составляет менее 10 нсек при изме-
нении амплитуды входного сигнала во всем диапазоне 1 :20.
Для этой цели применяют также г дифференциальные
дискриминаторы с не зависящей от амплитуды задержкой выход-
ного импульса. Чаще всего используется схема, приведенная на
рис. 4.18, в, т. е. анализатор с верхним дискриминатором в форме
триггера. Так как выходной импульс создается задним фронтом
сигнала с нижней схемы Шмитта, то для получения выходных
импульсов, точно привязанных ко времени окончания импульса,
необходимо применять в качестве нижнего дискриминатора
триггер, чувстйительный к нулевому пересечению. При этом
схема может работать только от биполярных входных импульсов.
185

Некоторые практические схемы приведены в работах [131, 132]. Триггер,
срабатывающий от постоянной части амплитуды импульса, представляющий
более общий случай триггера, чувствительного к нулевому пересечению, при-
веден в работе (133]. Дискриминатор, основанный на одновибраторе, с дли-
тельностью выходного импульса, зависящей от амплитуды входного импуль-
са, рассмотрен в работе [37]. От малых входных импульсов одновибратор
срабатывает позднее, чем от больших (см. рис. 4.26), однако при этом и дли-
тельность импульса соответственно короче. Следовательно, независимо от
входной амплитуды заднему фронту импульса всегда соответствует опреде-
ленный момент времени, который можно использовать для привязки импульса
к временной шкале.
АнтисоВпадение
Рис. 4.29. Схема дискриминатора с пересечением нулевого уровня [36].
Предел точности временных измерений зависит от точности
и стабильности определения нулевой точки пересечения и от
погрешности в действительном соответствии заданного момента
исследуемого события с точкой нулевого пересечения биполяр-
ного импульса. Как уже отмечалось, импульс задерживается
относительно первичного события на интервалы времени, стати-
стически распределенные около среднего значения (например,
время затухания при флуоресценции, время движения электро-
нов в фотоумножителе). Поэтому точка пересечения нуля, бес-
сйорно, подвержена колебаниям во времени по отношению
к истинным моментам времени появлений событий. Можно пока-
зать, что среднеквадратическое отклонение при определении
момента времени по методу пересечения нуля всегда больше, чем
при использовании для этих целей переднего фронта импульса
[38]. Поэтому в экспериментах, требующих высокого временного
разрешения, дискриминаторы, основанные на методе пересече-
ния, не применяются. Однако при измерениях в широком диапа-
зоне амплитуд, особенно в те\ случаях, когда временная инфор-
мация должна быть выделена из интегрального «медленного»
импульса, разброс во времени формирования является преоб-
ладающим эффектом, и применение метода нулевого пересечения
имеет преимущества. Для получения высокого разрешения во
18G

позволяют создавать одно-
"л
Рис. 4.30. Основная триггерная
схема с туннельным диодом.
времени в широком диапазоне амплитуд необходимо принять
специальные меры предосторожности, такие, как амплитудная
компенсация при определении момента времени по переднему
фронту [39].
Быстродействующие дискриминаторы на туннельных диодах.
Элементы с отрицательным сопротивлением, подобные туннель-
ным диодам или диодам Эсаки [40],
вибраторы, а следовательно, и
дискриминаторы. Вследствие ко-
роткого времени срабатывания,
лежащего в субнаносекундной
области, дискриминаторы на тун-
нельных диодах используются
главным образом в быстродей-
ствующих системах.
На рис. 4.30 приведены основ-
ная схема мультивибратора на
туннельном диоде ГД и соответ-
ствующие характеристики. На-
грузочный резистор R, паразит-
ная емкость С диода и связанной
с ним схемы присоединены па-
раллельно ТД. Ток I от источника
тока разделяется между диодом
</д) и двумя другими компонен-
тами (1С, 1ц). Величина /л зави-
сит от [/д в соответствии с харак-
теристикой диода /д=[({/д), име-
ющей область напряжения, при
которой сопротивление /?„ отри-
цательно, в то же время резистор
R определяет нагрузочную пря-
мую /д = / — Бя/Б. Из трех точек
пересечения этих кривых (пола-
гая, что |/?| > |/?„|) стабильны
только точки А и Б. Для этих рабочих точек выполняются соот-
ношения / = /я + /д и /с = 0. Если входной ток / превышает /ь
то состояние А исчезает; при I «С /г исчезает состояние Б. Зави-
симость напряжения (7Д (которое является в то же время выход-
ным напряжением схемы) от входного тока / имеет форму харак-
теристики мультивибратора (см. рис. 4.2) с гистерезисом /г =
= Л — /г. Во время перехода из одного состояния в другое по-
является ток 1с = I — — /д, перезаряжающий емкость С. Как
видно из характеристики, переход /г резче выражен и происходит
быстрее, чем переход 12. Чем меньше различие между |7?| и
| R41, тем меньше гистерезис /г-
Туннельный Диод ТД с параллельно включенным резистором R можно
также рассматривать как усилитель с положительной обратной связью и ко-
187

эффициентом передачи напряжения ЬА = |/?|/|/?в|. Положительная обратная
связь осуществляется очень простым способом, так как туннельный диод —
это активный двухполюсник, у которого вход и выход находятся на одном
и том же выводе. В данном случае применимы соображения, приведенные
в разд. 4.1 и касающиеся величины гистерезиса и времени перехода как функ-
ции коэффициента перехода ЬА.
Как видно из рис. 4.30, мультивибратор на туннельном диоде,
подобно триггеру Шмитта, может иметь смещение, расположен-
ное за пределами области гистерезиса (например, I < /2 или
/>/1). В этом случае рабочая область ограничивается макси-
мальным допустимым током диода. Дискриминаторы более чув-
а	б	6
Рис. 4.31. Одновибратор на туннельном диоде с формирующей индуктивно-
стью (а) или с кабелем (б) и соответствующие им характеристики (в).
ствительны, если использовать моностабильные или бистабиль-
ные схемы со смещением между Ц и /2. Конечно, бистабильная
схема должна возвращаться в исходное состояние любым внеш-
ним способом [41, 49]. На рис. 4.31, а и б приведены два варианта
схемы одновибратора. Используется резистор небольшой вели-
чины Я; (|/?| < |7?„|), поэтому получается одно пересечение А
статической нагрузочной прямой с характеристикой диода.
Рабочая точка А устанавливается с помощью опорного тока 70-
На рис. 4.31, а катушка индуктивности L |/?„| -tn включена
последовательно с резистором 7?, где tn — время опрокидывания
схемы. Следовательно, во время процесса перехода индуктив-
ность L представляет собой бесконечное сопротивление, и дина-
мическая нагрузочная прямая L становится горизонтальной.
Любой входной импульс тока /в1, поднимающий нагрузочную
прямую выше пикового тока /Макс, опрокидывает схему в состоя-
ние В' и, позднее, по направлению к состоянию В. Однако
точка В не является стабильной и как только через L будет
проходить ток, достаточный для того, чтобы /д стало меньше
минимального значения схема возвращается в начальное со-
стояние А. Длительность результатирующего импульса равна
Ь/(|7?| + |7?н|) [42].
188

В схеме, приведенной на рис. 4.31,6, зависящая от времени
нагрузка возникает в результате последовательного соединения
резистора R и коаксиального кабеля с характеристическим
сопротивлением Z = R. Очевидно, схема будет работать, если
выполняется соотношение R < |/?п I < 2R. Длительность им-
пульса равна удвоенному вре-
мени задержки кабеля.
Для более подробного об-
суждения дискриминаторов на
туннельных диодах необходи-
мо рассмотреть время перехо-
да t„. На рис. 4.32, а приведе-
на основная схема с генерато-
ром опорного тока /0 и нагруз-
кой R = оо (т. е. /я пренебре-
жимо мало). Входной импульс
тока имеет амплитуду /вх и
длительность бвх. Разность
(/о + /вх) — /макс обозначена
А/вх (рис. 4.32, б). Очевидно,
схема запускается лишь при
Д/вх>0. Переход из одного со-
стояния в другое осуществля-
ется только со скоростью пере-
зарядки паразитной емкости
С. На рис. 4.32, в приведена
зависимость тока, заряжающе-
го емкость С, от напряжения
f/д. Направление изменения то-
ка (направление обхода кри-
вых) показано стрелками, и
соответствующая шкала вре-
мени /(t/д) может быть полу-
чена интегрированием Cjlc-.
dU„JIc(UJ
и.
Рис. 4.32. Характеристики переключе-
ния триггера на туннельном диоде.
(4.21)
На рис. 4.33, а показаны некоторые формы импульсов для
бвх = °° (ступенька тока на входе), в качестве параметра взято
А/вх. Небольшой ток /с в области выходных напряжений от Uo
до U\ задерживает фронт импульса. Таким образом, практиче-
ски импульс оказывается задержанным на время fob определяе-
мое соотношением //д(/о1) = t/ь Точная величина 41 зависит от
действительной формы характеристики туннельного диода. Если
189

/о « Лкакс, то 1с (ия) может быть аппроксимирован параболой
в области от Uo до Ux с соответствующим значением Ан:
Л (У, — Ц>)С
2 ' 2
(4.22)
в предположении, что Л/вх <С /вх. Например, при Ux — Uo =
= 50 мв, С = 10 пф, /вх = 1 ма и А/вх = 100 мка из (4.22) сле-
дует Ан ~ 2,5 нсек.
Рис. 4.33. Формы импульсов мультивибратора-
на туннельном диоде.
При конечной длительности входного импульса 6ВХ следует
различать два случая. Если бвх < Ан, то входной ток /вх обры-
вается в момент, когда еще выполняется соотношение /с < /вх
(случай А на рис. 4.32, г и 4.33, б). Следовательно, разность
/с — /вх становится отрицательной, емкость С вновь разрядится
и схема вернется в первоначальное состояние Uo. Лишь при
бвх > Ан отклонение /вх только уменьшает /с, ио не изменяет
его полярность, и процесс перехода продолжается (случаи Б
и В на рис. 4.32, г и 4.33, б).
Наконец, если 6ВХ длительнее, чем полное время перехода
(/оз), то возникает небольшой выброс (случай Г на рис. 4.33,6).
Поэтому для четкого запуска дискриминатора на туннельных
диодах необходимо, чтобы: 1) выполнялось соотношение А/вх >
> 0; порог, определяемый /макс, должен быть превзойден с за-
190

пасом по амплитуде; 2) сохранялось неравенство бвх > ^оь Так
как /оь в свою очередь, зависит от 1ВХ, то второе условие озна-
чает, что суммарный заряд QBI входного импульса тока должен
превосходить величину (Ui — U0)C. Следовательно, для корот-
ких импульсов дискриминатор на туннельных диодах чувствите-
лен к заряду, а для длинных импульсов — к току (134].
Форма выходного импульса напряжения может быть получена из соот-
ношения (4.21), выраженного через Уд (О- К сожалению, это дает нелинейное
дифференциальное уравнение, которое нельзя решить в явном виде. Различ-
ные графические, численные и приближенные решения рассмотрены в работах
(41, 42, 135—137].
В практических схемах на туннельных диодах следует учи-
тывать, что выходной сигнал попадает также и во входные цепи,.
Рис. 4.34. Схема разделения входа триггера на тун-
нельном диоде с помощью транзисторного каскада
с обшей базой.
так как вход и выход не разделяются. Если, например, дискри-
минатор на туннельном диоде подключен к фотоумножителю
с помощью коаксиального кабеля, то во избежание отражений
кабель должен быть правильно нагружен на выходе фотоумно-
жителя {44], или вход дискриминатора развязан от выхода
детектора с помощью каскада с общей базой, например, как
показано на рис. 4.34 [45]. Коллектор Г] может быть непосред-
ственно (без емкости С1() присоединен к туннельному диоду ТД.
Зависимость порога дискриминации от формы импульса и
его длительности можно существенно уменьшить, если перед тун-
нельным диодом включить пороговый усилитель. Схему, приве-
денную на рис. 4.34, легко модифицировать введением диода Д
(пунктир на рис. 4.34), действующего в качестве такого усилите-
ля. Через резистор на диод поступает прямой ток Ц. На тун-
нельный диод подается через Т! только разность токов /вх — /4.
Дискриминаторы на туннельных диодах, в которых в качестве
пороговых усилителей использовали эмиттерные повторители со
смещением, приведены в работе [46]. Применение для этой цели
191

простых полупроводниковых диодов с обратным смещением
рассмотрено в работе [47]. В такой схеме порог дискриминации
можно регулировать от 0,5 до 10 в. Изменения времени нараста-
ния входного импульса от 0,5 до 20 нсек и длительности им-
пульса от 5 до 100 нсек смещает порог примерно на 10 мв.
В работе [48] авторы применяли на входе дискриминатора допол-
нительное формирование импульса с помощью укороченного
кабеля.
Для запуска дискриминатора на туннельном диоде сигнал напряжения
должен быть превращен в импульс тока, например, с помощью резистора
Рис. 4.35. Схема дискриминатора напряжений
на туннельном диоде [50].
(Ri на рис. 4.34). Чувствительный к напряжению дискриминатор с туннель-
ным диодом ТД в высокоомной коллективной цепи обычного дифференциаль-
ного усилителя со смещением и общим эмиттером приведен в работе [50]
(рис. 4.35). Выходной сигнал, возникающий на туннельном диоде, снимается
с помощью второго дифференциального усилителя. В качестве дискриминатора
применяются туннельные диоды, включенные по мостиковой схеме [51].
Некоторые другие дискриминаторы на туннельных диодах рассмотрены
в работах [138, 139].
Пороговые дискриминаторы на туннельных диодах могут
быть применены при создании быстродействующих одноканаль-
ных анализаторов (см. рис. 4.18). Детали соответствующих
схем приведены в работах [18, 20, 22, 140]. Длительность выход-
ного импульса дискриминатора на туннельном диоде зависит от
особенностей импульса, поэтому, например, для систем совпаде-
ний необходимо дополнительное формирование импульса —
обычно с помощью другого одновибратора на туннельном диоде.
Из-за зависимости времени задержки £Oi между входным
и выходным импульсами, связанной с амплитудой входного
импульса, в дискриминаторах на туннельных диодах временная
192

информация сохраняется плохо. В работах (52, 53] рассмотрен
дискриминатор на туннельных диодах для биполярных импуль-
сов, позволяющий с большой точностью определить моменты
времени по методу нулевого пересечения. На рис. 4.36 приведен
упрощенный вариант подобной схемы из работы (54]. Исходная
точка А на характеристике туннельного днода находится выше
Рис. 4 36. Принципиальная схема дискриминатора с пересе-
чением нулевого уровня на туннельном диоде для бипо-
лярных импульсов {54].
пикового тока /макс. Дискриминатор срабатывает (точка 1) в мо-
мент прохождения входным током /вх порогового значения
Ашн ^о‘
Из-за того, что /о 1»икс, возвращение в начальное состояние
(точка 2) происходит примерно в точке нулевого пересечения
входного тока. Так как рабочая точка выше /макс, то время пе-
рехода будет очень коротким. Следовательно, крутой задний
фронт выходного импульса можно использовать для определения
* Входной импульс этой схемы должен быть положительного знака и по
о-ношению к исходному току через туннельный диод создает вычитающий
тек — Прим. ред.
13 Заказ 199
193

времени появления события. Дискриминатор имеет фиксирован-
ный порог 7мип — /о ~ /мин — ^макс, который нельзя уменьшить,
поэтому необходимо иметь усилитель с переменным коэффици-
ентом усиления, включенный перед дискриминатором. Другие
схемы дискриминаторов, использующие метод нулевого пересе-
чения, приведены в работах [55, 56].
4.2.	КОДИРОВАНИЕ АМПЛИТУДЫ ИМПУЛЬСОВ
Регистрация амплитудных спектров, полученных от совре-
менных детекторов, обладающих высоким энергетическим раз-
решением, требует большого числа каналов анализатора. Напри-
мер, при использовании полупроводниковых детекторов с отно-
сительной дисперсией 0,1% необходимо более 1000 каналов для
того, чтобы распределить пик спектра в нескольких каналах.
Помимо трудностей, связанных с необходимой стабилизацией
ширины отдельных каналов и их положений, для аналого-кодо-
вого преобразователя, собранного в соответствии с принципом
набора отдельных дискриминаторов (см. разд. 4.14), потребова-
лось очень большое число дискриминаторов вместе с пропуска-
телями, что уже неосуществимо из экономических соображений.
Следовательно, должно быть найдено более рациональное ре-
шение проблемы кодирования.
В промышленной электронике аналоговые величины (напря-
жение, положение, угол и т. д.) часто должны быть преобразо-
ваны в дискретные величины, для чего разработано много
методов [57, 58]. Некоторые из этих методов, такие, как метод
баланса напряжений, могут быть использованы при кодировании
амплитуд (некоторые схемы будут кратко рассмотрены в
разд. 4.2). Однако в ядерной импульсной технике наибольшее
распространение получил в основном метод Вилкинсона [59],
основанный на преобразовании амплитуды в длительность им-
пульса, которую затем измеряют с помощью стандартов частоты.
Практическое осуществление и преимущества преобразователей
типа Вилкинсона рассмотрены в разд. 4.2.
В качестве исторического примера можно привести электромеханический
амплитудный анализатор Франка, Фриша, Скарротта [60], созданный в 1951 г.
(рис. 4.37). Это аналого-кодовый преобразователь и одновременно 30-каналь-
ная система памяти. Принцип ее действия легко понять из рисунка: электро-
механическим кием наносится удар по небольшому шарику, величина этого
удара пропорциональна амплитуде импульса ( ->-<адрес>). В зависимости от
силы удара шарик попадает в более или менее удаленный канал. Емкость
канала составляла 100 импульсов (т. е. 100 шариков), а разрешающее время
около 0,2 сек. Название этого устройства kick-sorter (сортировщик ударов)
впоследствии использовали для электронных анализаторов.
Преобразователи Вилкинсона. Принцип действия преобразо-
вателя Вилкинсона показан на рис. 4.38, а. Входной импульс А
амплитуды С7ВХ сначала растягивается без потерь амплитуды
в импульс Б. Вскоре после достижения входным импульсом мак-
194

Рис. 4.37. Электромеханический амплитудный анализатор,
построенный Франком, Фришем и Скарроттом [60].
4|1 III III IIIIIII1111111
I
Рнс. 4.38. Формы импульса в различных точ-
ках аналого-кодового преобразователя Вил-
кинсона.

симального значения включается линейный генератор, создаю-
щий линейно нарастающее напряжение В постоянного наклона
и высокой линейности. В это же время включается пропускаю-
щий сигнал Г. Компаратор сравнивает напряжения Б и В и об-
резает импульс Г в момент, когда Б = В. Следовательно, дли-
тельность пропускающего сигнала Г пропорциональна входной
амплитуде: А/ ~ (7Вх- За интервал времени Д( в электронном
счетчике подсчитываются импульсы Д, следующие с постоянной
частотой (например, от генератора, стабилизированного квар-
цем). Число импульсов п пропорционально Д/ и, следовательно,
UBT. Таким образом, число п представляет собой цифровой
эквивалент амплитуды и может быть использовано в качестве
адреса ячейки памяти, в которой должно сохраняться это
событие.
Точность такого кодирования определяется точностью вос-
произведения входной амплитуды (/В1 в растянутом импульсе Б,
стабильностью наклона характеристики и линейностью напря-
жения В и стабильностью генератора импульсов Д. Однако, так
как сохраняется пропорциональность At ~ UBX, всякие измене-
ния частоты повторения импульсов Д или наклона В влияют на
все каналы одинаково, так что ширина каналов 6U (в других
случаях — основная трудность в амплитудном анализе) остается
относительно постоянной. Очевидно, величина 6U определяется
интервалом между двумя импульсами Д независимо от положе-
ния канала. Так как в транзисторных удлинителях импульсов
трудно сохранить амплитуду сигнала Б в течение требуемого
интервала времени At, (часто) большего 10 мксек, то в послед-
нее время используют преобразователи типа показанного на
рис. 4.38, б. Емкость преобразователя заряжается до полного
входного напряжения UBX, а затем линейно разряжается Е.
Интервал времени At определяется длительностью, разряда кон-
денсатора до нулевого значения напряжения (или любого друго-
го подходящего опорного напряжения). В дальнейшем эта схема
будет рассмотрена более подробно.
Третий вариант (61—63] схемы приведен на рис. 4.38, в (соответствую-
щая структурная схема — на рис. 4.39). Конденсатор Ci заряжается до полной
амплитуды импульса UBi, однако разряд происходит ступенчато каждой
ступеньке соответствует уменьшение заряда конденсатора на 6J7C1. Схема
работает следующим образом: входной импульс заряжает конденсатор Ci
через диод Ду и одновременно С2 через диоды Д\ и Д2. В точке X поддержи-
вается с помощью преобразователя сопротивления тот же потенциал, что и на
конденсаторе С}. Конденсатор С2 и диоды Д2 и Д3 образуют так называемый
диодный насос (3]. Правая обкладка конденсатора С] заряжается через уси-
литель от серии положительных времязадающих импульсов с амплитудой
Uj. При появлении заднего фронта каждого импульса диод Д2 открывается,
а Д3 закрывается, и отрицательный заряд величиной C2UT проходит через Д2
в конденсатор С, 3> С2. Следовательно, напряжение на Ci уменьшается на
bU ~ Ut(C2!C}) за каждый импульс серии. С помощью дискриминатора (йа
схеме не показан) следят за моментом прохождения напряжения через нуль.
Число ступеней, необходимое для уменьшения напряжения конденсатора Ct
196

до нуля (что соответствует числу импульсов серии), представляет собой циф-
ровой эквивалент £7Вх. Очевидно, что в этой схеме должна сохраняться по-
стоянной амплитуда импульса Ur, а не частота серии импульсов.
Преобразователь с непрерывным линейным разрядом конденсатора (см.
рис. 4.38, в) требует лишь одно аналоговое включение (начало разряда).
Для преобразователя с диодным насосом требуются два переключения (Д2,
Дз) на каждую ступеньку. Таким образом, для n-канального преобразования
требуется 2п переключающих процесса. Скорость аналогового переключаю-
щего процесса ограничена, поэтому преобразователь типа диодный насос
Рис. 4.39. Структурная схема преобразователя типа Вил-
кинсона с диодным насосом.
имеет меньшее быстродействие, чем непрерывный. Такой преобразователь
применяют в современных анализаторах только в исключительных слу-
чаях (64].
На входе аналого-цифрового преобразователя всегда исполь-
зуется линейный пропускатель ЛП, который закрыт в течение
цикла преобразования, что исключает искажения этого процес-
са последующими входными импульсами. Сигнал, управляющий
пропускателем, продолжительнее М на время, которое необхо-
димо для передачи цифрового выходного сигнала в последую-
щую систему.
Для обсуждения нелинейности процесса преобразования (см.
работы [63, 65, 66]) на рис. 4.40 приведены три возможные схемы
удлинителей. Как уже отмечалось в разд. 3.5, простая диодная
схема (см. рис. 4.40, а) может быть улучшена введением обрат-
ной свйзи по напряжению (см. рис. 4.40, б), которую удобнее
всего осуществить с дифференциальным усилителем (плюс обо-
значает неинвертирующий вход, минус — инвертирующий). Ди-
од Л может быть отделен от накопительного конденсатора с по-
мощью усилителя тока В (см. рис. 4.40, в). Из-за возможного
импульса пьедестала на выходе линейного пропускателя ЛП
опорное напряжение U* при закрытом пропускателе обычно от-
личается от нуля.
Процесс заряда конденсатора С прерывается через время 6
после начала входного импульса. В этот момент напряжение на
197

емкости С равно U** ~ UBT. Считая характеристику диода иде-
альной (3.48), для схемы, приведенной на рнс. 4.40, а, получаем
^вх  Z, е / е (^вх ^вх)
dt с	pkT
(4.23)
где коэффициент р характеризует различие в механизме прово-
димости полупроводниковых диодов (р~ 1 для германия,
47V
Рис. 4.40. Принципы построения удлинителя импульсов.
р ~ 2 для кремния); 1о— постоянный ток разряда, который про-
текает через диод даже при заряде конденсатора. Дифференци-
альное уравнение (4.23) можно проинтегрировать для случая
входного прямоугольного импульса длительностью 6 [63]:•
ию =	+ и.+ ехр(-Um/uo)-1], (4.24)
где Uo — pkTje.
Следовательно, ширина канала dU соответствует опреде-
ленному интервалу амплитуд dUBT, и дифференциальная нели-
нейность е = (dt/вх — dU'^/dU^, согласно формуле (4.24), равна
в =-----------------------------!------------.	(4.25)
[ехр(70в/СС70) -11 exp(f/BX/t70)
198

Следовательно, нелинейность е зависит от входной амплитуды
и увеличивается при t7BX ~ Uo. Поэтому преобразователь, приве-
денный на рис. 4.40, а, работает удовлетворительно лишь при
входных импульсах с амплитудой, значительно большей чем
25 -5- 50 мв.
Из схем, приведенных на рис. 4.40, бив, видно, что един-
ственное влияние усилителя А на работу схемы состоит в изме-
нении масштаба напряжений диода в результате усиления А:
Uq—>~ Ui/A. Следовательно,
е =
1
(4.26)
exp
Усиление тока в усилителе В не входит в выражение (4.26). Этот
усилитель отделяет диод Д от конденсатора С независимо от
величины усиления.
За счет заряда, накопленного в диоде, возникает дополни-
тельная дифференциальная нелинейность, которая должна быть
скомпенсирована, когда диод еще закрыт (см. разд. 3.5). Так
как этот заряд примерно постоянен, то относительная погреш-
ность увеличивается для небольших импульсов Цвх.
После запирания диода его емкость Сд будет включена па-
раллельно С. Если не выполнено условие Сд С, то вследствие
зависимости Сд от обратного напряжения на диоде процесс раз-
ряда нелинеен даже при абсолютно постоянном токе /0- Включе-
ние усилителя тока между диодом Д и конденсатором С почти
не уменьшает нелинейность, так как емкость Сд лишь заменяет-
ся другой, зависящей от напряжения емкостью (например, ем-
костью перехода коллектор — база).
При небольших амплитудах все погрешности сильно влияют, поэтому было
сделано много предложений по увеличению амплитуды импульсов добавле-
нием постоянного заряда к каждому входному импульсу. Тогда шкала ампли-
туд импульсов смещается на определенную величину в сторону больших
значений, что может быть учтено в дальнейшем, например вычитанием соот-
ветствующего числа импульсов серии [67].
Для линеаризации процесса разряда емкости С использует-
ся известный метод осуществления обратной связи (цепь под-
держания уровня). Альтернативное решение состоит в примене-
нии транзистора в схеме с постоянным током коллектора для
получения /0. На рис. 4.41 приведена схема аналого-кодового
преобразователя, аналогичного рис. 4.40, б [65]. Входной импульс,
пройдя линейный пускатель ЛП, поступает через эмиттерный
повторитель Т\ на дифференциальный усилитель Тг, Та, с выхода
которого через повторитель То и диод Д заряжается накопи-
тельный конденсатор С = 2000 пф. С тем чтобы не возникали
колебания, зарядный ток ограничивается резистором г = 55 ом.
Цепь обратной связи завершается двухкаскадным эмиттерным
повторителем То, Тч, нагрузкой которого служит генератор по-
199

стоянного тока на триодах Тщ, Тд. Напряжение между коллек-
тором и базой триодов Т6 и Т7 поддерживается постоянным с по-
мощью цепи обратной связи через триод Те; следовательно, ем-
кость перехода коллектор — база Те не зависит от амплитуды
входного импульса. После того как закрывается линейный про-
пускатель, диод Д также закрывается, цепь обратной связи пре-
рывается, потенциал коллектора Т3 уменьшается до +12 в (ог-
раничивающий диод) и начинается линейный разряд. Величина
разрядного тока зависит от значения сопротивления резистора
Рис. 4.41. Принципиальная схема аналого-кодового преобразователя Манфре-
да и Римини [65].
/?с и разности потенциалов между базой Т6 и коллектором Тю-
Когда напряжение на емкости С достигает величины U* (см.
рис. 4.40), цепь обратной связи резко замыкается и потенциал
коллектора Т3 снова увеличивается. Отрицательный коллектор-
ный импульс на Т3 после соответствующего формирования и
ограничения можно использовать в качестве пускового сигнала
генератора Д (см. рис. 4.38). В описываемой системе дифферен-
циальный усилитель обратной связи одновременно служит ком-
паратором или дискриминатором с нулевым пересечением уров-
ня. Для разрядного тока, соответствующего наклону линейного
импульса 20 мв/мксек, дифференциальная нелинейность состав-
ляет не более ± 1 % для амплитуд, больших 50 мв.
Процесс разряда конденсатора С можно приостановить рань-
ше, как только напряжение на конденсаторе С достигнет отлич-
ного от (7* заранее установленного опорного значения напряже-
ния У**. Следовательно, будет кодироваться только разность
200

UBl—U**, т. е. преобразователь может работать как порого-
вый усилитель с напряжением порога U** [68].
Во избежание дополнительной неточности порядка ширины
одного канала генератор импульсов (Д) и пропускающий сиг-
нал (Г) должны быть синхронизированы (см. рис. 4.38). Для
этого или пропускающий сигнал включает LC-генератор, синхро-
низируя, таким образом, фазу первого импульса (т. е. первого
периода генератора) с пропускающим импульсом, или процесс
разряда инициируется ближайшим первым импульсом непре-
рывно работающего генератора. Так осуществляется синхрониза-
ция пропускающего сигнала с фазой сигнала генератора. Пер-
вый вариант легче реализовать, особенно при частотах, меньших
10 Мгц. В работе (69] рассматривают способы создания генера-
тора на 55 Мгц, который включается пропускающим импульсом.
Исследование быстродействующих управляемых генераторов и
разработанная схема на 100 Мгц приведены в работе [41]. Если
необходимы генераторы с высокой стабильностью (например,
с кварцевой стабилизацией), то пропускающие импульсы долж-
ны быть синхронизированы [70].
Обычно для определения момента времени 6, соответствую-
щего окончанию процесса заряда накопительной емкости С, ис-
пользуется вершина входного импульса. Если применяется диф-
ференциальный усилитель с обратной связью (см. рис. 4.40, б, в),
то максимум импульса легко определить, так как ^му соответ-
ствует внезапное изменение уровня сигнала в цепи обратной
связи после прохождения входного напряжения через максимум
[71]. В усилителе может быть найден коррелированный по вре-
мени сигнал и использован для управления пропусканием им-
пульсов (см. рис. 4.41).
Если вершина импульса слишком плоская, то определение
максимального напряжения и, следовательно, момента времени
6 очень неточно; время б сильно отличается от среднего значе-
ния, и, согласно (4.25) и (4.26), это неблагоприятно отражается
на дифференциальной линейности. В таких случаях желательно
прекращать процесс зарядки через определенный интервал вре-
мени после прохождения переднего фронта импульса или в мо-
мент времени, отстоящий на определенный интервал от точки
нулевого пересечения входного сигнала [36, 70].
Рассмотрим общую идею логического построения аналого-
кодового преобразователя с помощью структурной схемы, при-
веденной на рис. 4.42. Входной сигнал UBT задерживается с по-
мощью линии Л3 (около 1 мксек) и попадает на линейный про-
пускатель ЛП, а затем в амплитудно-временной преобразова-
тель АВ. Пропускающий сигнал Д из преобразователя включает
генератор Г, и одновременно от его переднего фронта берется
сигнал Стоп, опрокидывающий триггер Тг. Выходной сигнал Т
закрывает линейный пропускатель ЛП через схему ИЛИ. Серия
импульсов Е от генератора поступает в счетчик (СВР) буферно-
201

го регистра. Спустя интервал времени М задний фронт пропус-
кающего сигнала Д включает управляющую логическую схему
ЛС, инициирующую следующую программу: число отсчетов, на-
копленное в буферном регистре СБР, передается с помощью
параллельной пропускающей системы ПК на регистр адреса АР
системы памяти ПАМ. Буферный регистр СБР полностью осво-
бождается, и в блоке арифметического устройства АУ произво-
дится требуемая арифметическая операция с числовым содержа-
нием в выбранной ячейке системы памяти, определяемой адрес-
ным устройством АР (обычно простое прибавление единицы).
Рис. 4.42. Структурная схема аналого-кодового преобразователя с буферным
регистром.
После освобождения буферного регистра СБР линейный про-
пускатель может быть открыт (сигнал Пуск). Часто в схеме
предусматривается возможность блокирования линейного про-
пускателя с помощью внешних сигналов, например при записи
спектров совпадений и т. д. В зависимости от того, задерживает-
ся внешний управляющий сигнал относительно измеряемого
сигнала С/Вх или нет, может быть использовано задержанное или
прямое управление.
Вместо того чтобы служить буферным регистром, часто счет-
чик СБР используется в качестве регистра адреса, непосред-
ственно управляющего системой памяти. В этом случае парал-
лельная пропускающая система ПК и регистр адреса АР уже
не нужны. Управляющая логическая система Л С может сначала
очистить буферный регистр СБР и открыть линейный пропуска-
тель уже после окончания арифметических операций в ячейке
АУ. Очевидно, второй вариант более медленный.
202

Время /и, требуемое для кодирования и записи параметра
импульса с амплитудой, распределяемой по п-капалам,
*„ = пу + 'с,	(4.27)
где f — частота генератора; tc — фиксированный интервал вре-
мени, требуемый для различных операций переключения, глав-
ным образом на переход СБР-+АР или па арифметические
операции в АУ. Обычная частота f = 2	10 Мгц и в быстродей-
ствующих анализаторах доходит до 100 Мгц. Следовательно,
для сотен каналов At = 100/f равно 10 -г- 50 мксек, а в быстро-
действующих анализаторах около 1 мксек. Если дополнительное
время tc системы памяти не слишком велико по сравнению с А/,
то буферный регистр, как указывалось, можно исключить. В си-
стемах с очень большим числом каналов (л > 1000) или в быст-
родействующих анализаторах буферный регистр имеет преиму-
щества.
Практические схемы преобразователей приведены в работах [64, 72—78],
посвященных многоканальному анализу'с аналого-кодовым преобразованием
импульсов.
В многоканальных системах с очень большим числом каналов (п 1000)
стабилизация системы детектор — усилитель — анализатор становится неиз-
бежной. Принцип стабилизации с помощью управляющей цепи рассмотрен
в разд. 2. Однако при работе с аналого-кодовыми преобразователями следует
принимать во внимание дрейф нулевой линии (т. е. опорного напряжения U*)
и дрейф коэффициента преобразования (т. е. изменения в полном усилении
и в разрядном токе /0 накопительного конденсатора) [79]. Поэтому положение
канала «нуль» (£/*) должно быть стабилизировано с помощью очень малень-
ких опорных импульсов, в то же время усиление и ток /о должны стабилизи-
роваться опорными импульсами большой амплитуды, соответствующей одному
из верхних каналов. Аналого-кодовые преобразователи со стабилизацией рас-
смотрены в работах [68, 80].
Разрешающее время аналого-кодового преобразователя можно улучшить
с помощью включенной перед ним аналоговой системы памяти. При статисти-
ческом распределении анализируемых событий интервал времени между двумя
последовательными импульсами часто гораздо меньше, чем интервал, соответ-
ствующий среднему распределению, равному обратной величине скорости
счета. Из пары импульсов с интервалом времени, меньшим ta (4.27), анали-
зируется только первый импульс. Второй импульс подавляется, хотя после
этого анализатор может находиться в ожидании значительное время, прежде
чем произойдет следующее событие. Еще сильнее проявляется эта особенность
в экспериментах с импульсными ускорителями частиц. На рис. 4.43 приведена
структурная схема аналоговой буферной памяти, являющейся разравниваю-
щей системой. Устройство состоит из нескольких удлинителей импульсов,
которые могут быть присоединены к входу с помощью переключателей /7ВХ|,
/7вх2 и к аналого-кодовому преобразователю АК с помощью переключателей
/7вых1, 77ВЫх2. Логическая схема управляет переключателями следующим
образом. Входной импульс заряжает один из свободных накопительных кон-
денсаторов. Работающее до этого амплитудно-кодирующее устройство начи-
нает преобразование следующего импульса, запомненного в системе памяти
сразу после преобразования предшествующего импульса. Эта схема была реа-
лизована на лампах еще в 1955 г. [81]. Аналоговые буферные системы памяти
не использовались в транзисторных вариантах до недавнего времени в связи
с трудностями, вызываемыми большими токами транзисторов. В работе [82]
203

приведена система памяти на транзисторах, основанная на принципе, пока-
занном на рис. 4.43, в которой амплитудные потери меньше ширины канала
для времен накопления до 10 мсек. Несмотря на такой аналоговый буферный
Пм А Пли!
логика управления
Рис. 4.43. Принцип действия аналоговой буферной памяти
(разравнивателя)
АК ----о
регистратор, полное энергетическое разрешение оставалось лучше 0,1%. Дру-
гие авторы для аналогового накопления амплитуд использовали катодно-лу-
чевые трубки (83]. Быстрые импульсы могут также накапливаться в течение
Рис. 4.44. Метод генерации тесто-
вых импульсов для определения
дифференциальной нелинейности
аналого-кодовых преобразовате-
лей.
нескольких сотен микросекунд с цирку-
ляцией в системах памяти, использую-
щих линии задержки.
Для проверки интегральной и диф-
ференциальной нелинейностей аналого-
кодовых преобразователей применяются
генераторы проверочных импульсов (или
тест-генераторы). Эти генераторы дают
импульсы с равномерным распределе-
нием амплитуд в заданном интервале.
Принцип действия (рис. 4.44) таких схем
подробно рассмотрен в работе [85].
Пилообразное напряжение (см. рис.
4.44, б) высокой линейности сравнивает-
ся со статистически распределенными
моментами времени (рис 4.44, а), в ре-
зультате чего получаются импульсы
переменной амплитуды (см. рис. 4.44, в)
Вероятность появления любой амплиту-
ды между нулем и максимумом пило-
образного напряжения одинакова. Вместо статистической последовательности
нмпульсрв, например, от вспомогательного детектора излучений с подходя-
щим источником, можно использовать также периодическую последователь-
ность от осциллятора. Однако в последнем случае пилообразное напряжение
и контрольные импульсы не должны быть синхронизированы. Используя после-
довательность, приведенную на рис. 4.44, в, в качестве входных импульсов
амплитудно-кодового преобразователя легко оценить дифференциальную не-
линейность Вследствие равномерного распределения амплитуд идеальный
многоканальный анализатор накапливал бы равное число импульсов в каждом
канале (помимо статистических флуктуаций). Следовательно, относительные
отклонения содержания каналов непосредственно указывают на дифферен-
циальную нелинейность.
204

Техника проверки амплитудно-кодовой линейности и связанное с этим
оборудование (например, прецизионные опорные генераторы с внешним уп-
равлением) приведены в работах [142—145].
Другие системы аналого-кодовых преобразователей. Преоб-
разование импульса, соответствующего одному из верхних кана-
лов в преобразователе типа Вилкинсона, требует большого вре-
мени. Этот недостаток может быть уменьшен применением прин-
ципа баланса напряжений, используемого для цифровых вольт-
метров. На рис. 4.45 приведена структурная схема амплитудно-
балансного преобразователя (известного также под названием
Рис. 4.45. Структурная схема преобразователя бинарного типа, действующего
по методу последовательных приближений (амплитудный баланс или пораз-
рядное взвешивание).
преобразователя последовательного поразрядного взвешивания),
работающего следующим образом. Входной импульс растяги-
вается в удлинителе импульсов УИ и сравнивается с контроль-
ным напряжением UK в компараторе. Цифровой выходной сиг-
нал компаратора (например, 0 для Un > UK и 1 для U3X < Uv)
управляет с помощью логической схемы управления ЛУ систе-
мой из нескольких, например, из пяти, триггеров Т\ — Т5. Опор-
ное напряжение определяется состоянием триггеров: диодные
токовые пропускатели, подключающие токи с двоичной градаци-
ей значений к операционному усилителю — А, образуют кодово-
аналоговый преобразователь. Если все триггеры Т установлены
на 0, то на выходах 1—5 создается положительное напряжение,
и токи через резисторы R, 2R, 4R и т. д. текут в цепь триггеров,
и тогда UK = 0. Если одна или большее число ячеек триггеров
установлена на 1 (отрицательное напряжение), то правые диоды
соответствующих пропускателей схем коммутации закрываются
и соответствующие токи текут на вход операционного усилителя.
Из-за двоичной градации сопротивлений контрольное напряже-
ние UK, которое пропорционально сумме токов, можно получить
205

любую величину, кратную UJ32 в интервале от 0 до Un. Процесс
преобразования входного напряжения UBT в цифровой код осу-
ществляется последовательной установкой и, если необходимо,
повторной установкой триггеров Т], Т2, ..., Тз в состояния О
и 1. При этом величина 17В1 сначала сравнивается с ll2Un, затем
с 4iUn (если сначала 77вх < VzfAr) или с (если при первом
сравнении UBX > Vz^n), затем с l/»Un (если при втором сравне-
нии UBX < i/tU-a), или с 3/8t/n (если при втором сравнении UBX >
>'А^п), или с 5/в (если при втором сравнении UBX < 3/4t/n)
и т. д. Система управления ЛУ решает, как уменьшить разность
U вх — Ukb каждой ступени сравнения.
В конце сравнения | UBX— t/K| < f/n/32. Соответствующее
значение опорного напряжения может быть снято с выходов
триггеров Ti — Т5з бинарном коде.
Преобразование с п каналами требует Igari ступеней сравне-
ния. Для выполнения каждого сравнения необходимо определен-
ное время, однако по сравнению с временем преобразования
в системе типа Вилкинсона можно значительно сократить дли-
тельность всего процесса для большого числа каналов (л >
> 1000).
Недостаток этого метода преобразования — трудность полу-
чения необходимой дифференциальной линейности. Ширина ка-
налов меняется сильнее, чем по линейному закону, из-за неиз-
бежной неточности величины малых сопротивлений аналого-ко-
дового преобразователя (R, 2R) *. Если, например, R отличается
от номинальной величины всего на —0,1% и если все остальные
сопротивления 2R, 4R, 8R и 167? абсолютно точны, то все каналы
имеют номинальную ширину, за исключением 16-го, ширина ко-
торого больше на +1,6%. Погрешность в ширине канала про-
порциональна номеру канала, поэтому амплитудный баланс при
256 каналах (восемь ступеней сравнения), имеющих дифферен-
циальную нелинейность лучше 1%, практически невозможен.
Для улучшения линейности предлагались различные меры,
например комбинация способа добавления ступеньки напряже-
ния [86], предложенная ранее для дифференциальных анализа-
торов [23—25]. В этом случае контрольное напряжение UK слу-
жит только для определения положения канала; ширина канала
задается амплитудой вспомогательного импульса, который ос-
тается неизменным независимо от действительной величины UK
(рис. 4.46). Сначала (с помощью схемы, аналогичной приведен-
ной на рис. 4.45) оценивается закодированное опорное напряже-
ние, меньшее UBX, для которого разность UBX — UK минимальна.
* Широко распространены системы аналого-кодового преобразования
типа «лестницы» с одинаковыми величинами сопротивлений R и 2R (см., на-
пример, «Полупроводниковые кодирующие и декодирующие преобразовате-
ли». Под ред. В. Б. Смолова и Н. А. Смирнова. М., «Энергия», 1967). Поэтому
точность работы определяется в основном стабильностью коммутации тока
или напряжения.— Прим. ред.
206

Затем к напряжению UK добавляется вспомогательный импульс
амплитуды 6/7. С помощью схемы совпадений можно определить,
имее*г ли место соотношение UK + 6U > UBX > UK. Аналого-ко-
довый преобразователь на 256 каналов, работавший по этому
принципу, имел интегральную и дифференциальную нелиней-
ность, равную 1%, и не зависящее от амплитуды мертвое время
/м = 10 мксек. В работах [146, 147] рассмотрены некоторые дру-
гие способы улучшения дифференциальной линейности ампли-
тудно-кодового преобразователя этого типа.
Был предложен метод десятично кодированного амплитудно-
го баланса с применением двух декад [87]. В каждой декаде ис-
пользуется девять равных сопротивлений, нужное число этих
— ____________________
uK(t) f V
Уровни смежных каналов
Рис. 4.46. Стабилизация порогов или ширины ка-
нала преобразователя, работающего по принципу
амплитудного баланса, методом дополнительного
ступенчатого напряжения (86].
сопротивлений (от 0 до 9) при необходимости включается па-
раллельно. Тогда существует единственный разрыв между дека-
дой десятков (сопротивление /?) и декадой единиц (сопротивле-
ния 10/?). Так как наибольшее отношение сопротивлений равно
10, то неточность сопротивлений влияет на погрешность ширины
канала с коэффициентом около 10, и поэтому дифференциальная
линейность 1 % может быть получена при использовании сопро-
тивлений с допусками 0,1 %.
Для улучшения дифференциальной линейности таких преоб-
разователей разработан очень интересный метод сглаживания
ширины каналов [88, 89, 148]. Принцип метода (рис. 4.47) ана-
логичен измерению длины стержня линейкой с хорошо опреде-
ленной длиной, но неточными делениями. Несмотря на невер-
ные деления, длина стержня может быть измерена точно, если
многократно произвести последовательные измерения начиная от
нулевого, первого, второго и т. д. деления и если затем взять
среднеарифметическое всех измерений (так называемый прин-
цип скользящей шкалы). На рис. 4.47 интервал напряжений раз-
делен на 20 каналов с отклонением от номинальной величины до
±50%. В каждом последующем измерении начало измеряемого
интервала смещается вправо примерно на одну ширину канала,
так что, например, пятый канал последовательно становится 4,
207

3, 2, 1-м и т. д. каналом. Отклонение смещения шкалы от номи-
нальной величины ширины одного канала показано справа. На
рис. 4.47 ясно видно уменьшение флуктуаций ширины канала.
Техническая реализация принципа скользящей шкалы состоит
в дополнении, например, к 256-канальному преобразователю
(см. рис. 4.45) 64-канального генератора, смещающего напря-
жение. Смещающее напряжение складывается в аналоговой фор-
ме с UK, адрес, получающийся при кодировании этой величины
« -20 -20 -20
2j\
1 ~2'
to a so -to ю о -to to 40-so 20-to-so so 2o -го исходная ширина канала!
so	7 в 9 to и 12 _ is	is is	to to го, Относительная погрешность, X
5 6 Jт\о\9 10\ч 12 [>s\pl 15^16\17^ 10 119\20,	+0,f
19 .20, +0J.
/1 JxJs^Ss/o /7 \o] 9 {10 / ti/l2/is[lt/t5 Il6\t7. 1g , 19 ,20^02
-4 -0 6 2 4 2 -г -to 6 -2 2 2 -s -о s -2 Относительная погрешность
ширины каналов после сдвига, %
канал
Ю 20
10
Канал
Канал
а
Рис. 4.47. Выравнивание
(сглаживание) ширины ка-
налов по методу скользя-
щей шкалы, предложенному
Коттини и др. (89J:
а — спектральная кривая без
сглаживания; б — улучшенная
кривая в результате сглажива-
ния
с Ub, исправляется цифровым методом на действительную вели-
чину смещающего напряжения. После каждого входного импуль-
са 64-канальный генератор дает смещение на одно новое поло-
жение, после 64 импульсов он возвращается в исходное
состояние. Влияние сглаживания на форму амплитудного спект-
ра показано на рис. 4.47, б. Используя метод скользящей шкалы,
сконструировали амплитудно-кодовый преобразователь * с ам-
плитудным балансом на 12 бит (4096 каналов), имеющий мерт-
вое время менее 25 мксек [149].
* Известно развитие этого метода — применение общего аналого-кодового
преобразователя для цепей компарации и генератора смещения, а также
уменьшение времени преобразования старших разрядов прямым кодировани-
ем многоканальным дифференциальным дискриминатором на 16 уровней (см.
International Symposium on Nuclear Electronics, Versailles, 1968.)— Прим. ped.
208

Были исследованы другие методы кодирования (90]. В обзоре [90] рас-
смотрены работы до 1959 г. Известна модификация преобразователя с диод-
ной цепью (см. рис. 4.39): из накопительного конденсатора Ci заряд уходит
через два диода, грубо, через емкость С2 = 10 С, заряд уменьшается больши-
ми порциями и точно через емкость С2 = С порциями, в десять раз меньшими.
Дискриминатор производит переключение от грубого уменьшения заряда
к точному, как только напряжение на конденсаторе Ct упадет ниже уровня,
соответствующего десятому каналу * **. Этим способом удается уменьшить
мертвое время. Однако оно остается значительно большим мертвого времени
современного быстродействующего преобразователя типа Вилкинсона из-за
большого числа аналоговых переключений. В работе [150] предложен новый
амплитудио-кодовый преобразователь, в котором величина сигнала в форме
пропорционального ей заряда определяется с помощью интегратора, сравни-
вающего его с числом элементарных зарядов: это число служит затем циф-
ровым эквивалентом. Линейно демпфируя с помощью диода ударный генера-
тор, можно достичь того, что начальная амплитуда и, следовательно, полное
число колебаний (амплитуды убывают линейно со временем) будут пропор-
циональны интегрируемой амплитуде входного импульса. (Частота генератора
около 10 Мгц.) Этот преобразователь [92] удобен для работы с быстрыми
импульсами от фотоумножителей. Его чувствительность достаточна для не-
посредственного подключения к аноду фотоумножителя, что исключает при-
менение усилителя.
Добиваясь циркуляций входного импульса в системе памяти на линии
задержки с линейной аттенюацией, используя для этого диод со смещением,
можно получить уменьшение амплитуды импульса на фиксированную величи-
ну, равную ширине канала за цикл. Таким образом, число циклов, необходи-
мое для уменьшения амплитуды импульса до нуля, пропорционально его
амплитуде. Это число подсчитывается в цифровом счетчике
4Л. ДИСКРИМИНАТОРЫ ФОРМЫ ИМПУЛЬСОВ
Если сигнал детектора зависит не только от энергетических
потерь &.W, но также и от плотности ионизации вдоль траекто-
рии частицы, то форма импульса содержит некоторую информа-
цию о роде детектируемой частицы. Как уже отмечалось
в разд. 2.5, сцинтилляционные счетчики с органическими и неор-
ганическими сцинтилляторами пригодны для идентификации ча-
стиц. Физические основы методов идентификации частиц при
использовании сцинтилляционных счетчиков рассмотрены в ра-
боте [94]. Полупроводниковые детекторы [95—97, 103] и пропор-
циональные счетчики [98, 99] также могут давать импульсы,
форма которых зависит от рода детектируемых частиц.
Специально приготовленные сцинтилляторы, такие, как «фосвнч» (сандвич
из фосфора), используют для идентификации частиц [100—102]. Рядом поме-
щают два слоя сцинтилляторов с различным временем затухания.
Тяжелые частицы поглощаются, например, в переднем сцинтилляторе
с длительным временем высвечивания, создавая, таким образом, медленные
импульсы. Электроны возбуждают главным образом быстрый сцинтилляцион-
ный слой, расположенный за медленным, и создают быстрые импульсы.
* Аналогичный принцип был независимо предложен и реализован
А. А. Саниным (А. А. Сани и. Электронные приборы ядерной физики. М.,
Физматгиз, 1961).— Прим. ред.
** Аналогичная идея была предложена Г. П. Мельниковым в 1958 г,—
Прим. ред.
14 Заказ 199
209

Различие в форме импульсов сигнала и шума для сцинтилляционного
счетчика используют для уменьшения шумов. Это специальное применение
дискриминации импульсов по форме было рассмотрено в разд. 2.5.
Обычно для дискриминации импульсов по форме необходимо
различить два или большее число типов сигналов с различным
характеристическим временем,
Рис. 4.48. Две различные формы им-
пульса тока, пригодные для дискри-
минации по форме.
например сигналы Ц и /2 на
рис. 4.48. Эта операция должна
проводиться независимо от
действительного интегрируемо-
го напряжения амплитуд от-
дельных импульсов. Очень
простое решение, предложен-
ное в работе [104], состоит в
интегрировании тока детектора
двумя интеграторами с раз-
личными постоянными време-
ни. Связанная с дискриминато-
ром аналоговая схема форми-
рует разность между проинте-
грированными сигналами. При-
менение такого принципа для сцинтилляционного счетчика упро-
щается тем, что анод и один из последних динодов могут служить
двумя независимыми источниками тока (рис. 4.49). Положитель-
ФЭУ
Рис. 4.49. Принципиальная схема дискриминатора
импульсов по форме (104].
ный импульс тока с динода интегрируется емкостью Ci с большой
постоянной времени, отрицательный импульс тока анода инте-
грируется С2 с малой постоянной времени. Диоды Д1 и Д2 слу-
жат для растягивания импульсов. С помощью различных пере-
менных сопротивлений схему можно отрегулировать так, чтобы
в случае быстрых импульсов получался больший отрицательный
анодный сигнал. Следовательно, для быстрых импульсов (напри-
мер, для у-квантов в органических сцинтилляторах) положитель-
ные выбросы не возникают. Нейтронный импульс имеет медлен-
210

ную компоненту, которая заряжает Сь а не С2. Поэтому для мед-
ленных импульсов положительный сигнал с динода будет преоб-
ладающим и вызовет появление положительного выброса. С по-
мощью простого дискриминатора напряжений можно различать
импульсы у-квантов от импульсов нейтронов. Энергетическую
информацию получают интегрированием тока предпоследнего
динода.
Такую методику применяли различные авторы {94]. В работе
[105] рассмотрен очень простой метод дискриминации с приме-
нением специальных модулей.
Рис. 4.50. Структурные схемы дискриминации импульсов по
форме определением задержки между передним фронтом им-
пульса и моментом пересечения нулевого уровня.
Другой метод дискриминации формы состоит в использова-
нии того факта, что проинтегрированные импульсы напряжения,
соответствующие Ц и /2 (см. рис. 4.48), имеют различное время
нарастания. Точка нулевого пересечения дважды продифферен-
цированного импульса зависит от времени нарастания первона-
чального сигнала, поэтому момент нулевого пересечения после
двойного дифференцирования несет информацию, необходимую
для идентификации частиц. Более того, смещение точки пере-
сечения не зависит от амплитуды импульса. Следовательно, для
дискриминации импульсов по форме необходимо лишь оцепить
задержку точки нулевого пересечения относительно начала им-
пульса. На рис. 4.50 показаны два варианта соответствующей
схемы. В дискриминаторе переднего фронта {ДПФ) определяет-
ся момент, соответствующий началу импульса, в дискриминаторе
нулевого пересечения {ДНП) — точка нулевого пересечения.
В первом варианте время задержки между двумя импульсами
превращается во время-амплитудном преобразователе ВА в про-
порциональный импульс напряжения. Амплитуда получающего-
J4
211

ся при этом импульса является функцией f(t3) времени нара-
стания tH первоначального сигнала. Тогда простой одноканаль-
ный дискриминатор может выбирать события с заданным вре-
менем t3, которое соответствует определенному типу частиц. Во
втором варианте импульс переднего фронта, задержанный на
t3, проверяется в схеме совпадений СС на совпадение с импуль-
сом, соответствующим нулевому пересечению. Отбор различных
событий осуществляется изменением t3.
Метод нулевого пересечения применяют для дискриминации
импульсов, по форме уже сформированных для других целей, на-
пример для амплитудного анализа. Таким образом, дискрими-
натор импульсов по форме можно добавить к уже существующей
аппаратуре без особых изменений ее структуры. В связи с этим
в последних работах (36, 106 -г- 112, 152] этому методу отдают
предпочтение. Из-за неточно нулевого порога дискриминатора
переднего фронта (ДПФ) выходной сигнал зависит от ампли-
туды импульса. Этой трудности удалось избежать, измеряя про-
межуток времени между передними фронтами положительной и
отрицательной частей импульса вместо 'введения задержки по
времени между положительным передним фронтом и точкой ну-
левого пересечения. Когда положительный и отрицательный по-
роги подобраны, то эта разность времени почти не зависит от
амплитуды.
Оба дискриминатора ДПФ и ДНП можно осуществить в ви-
де одиночных триггеров Шмитта, гистерезис которых сделан
равным порогу дискриминации (см. разд. 4.1 и рис. 4.27). Дли-
тельность выходного импульса такого дискриминатора зависит
от времени нарастания tu. Для дискриминации импульсов по
форме используют [115] триггер на туннельном диоде (см.
рис. 4.36). В работе [116] приведена аналогичная схема с тремя
транзисторами и одним туннельным диодом (рис. 4.51). Дискри-
минатор присоединяется к сцинтилляционному детектору, состо-
ящему из жидкостного сцинтиллятора NE213 и фотоумножителя
ХР-1040. Импульс тока с 11-го динода интегрируется цепочкой/?1
и Ci и усиливается триодом Т\. Транзистор Т2 служит инверто-
ром и усилителем тока, а емкость С2 вместе с входным сопро-
тивлением следующего каскада образует вторую дифференци-
рующую ячейку. На туннельный диод ТД, так же как на
рис. 4.36, с потенциометра /?п подается смещение. Таким обра-
зом, длительность выходного импульса соответствует времени
положительной части сформированного на коллекторе Т2 бипо-
лярного импульса.
Во время длительности выходного импульса ТД через рези-
стор R = 470 ом в конденсатор С = 1000 пф течет постоянный
ток, который при этом интегрируется. После интегрирования им-
пульс усиливается транзистором Т3, амплитуда выходного им-
пульса зависит от ta и, следовательно, от рода частиц, но остает-
ся независимой от их энергии.
212

Из приведенной на рис. 4.51 зависимости видно, что
четкое разделение протонов и электронов возможно вплоть до
энергий 500 кэв. В области энергий, меньших 500 кэв, амплитуда
импульсов флуктуирует так сильно, что происходит наложение
Рис. 4.51. Принципиальная схема дискриминатора импульсов по форме
(116].
областей, соответствующих протонам и электронам. Нижний
предел дискриминации определяется статистическими флуктуа-
циями формы импульса, которые более велики для самых малых
импульсов, состоящих лишь из небольшого числа фотоэлектро-
нов [117—119].
В приведенной выше методике может быть использована
лишь часть имеющейся информации о различии формы импуль-
213

сов. Известен другой метод [118], при котором получают больше
информации. Ниже он приведен на конкретном примере.
На рис. 4.52 показаны экспериментальные формы импульсов
тока от сцинтилляционного счетчика с кристаллом антрацена
Рис. 4.52. Формы импульсов тока для а-
частиц и у-квантов в сцинтилляционном
счетчике с антраценовым кристаллом
и весовая функция P(t), по данным ра-
боты [118].
для «-частиц и у-квантов.
Эти кривые обозначим
а (0 и у(/). Оба импульса
имеют одинаковую ампли-
туду
т	т
= ^y(t)dt = N,
О	о
(4.28)
где N — число освобож-
денных фотоэлектронов;
Т — произвольный интер-
вал времени, в пределах
которого как a(f), так и
y(f) практически стано-
вятся равными нулю.
Пройдя линейный фильтр
с зависящими от времени
параметрами, различные
части импульсов ослаб-
ляются в различной сте-
пени. Следовательно, бу-
дут получены два сигнала
Sa и Sv:
г
Sa = j a(t)P(t)dt и Sv =
= ^(t)P(t)dt, (4.29)
о
где так называемая весо-
вая функция Р(0 пред-
ставляет зависящий от времени коэффициент ослабления линей-
ного фильтра.
Оптимальное значение P(t) может быть определено из усло-
вия, дающего минимальное среднеквадратическое отклонение
разности Sa — Sv Это условие дает
P(t) g
“(О + т(0
(4.30)
214

Выражение (4.30) Легко интерпретировать: та часть импульса,
для которой относительная разность будет наибольшей, приобре-
тает наибольший вес P(t). Функция P(t) для приведенного при-
мера также построена на рис. 4.52.
Q(p) —^вых(р)=1в)/(Р)Ч(р)
Рис. 4.53. Структурная схема фильтра, соответствующе-
го весовой функции P(t), показанной на рис. 4.52.

Согласно правилам преобразования Лапласа цепь с переда-
точной характеристикой Q(p) дает выходной сигнал t/вых (0:
t/»x(0 = J	(4.31)
о
где /Вх(0—входной сигнал; Q(t)—характеристика или реак-
ция цепи на входной сигнал в виде ступеньки 8(f), a Q(t) =
= L~l{fy(p)}. Очевидно, интеграл в (4.31) будет тождествен ин-
тегралу в выражении (4.29) при a(t) или y(t), представляющих
входной ток при выборе Q(f) = Р(Т — t) и условии, что выход-
ной сигнал суммируется за время t = Т. На рис. 4.53 приведена
схема, в которой за счет двух линий задержки длины Тj/2 и Т2/2,
замыкающихся малыми резисторами < Zo и R2 < Zo соответ-
ственно (Zo— характеристическое сопротивление линии), при-
215

близительно выполнено равенство Q(t) — Р(Т — t). Схема не
требует объяснений. Выходной сигнал суммируется с помощью
линейного пропускателя ЛП в момент времени t = Т. Для упро-
щения на рис. 4.53 полярность Q(t) обращена.
Считая, что имеет место неискаженнее статистическое рас-
пределение Пуассона, теоретический предел дискриминации мож-
но принять равным 13 кэв {118]. Предел, полученный в экспери-
ментах, составлял 39 \эв. Различие вызвано главным образом
тем, что флуктуации амплитуды импульсов сцинтилляционного
счетчика не подчиняются неискаженному распределению Пуас-
сона.
Проблема дискриминации импульсов по форме рассмотрена
во многих работах [153—158].

Глава 5
ПОЛУЧЕНИЕ ВРЕМЕННОЙ ИНФОРМАЦИИ
Аналоговую информацию содержит не только амплитуда или
форма импульса, но и момент времени его появления. Эта ин-
формация или непосредственно связана с физическими величи-
нами, имеющими размерность времени (например, время жизни
возбужденного состояния промежуточного ядра), или связана
через какой-либо промежуточный процесс с другими физически-
ми величинами, такими, как энергия частиц, скорость и т. д.
В последнем случае определение мгновенной скорости частицы
выполняют измерением времени пролета некоторого фиксиро-
ванного расстояния (метод времени пролета). Так же, как при
измерении амплитуды импульсов, временная информация для
дальнейшей обработки должна быть представлена в цифровой
форме.
Физические основы анализа времени в ядерной метрологии
рассматриваются в различных работах [1, 2, 21].
5.1. ОБЩИЕ ПРИНЦИПЫ, РАЗРЕШЕНИЕ
При получении временной информации необходимо измерить
распределение временных интервалов между двумя определен-
ными событиями и выбрать из коррелированных по времени
событий определенную пару или группу событий.
Обычно первую задачу решают преобразованием в соответст-
вующей электронной схеме временных интервалов в цифровую
форму и последующим накоплением этой информации в системе
общей памяти. Вторую задачу решают с Помощью различных
систем совпадений.
Типичный пример первого типа: определение среднего вре-
мени жизни возбужденного ядра после р-распада (рис. 5.1).
С помощью двух детекторов регистрируют 0-частицы и у-кван-
ты. Регистрация 0-частиц дает сигнал о рождении состояния
(Старт) регистрации, а у-квантов — о его окончании (Стоп).
Измеряя распределение времени задержки стоп-сигналов отно-
сительно соответствующих пусковых импульсов, оценивают
среднее время жизни возбужденного состояния..
217

Этот же рисунок может иллюстрировать отбор коррелирован-
ных во времени событий (т. е. совпадающих), применяемый,
например, при определении активности источника. Пусть No—
скорость распада р-уровня, т. е. активность источника опреде-
ленного препарата p-активного изотопа. Скорость счета N? и
Nv и р и у импульсов определяется соответственно эффективно-
стью детектора ер и ev :
,	Nfl = NQfy н V^TVo&y.	(5.1)
Скорость счета Nc совпадающих р-, у-импульсов определяется
выражением
Nc = N(fi&ey.	(5.2)
Величины е₽, в? неизвестны, поэтому измерением Np или N? оп-
ределить No невозможно. Однако, зная одновременно величины
N$, Nv и Nc, можно определить No:
NO = N^/NC.	(5.3)
Схема совпадений устанавливает факт совпадения импуль-
сов, если интервал времени между ними меньше некоторой за-
данной величины тс. Интервал
времени тс — или 2тс (так как
один из импульсов может пред-
шествовать другому или следо-
вать за ним) называется разре-
шением схемы. Вследствие ко-
нечной длительности интервала
2тс регистрируются не только ис-
тинные АГС, но и случайные совпа-
дения Nc„, обусловленные им-
пульсами, принадлежащими двум
различным событиям, происходящим в пределах 2т. Для слабо
коррелированных скоростей счета (т. е. для ер С 1 и 8у < 1)
получаем
(5.4)
Сравнение Nc„ с Nc дает отношение
NJNc = 2N0/xc,	(5.5)
пропорциональное тс. Для того чтобы можно было работать
с большой активностью No, необходимой для высокой статисти-
ческой точности, желательно очень малое разрешающее время тс.
В то же время, чтобы зарегистрировать без потерь все кор-
релированные по времени события, величина тс не должна быть
меньше некоторого нижнего предела. Поэтому выражение (5.2)
справедливо лишь при тс rv, т. е. если эмиссия р-частиц и
у-квантов происходит одновременно по сравнению с тс. Помимо
*о
fi (Старт)
1------Ъ
I
J у (Стоп)
1______
Рис. 5.1. Распространенная задача
временного анализа событий.
218

. Другая причина неточности
Рис. 5.2. Спектры временных ин-
тервалов (кривые разрешения)
для «быстрых» систем совпаде-
ний [3].
этого фундаментального физического ограничения следует также
учитывать особенности системы детектирования: сигнал детек-
тора задерживается относительно исходного события на интер-
валы времени, испытывающие статистические флуктуации, такие,
как время собирания электронов и иоиов или дырок, время вы-
свечивания сцинтиллятора, время пролета электронов в фото-
умножителе и т. д. Степень влияния этих флуктуаций на точ-
ность определения моментов времени зависит от техники
формирования сигнала детектора
определения момента времени —
задержка сигнала, зависящая от
амплитуд,— уже рассмотрена в
разд. 4.1.
Термин «разрешение» исполь-
зуется для определения двух су-
щественно различающихся вели-
чин. Помимо введенного выше
термина разрешающего времени
2тс, характеризующего электрон-
ную аппаратуру, разрешение час-
то обозначает ширину 2ти кривой
распределения временных интер-
валов между двумя импульсами,
соответствующими двум безу-
словно совпадающим первичным
событиям, обусловленную неиде-
альностью процессов всей аппа-
ратуры. Для примера па рис. 5.2
приведены спектры интервалов времени dNJdt быстродействую-
щей системы с двумя фотоумножителями RCAC70045 и пластмас-
совым сцинтиллятором для каскадного у— у-излучения 60Со и
излучения аннигиляции 22Na.
Кривые, приведенные на рис. 5.2, можно интерпретировать
следующим образом. При измерении совпадений, когда должны
быть зарегистрированы все истинные совпадения, следует вы-
бирать 2тс 2ти. В отсутствие систематических задержек инте-
грирование dNJdt в пределах от —тс до +тс определяет число
зарегистрированных совпадающих событий. В то же время, если
необходимо измерять dNJdt по точкам, используя простую схе-
му совпадений и линию задержки переменной длины, то прихо-
дится выбирать 2тс <С 2ти. Точность, с которой можно получить
распределение интервалов времени первичных событий в схеме
совпадений, определяется наибольшей из двух величин тс или
ти. Если бы можно было реализовать тс ~ 0 с достаточно хоро-
шей точностью измерений, то время жизни возбужденного со-
стояния должно удовлетворять соотношению ти- Следова-
тельно, величина ти определяет предельное разрешение системы
три измерении времени.
219

Существует взаимосвязь между измерением амплитуды и оп-
ределением времени. В большинстве случаев необходимо оце-
нить корреляцию по времени импульсов определенной амплиту-
ды, поэтому сначала изменяют амплитуду, а затем интервал вре-
мени. Импульсы, представляющие амплитуду сигнала в цифро-
вом выражении с одновременным сохранением временной
информации до нескольких наносекунд, могут быть сформирова-
ны по методу нулевого пересечения (см. разд. 4.1). Выходные
импульсы дискриминаторов, действующих по методу нулевого
Рис. 5.3. Принцип действия быстро-медленной системы.
пересечения, могут применяться в схемах совпадений с 2тс
10 нсек. Если необходимо лучшее разрешение, то целесооб-
разно использовать раздельно данные временной и амплитудной
информаций в соответствии с методом техники быстро-медлен-
ных совпадений, предложенным в работе [4] (рис. 5.3). Сигналы
от детектора проходят через два быстродействующих формиру-
ющих каскада ФК\ и ФК.2 в схему быстрых совпадений с разре-
шением те- Одновременно медленные проинтегрированные сиг-
налы (часто снимаемые с другого выхода детектора) подаются
через линейные усилители на амплитудные дискриминаторы Д\
и Д2- Медленный каскад тройных совпадений с разрешением тм
выдает импульс, если одновременно выполняются условия для
амплитуды и времени. Разрешение тм должно быть достаточно
большим, чтобы скомпенсировались всякие задержки импульса
от дискриминатора, зависящие от амплитуды. Систематические
задержки в двух медленных каналах должны быть скомпенсиро-
ваны соответствующей фиксированной задержкой в быстром ка-
нале совпадений. Раздельное получение временной и амплитуд-
220

ной информаций с указанным методом можно использовать для
измерения распределения интервалов времени сигналов от де-
тектора (см. разд. 5.4).
Современная быстро-медленная система совпадений рассмотрена в рабо-
те [107].
В быстрых каналах не принимают меры для сохранения ам-
плитуды сигнала, поэтому они могут быть рассчитаны на опти-
мальную передачу временной информации. Разрешение Тб огра-
ничивается лишь свойствами детектора и системой, формирую-
щей быстрые импульсы. Если задержка импульсов формирую-
щего каскада зависит от амплитуды сигнала, то действительное
разрешение ти и в такой системе будет зависеть от установлен-
ного уровня в медленных каналах. Если используются однока-
нальные дискриминаторы с узкими щелями, то эффект разброса
положения импульса устраняют выбором импульсов почти всегда
с одинаковой амплитудой, при этом тж достигает своего нижнего
граничного значения^ определяемого исключительно свойствами
детектора. При работе с интегральными дискриминаторами при-
ходится иметь дело с большим диапазоном амплитуд, и флукту-
ации задержек времени, зависящих от амплитуды, могут пре-
восходить разрешение ти.
5.2. ФОРМИРУЮЩИЕ КАСКАДЫ ДЛЯ СХЕМ СОВПАДЕНИЯ
И преобразователей временной информации в цифровую
Большинство схем совпадений и временных преобразовате-
лей работает от входных импульсов стандартной формы и опре-
деленной амплитуды, которые должны быть получены из сигна-
лов детектора с помощью какой-либо нелинейной операции, со-
храняющей по возможности временную информацию. Для мед-
ленных и умеренно-быстрых схем совпадений используются
выходные импульсы амплитудных дискриминаторов с отметкой
времени нулевым пересечением или без.него. Если необходимо,
то после дополнительного формирования получается импульс
стандартной длительности с выхода одновибратора. Для быст-
рых схем Совпадений с очень малым разрешающим временем
необходимы специальные формирующие каскады, присоединен-
ные непосредственно к выходу детектора или через специаль-
ный, очень быстродействующий усилитель.
В принципе для временной привязки используют любую точ-
ку импульса детектора, поэтому формирующие схемы могут
быть разделены на две группы. Схемы первой группы срабаты-
вают от переднего фронта импульса, а второй — от точки нуле-
вого пересечения сигнала детектора, сформированного соответ-
ствующим образом.
Ламповый ограничитель [5] является классическим примером
схемы первого типа. Несмотря на то, что она применяется более
221

15 лет, эта схема продолжает встречаться и в современных
быстро-медленных системах. Принцип действия понятен из
рис. 5.4. В нормальном состоянии на сетку лампы подано такое
смещение, что через нее течет катодный ток 1К. Нагрузка лампы
состоит из характеристического сопротивления Zo коаксиально-
го кабеля (около 100 ом). Лампа закрывается импульсом, при-
ходящим с анода фотоумножителя, и в анодной цепи появляется
ступенька напряжения с амплитудой /KZo/2, которая формирует-
ся по времени до величины 21 закороченной линией задержки
длиной I. При тщательном монтаже схемы с быстродействую-
щими лампами (например, E810F) можно получить время нара-
Рис. 5.4. Структурная схема пентодного ограничителя [5].
стания импульса меньше 1 нсек. В зависимости от постоянных
времени RiCi (Ci—паразитная емкость в цепи анода ФЭУ око-
ло 20 пф) и R2C2 (С2 — соединительный конденсатор в цепи вы-
сокого напряжения) импульс анодного тока интегрируется. Если
нельзя сделать R2C2 R1C1, то получающийся выброс должен
быть подавлен с помощью диодного ограничителя Д. Величина
R1C1 должна быть большой по сравнению с временем высвечи-
вания Тф используемого сцинтиллятора, так как в противном
случае отдельные электронные импульсы от раздельных элек-
тронов будут разрешены, в результате появятся многократные
импульсы в анодной цепи ограничителя. Усиление фотоумножи-
теля обычно устанавливается таким, чтобы лампа закрывалась
одноэлектронными импульсами. Следовательно, первый элек-
трон импульса приводит в действие ограничитель и соответст-
венно улучшает разрешение системы ти. Такие ограничители
срабатывают и от импульсов шумов, что может вызвать затруд-
нения.
Если должны обрабатываться импульсы сигнала с боль-
шой амплитудой, то применяется простая дискриминация отно-
сительно (малых) импульсов шумов введением перед управля-
222

ющей сеткой лампы быстродействующего диода со смещени-
ем {6J.
Амплитуда отрицательных импульсов на аноде фотоумножи-
теля может достигать нескольких десятков вольт. Поэтому не-
обходимы спецявльные меры, для того чтобы не были превыше-
ны максимальные параметры транзисторных ограничителей. На
рис. 5.5 приведена схема быстродействующего ограничителя [7],
работающего от токового сигнала фотоумножителя. Транзистор
2N700 используется в схеме с общей базой, и, следовательно,
реализуется его высокочастотная граница полосы частот /макс-
Ток покоя /к устанавливают с помощью переменного резистора
Рис. 5.5. Структурная схема транзисторного ограничите-
ля с диодной защитой [7].
(250 ом). Отрицательные импульсы закрывают транзистор, в ре-
зультате чего на нагрузочном резисторе Zo возникает импульс
напряжения с амплитудой /KZo/2. Длительность импульса опре-
деляется длиной формирующего кабеля. Диод 570-G предохра-
няет транзистор от сигналов ФЭУ слишком большой амплитуды.
По сравнению с ламповыми ограничителями здесь можно полу-
чить несколько меньшее время нарастания (^1 нсек.). В насто-
ящее время используется схема ограничителей на транзисторах,
подобная приведенной на рис. 5.5 [8]. Улучшить эту схему — ос-
лабить связь между фотоумножителем и схемой совпадений —
можно, если ввести дополнительный усилительный каскад с об-
щей базой между коллектором ограничивающего транзистора и
формирующим кабелем [7].
Однако схема, приведенная на рис. 5.5, не подавляет импуль-
сы шумов малой амплитуды. Это может быть достигнуто вклю-
чением перед ограничителем эмиттерного повторителя со сме-
щением. Подобная схема (рис. 5.6) приведена в работе (9]. Ток
покоя /к транзистора Т2 течет в формирующий кабель и рези-
стор Zo. На базу транзистора Л подано напряжение смещения, и
223

он закрыт. Отрицательный входной импульс открывает и пе-
реключает ток /к от триода Тг к триоду Т\, создавая на резисто-
ре Zo стандартный выходной импульс. Диод Д\ ограничивает
колебания положительного напряжения на входе, а диод Дг
вместе с переходом база — эмиттер Тi ограничивает колебания
отрицательного напряжения. Время нарастания выходного им-
пульса в такой схеме составляет около 1 нсек.
Можно создать транзисторный ограничитель (аналогичный
ламповой схеме, приведенной на рис. 5.4), в котором использует-
ся включение триода с общим эмиттером. Однако быстродейст-
вие схем с общим эмиттером меньше, чем у схем с общей базой,
и такие ограничители имеют время нарастания в несколько на-
носекунд [10].
Туннельные диоды позволили заменить ограничители форми-
рующими цепями триггерного типа. Схемы на туннельных дио-
дах подробно рассмотрены в разд. 4.1. Была отмечена высокая
скорость переключения этих схем, а также зависимость задерж-
ки выходного импульса от амплитуды входного сигнала. За-
держка становится особенно большой, если пусковой импульс
достигает лишь порога срабатывания триггера. Но если методом
быстро-медленных совпадений отбираются импульсы с амплиту-
дой, лежащей в заданном диапазоне — значительно большем по-
рога формирующего каскада, то тогда в схеме совпадений мож-
но использовать не только быстрые ограничители, но и однови-
браторы на туннельных диодах.
На рис. 5.7 приведена формирующая схема на туннельных
диодах [11]. Анод фотоумножителя развязан от дискриминатора
на туннельном диоде ТД} трансформатором с коэффициентом
1 :3 (для этих целей часто используют транзисторный каскад
в режиме с общей базой, как показано на рис. 4.34). Чувстви-
тельность регулируется с помощью .тока смещения ТД[. Макси-
мальная чувствительность составляет 50 мв для 50-омного ка-
беля. За исключением области шириной 5% непосредственно над
порогом, задержка выходного сигнала такого одновибратора
меняется примерно на 1 нсек при 10-кратном изменении входной
амплитуды. При величине индуктивности L = 0,5 мкгн ширина
импульса составляет 4 нсек. Так как действительная ширина им-
пульса в некоторой степени зависит от амплитуды входного им-
пульса, первый мультивибратор на ТД\ включает второй одно-
вибратор на ТД2, который создает для схемы совпадений импульс
стандартной амплитуды и длительности. Другие схемы рассмот-
рены в работах [108, 109, 117].
В схемах, аналогичных приведенной на рис. 5.7, легко решается проблема
разветвления сигнала. Для получения нужного числа выходных импульсов
для независимых каналов можно к выходу дискриминатора на ГД,— точ-
ка А присоединить через разделительные диоды или резисторы несколько
вторичных мультивибраторов (например, ТДг, ТД3...). Таким образом, один
фотоумножитель будет обслуживать ряд схем совпадений.
224

Рис. 5.6. Принципиальная схема ограничителя (9].
Чувствительность
-------------- +90
300-800
13
Z-50
300-
Мевленный
сигнал
(0,5мкг)
L
430
L
470
103-050
U	1N3118
1N3118
1N3118
L
330
+96
300-800
103-050
'Вых
103-050
1N3118
Рнс. 5.7. Формирующая схема на туннельных диодах
(И].
Ззказ 199

Однако дискриминаторы на туннельных диодах используются
в основном в методе нулевых пересечений. В работах [12, 13]
приведена схема, создающая сигнал при запуске £С-контура
с собственной частотой 80 Мгц (трансформатор + паразитные
емкости), этот контур имеет подкритическое затухание и распо-
ложен непосредственно на цоколе фотоумножителя (рис. 5.8).
Биполярный импульс подается через резистор (27 ом) на чувстви-
тельный одновибратор на туннельном диоде ТД, настроенный на
отрицательный выброс импульса. Выходной импульс мультиви-
братора имеет длительность 3 нсек и время нарастания 150 псек.
Импульс дифференцируется конденсатором 4 пф и затем исполь-
зуется для управления транзистором 2N700. В схеме такого типа
получен разброс менее 0,5 нсек в интервале входных амплитуд
от 1 до 20 [12].
Формирование сигналов с помощью одного кабеля позволяет
также получать биполярные импульсы (рис. 5.9) [12, 14]. Импульс
тока от фотоумножителя подается через транзисторный каскад
с общей базой на закороченный кабель, а сигнал, образующийся
в результате наложения первоначального и отраженного импуль-
сов, проходит через другой каскад с общей базой. Конечно, дли-
на кабеля должна соответствовать длительности первоначально-
го импульса тока от фотоумножителя. Применение перехода
база — эмиттер транзистора Ts для закорачивания формирую-
щего кабеля имеет особенность: на коллекторе Т3 появляется
первоначальный сигнал, который можно использовать для дру-
гих целей, например для интегрирования и т. д. Для детектиро-
вания точки нулевого пересечения применяется триггер, рассмот-
ренный в разд. 4.1 (см. рис. 4.36) с напряжением гистерезиса,
равным порогу чувствительности, следовательно, точка пересе-
чения сопоставляется с задним фронтом выходного импульса.
Может быть получен разброс выходного импульса менее 1 нсек
при изменении амплитуды входного импульса от 8 до 60 ма. Дру-
гая схема с дискриминатором нулевого пересечения на туннель-
ном диоде приведена в работе [НО]. Формирующие схемы на
туннельных диодах для дважды дифференцированных сигналов
рассмотрены в работах [118—122]. Временные особенности схем
с одновибраторами па туннельных диодах рассмотрены в рабо-
те [111]. В работе [15] биполярный импульс, полученный форми-
рованием с помощью кабеля и ограниченный в двух быстродей-
ствующих каскадах с общей базой, дифференцируется в цепи
с постоянной времени 350 псек. Получающийся узкий импульс
соответствует пересечению нулевого уровня и запускает обычный
одновибратор на туннельном диоде. Юстировкой ограничителей
почти полностью устраняется разброс по времени, связанный
с величиной амплитуды. Это видно из рис. 5.10, изменения за-
держки для амплитуд, больших 8 ма, измерить невозможно.
Большинство быстродействующих систем совпадений работает со сцин-
тилляционными счетчиками, поэтому все рассмотренные примеры относятся
226

Рис. 5 8. Формирующая схема по методу пересечения
нулевого уровня (13].
Рис. 5.9. Структурная схема быстродействующего фор-
мирования биполярного импульса с помощью дифферен-
цирования на кабеле [14].
Рис. 5.10. Зависимость относительной задержки за-
пуска схемы формирования от входной амплитуды
по данным работы (15].

к таким детекторам. Вместе с тем упомянутые формирующие схемы и осо-
бенно триггеры на туннельных диодах без их изменения работают также с по-
лупроводниковыми детекторами или пропорциональными счетчиками. В этом
случае относительно Небольшие выходные сигналы необходимо сначала уси-
лить в быстродействующих усилителях, которые понижают временное раз-
решение.
Специальные формирующие схемы для полупроводниковых детекторов
рассмотрены в работах {112—114]. При использовании этих схем с большими
Ge(Li)-детекторами соответствующими методами компенсируют временную
нестабильность, связанную с медленным и переменным временем нарастания
импульсов (см. также разд. 4.2).
а	6
Рис. 5.11. Разделение быстрых и медленных сигналов в полупроводни-
ковых детекторах по методу Шира [16] (а) и Вильямса и Биггерфаста
(171 «5).
Помимо высокого усиления по току фотоумножители позволяют реализо-
вать два или большее число независимых выходных цепей сигнала. Если, на-
пример, быстрый импульс тока снимается с анода, то медленный проинтегри-
рованный импульс напряжения может быть получен с одного из последних
диодов. Это облегчает разделение быстрых и медленных сигналов. При ис-
пользовании полупроводниковых детекторов применяют специальные керы
для разделения быстрых и медленных сигналов. На рис. 5.11 приведены две
схемы [16, 17], не требующие специальных пояснений (см. интегрирование
быстрого сигнала на Т3 на рис. 5.9).
При прочих равных условиях определение времени по методу
нулевого пересечения дает меньшую статистическую точность,
чем определение с помощью переднего фронта импульса.
Грубую оценку можно получить из анализа эпюр, приведен-
ных на рис. 5.12. На рис. 5.12, а приведена форма проинтегриро-
ванного импульса тока от фотоумножителя. Его время нараста-
ния определяется временем высвечивания Тф и флуктуациями
времени пролета электронов в фотоумножителе (см. разд. 2.5).
Для простоты предполагается, что биполярный импульс (см.
рис. 5.12, б) получен двойным формированием линией задержки
импульса а (см. рис. 5.12, а).
Амплитуда импульса, приведенного на рис. 5.12, а, соответст-
вует R фотоэлектронам с катода. В момент времени, определяе-
мый точкой X, опрокидывается триггер переднего фронта с по-
рогом, установленным на п электронов, а триггер нулевого пе-
228

ресечения срабатывает по амплитуде в точке Y. Очевидно, точка
Y лежит посредине удвоенной амплитуды формы переднего фрон-
та, которая была задержана на определенное время Тм и пере-
вернута. Следовательно, точка Y соответствует порогу п = R/2.
Можно подсчитать статистические флуктуации интервала време-
ни, в пределах которого появляется п электронов из полного
числа /?. По данным работ [1, 18], разрешающее время 2ти сим-
метричной пары сцинтилляционных счетчиков равно
2т„ = 3,33 [а„ /п + п(хф/ /?)2]Ч	(5.6)
если для определения момента
времени используются первые п
электронов. Здесь оп — средне-
квадратнческое отклонение вре-
мени пролета электронов в фо-
тоумножителе [т. е. Оц « 4ip./V2.
где /пр можно определить из
(2.46)]. Выражение (5.6) выпол-
няется только для п R. Разре-
шение 2ти оптимально для n/R =
— Оп/тф. Так как для быстрых фо-
тоумножителей справедливо не-
равенство оп/тф << 1, то для оп-
ределения времени следует реко-
мендовать метод регистрации по
переднему фронту п <С R, а не
нулевого пересечения п = R/2.
Последний случай особенно невы-
Рнс. 5.12. Форма импульса, ис-
пользуемого для определения вре-
мени по методам переднего фрон-
та сигнала (а) и пересечения ну-
левого уровня (б).
годен, если используются медлен-
ные неорганические сцинтилляторы. В таблице приведено разре-
шающее время 2ти органических и неорганических сцинтиллято-
ров (18].
Таблица
Сравнение точности отсчета времени по методу пересечения нуля
и отбору мектронов переднего фронта для двух сцинтилляторов
Сцинтил- лятор	Тф. нсек	еп, нсек	R (для 1 Мэе)	2ТННП. ««« (метод нуле- вого пересече- ния, л/#=0,5)	2W HCtK (метод перед- него фронта, л/Я=<п/Тф)	Отношение тинп хипФ
Nal (Т1)	250	1	6000	7,6	0,55	13,7 (!)
Пластик	4	1	600	0,43	0,22	1,95
Таким образом, без введения специальных мер метод нулевого
пересечения непригоден, если желательно создать систему совпа-
229

дении с высоким временным разрешением на неорганических
сцинтилляторах. В работе [19} приведена схема, меняющая фор-
му биполярного импульса так, что нулевое пересечение соответ-
ствует не n/R = 0,5, a n/R С 1 (рис. 5.13). Импульс напряжения
превращается резистором Ri в импульс тока и одновременно диф-
ференцируется конденсатором С. Диод Д срезает положитель-
ную часть импульса, а отрицательные полуволны тока проходят
через /?2 С Ri на вход усилителя тока (или триггера, чувстви-
тельного к току). Таким образом, край импульса, пересекающий
нулевую линию, становится менее пологим. Если предположить,
Рис. 5.13. Структурная схема улучшения формы биполярного импульса по ме-
тоду Гатти [19]
что RzC меньше длительности импульса, но больше первоначаль-
ного времени его нарастания, то эквивалентный порог точки Y
должен быть равен
Л   1
R	2	/?] + Rf
(5.7)
Из-за конечной скорости переключения диода Д разрешение 2ти
оказывается несколько худшим, чем приведенное в таблице для
метода переднего фронта.
Многие авторы рассматривали проблему подсчета 2ти для
импульсов разной формы и для различных порогов триггера
n/R. Общая задача оценки оптимального фильтра (или соответ-
ствующей формы импульса) для разрешения 2тн с заданным по-
рогом n/R была дана в работе [20].
В работах [123—127] рассмотрены некоторые другие формирующие схемы,
частично на обращенных диодах или лавинных транзисторах. Было предло-
жено [128] использовать для формирования импульсов туннельные диоды в ре-
жиме ВЧ-колебаний, имеющие две области отрицательного сопротивления.
Улучшение временного разрешения за счет двойного отбора импульса рас-
смотрено в работе [129]. От двух различных систем получают две временные
отметки, и импульс принимается для временного анализа, если обе отметки
одинаковы в установленных пределах.
В сложных экспериментальных устройствах часто импульс от одного
детектора должен питать несколько схем совпадений обычно с различным
временем разрешения тс. В то же время одна схема совпадений часто долж-
на получать сигналы от различных независимых детекторов. Во избежание
230

Рис. 5,14. Принцип действия быстродействующей рас-
пределительной схемы.
Рис. 5.15. Структурная схема быстродействующего
смесителя импульсов [22].

взаимного влияния нескольких детекторов или схем отдельные цепи сигналов
должны быть тщательно развязаны с помощью схем распределения или сме-
сителей. В качестве схем разделения часто используют простые эмиттериые
повторители, питаемые выходным сигналом ограничителя или формирующей
схемы триггерного типа. Вариант такой схемы приведен на рис. 5.14.
Точность определения времени зависит от типа применяемых транзисто-
ров. Иногда при распределении сигналов используют импульсы от фотоумно-
жителя для закрывания нескольких параллельно включенных ограничителей.
Ступеньки тока в каждой независимой коллекторной цепи могут быть сформи-
рованы с помощью отдельных кабелей в импульсы требуемой длительности.
По существу смесители являются быстродействующими пропускателями
типа ИЛИ. Обычно используется суммирование выходных импульсов различ-
ных ограничителей с последующим формированием сигнала в дополнитель-
ной схеме, желательно триггерного типа. На рис. 5.15 приведена схема [22],
где одновибратор на туннельном диоде Тя служит для получения выходных
импульсов стандартной формы. Другие примеры быстродействующих схем
разделения импульсов и смесителей рассмотрены в обзоре [23].
53. СХЕМЫ СОВПАДЕНИЯ
Идеальная ячейка совпадений. Идеальный бесконечно быст-
рый пропускатель типа И для импульсов стандартной амплиту-
ды представляет собой идеальную схему совпадений (рис. 5.16).
Разрешающее время 2тс = 6| +
-h 62, где 61 и 62 — длительности
входных импульсов. Почти всегда
формы импульсов одинаковы, сле-
довательно, 61 = 62 = 6 и 2тс = 26.
Рис. 5.16. Пропускатель типа И,
работающий в качестве идеаль-
ной схемы совпадений.
Пропускатели типа И, имеющие
более двух входов, используют в
качестве схем многократных сов-
падений. Приведенный идеализи-
рованный вариант приближенно
осуществляется в том случае, ког-
да время нарастания входных им-
пульсов и постоянные времени са-
мого пропускателя пренебрежимо
малы по сравнению с длительно-
стью 6. Это условие особенно су-
щественно, когда желательно по-
лучить долговременную стабиль-
ность разрешения 2тс, например
для точного подсчета частоты им-
пульсов случайных совпадений (5.4). В схемах совпадений могут
быть использованы все типы пропускателей в обычном или инте-
гральном (микроэлектронном) выполнении (например, RTL,
DTL, DCTL и т. д. см. гл. 6).
Схемы совпадений рассматриваются отдельно, а не как часть цифровой
системы, так как в цифровой системе время теряет свой аналоговый смысл —
два дискретных импульса появляются или не появляются одновременно в том
же самом временном интервале. Здесь же временной интервал между импуль-
сами имеет аналоговый характер. В схеме совпадений с временем разрешения
232

2гс аналоговая временная информация сначала превращается в дискретную.
Следовательно, для двух различных целей могут служить две идентичные
схемы, и их следует соответственно рассматривать с различных точек зрения.
Логический элемент И (см. рис. 5.16) можно считать состоя-
щим из смесителя с последующим амплитудным дискриминато-
ром (рис. 5.17). Смеситель или складывает линейно входные
импульсы (см. рис. 5.17,а), или производит с ними какую-либо
нелинейную операцию (см. рис. 5.17, б). В линейном смесителе
амплитуда выходного сигнала во время наложения импульсов
в два раза превышает амплитуду одиночного импульса. Следо-
вательно, порог дискриминатора должен быть выше амплитуды
одиночного импульса, но ниже двойной амплитуды импульса.
В качестве линейного смесителя можно применять любую схему,
в которой возможно линейное или близкое к нему сложение, на-
пример пассивные резисторные цепи, коаксиальные кабели, сло-
жение токов в точках с малым полным сопротивлением и т. п.
В нелинейном смесителе сигнал совпадения (значительно) боль-
ше удвоенной входной амплитуды импульса. Следовательно, об-
ласть используемых порогов дискриминации соответственно
больше. Так как для выполнения нелинейной операции применя-
ют только элементы с ключевыми характеристиками (диоды,
транзисторы и т. д.), то нелинейные смесители обычно обладают
несколько меньшим быстродействием, чем линейные, содержа-
щие лишь пассивные элементы.
В случае прямоугольных входных импульсов с незначитель-
ным временем нарастания и бесконечно быстрых дискриминато-
ров разрешающее время 2тс схемы совпадений (см. рис. 5.17)
равно 26 независимо от действительного порога дискриминации.
Однако если нельзя пренебречь временем нарастания, то поло-
жение меняется, как это видно из примера, приведенного на
рис. 5.18 для линейного смесителя и двух входных импульсов
трапецеидальной формы. В этом случае напряжение Uc, на ко-
торое сигнал смесителя превосходит уровень одиночного импуль-
са, есть функция интервала времени между сигналами tc, и раз-
решение 2та становится функцией порога дискриминатора.
Так как кривая Uc(tc) непосредственно связана с формой входных пер-
воначальных импульсов, то измерение амплитуды выходных импульсов сме
гителя как функции задержки /с Дает оценку формы входных импульсов
[24, 25]. Такой метод можно применять для измерений субнаносекундных сиг-
налов, если нет соответствующего осциллоскопа.
Очевидно, что импульсы Uc(tc) трапецеидальной или тре-
угольной формы будут получаться и в случае нелинейных смеси-
телей. Медленные смесители (т. е. смесители с большой постоян-
ной времени интегрирования по сравнению с длительностью
входного импульса) дают также треугольные характеристики
L’c(/c), даже если, входные импульсы строго прямоугольны. При
высоких порогах дискриминации (например, ия на рис. 5.19) по-
лучается небольшое разрешающее время 2тс, которое иногда мо-
233

Рис. 5.17. Структурные схемы совпадений с ли-
нейным (а) и нелинейным (б) смесителями.
Рис. 5.18. Трапецеидальные импульсы на входах линей-
ного смесителя.
Порог дискри-
минатора


Рис. 5.19. Принцип полу-
чения короткого разре-
шающего времени с по-
мощью интегрального
(Л) и дифференциально-
го (В) дискриминато-
ров.

жет быть значительно меньше действительной длительности им-
пульса. Еще более короткое время тс может быть получено при
использовании дифференциальных дискриминаторов, если поло-
жение канала d(/c установлено на краю кривой Uc (f0) (см.
рис. 5.19). В этом случае разрешение 2тс определяется накло-
ном характеристики смесителя и шириной канала dUc и может
достигать нескольких пикосекунд. При этом время задержки /с,
соответствующее положению канала, должно быть скомпенсиро-
вано введением в один из каналов сигнала фиксированной линии
задержки.
Для упрощения на рис. 5.19 приведена лишь правая половина кривой
(/с(/с). Очевидно, канал дискриминатора обрезает и левый край £/с(<с).
Следовательно, оба события будут зарегистрированы с соответствующими
положительной и отрицательной задержками ±tc (принимая, что кривая
Uc(tc) имеет симметричную форму]. Если t* скомпенсировано так, что
в правом канале считаются незадержанные совпадения, то в левом канале
фиксируются совпадения, задержанные на —2/с . Если действительно за-
держанные на время —2/с совпадения невозможны, то частота выходных
импульсов в левом канале определяется только случайными совпадениями.
Если не исключить совпадения с задержкой на —2/с (например, с помощью
дополнительного более медленного каскада совпадений с разрешением
< 2t с ), то частота случайных совпадений удваивается. В то же время при
правильном определении вычитание скорости счета, соответствующей левой
части кривой, из правой дает автоматическую коррекцию на случайные сов-
падения (26, 132].
Рассмотрим метод антисовпадений. В различных эксперимен-
тальных установках сигнал совпадений должен быть подавлен
при одновременном появлении за-
прещающего импульса. В прин-
ципе достаточно присоединить
один из входов схемы совпадений
к инвертору сигналов и согласо-
вать амплитуду этих сигналов до
логики «О» (рис. 5.20). Следова-
тельно, сигналы совпадений и за-
прещающий импульс должны
быть противофазной полярности.
Запрещающий сигнал выбирает-
ся несколько длиннее, чем вход-
ные сигналы совпадений, для того
чтобы достаточно надежно бло-
Рис. 5.20. Принцип создания схе-
мы антисовпадеиий.
кировалось всякое действительное совпадение, которое следует
подавить. Хотя любой из трех входов логической схемы и (см.
рис. 5.20) может служить входом антисовпадения, практически
вход антисовпадения часто отличается от входов совпадений, на-
пример непосредственным воздействием на дискриминатор или
на выход дискриминатора. В работе [130] исследовано влияние
235

различных формирующих схем на эффективность схем антисов-
падений.
Практические схемы совпадений. На рис. 5.21 приведена схе-
ма [27], основанная на линейном сложении токов в формирующем
кабеле и среднем быстродействии (2тс = 20 -4- 100 нсек). Выход-
ные импульсы дискриминаторов ДНП, действующих по методу
нулевого пересечения, подаются на входы схемы совпадений.
В исходном состоянии (в покое) транзисторы Т2, Л и Т6 откры-
ты. Положительный входной импульс на двух любых входах за-
крывает триоды Т2 или Л, переключая, таким образом, постоян-
ный ток покоя в формирующий кабель (линию задержки). Дли-
тельность импульса определяется удвоенной длиной кабеля.
Усилитель со смещением Т51Т6 служит дискриминатором, сраба-
тывающим только от импульсов удвоенной амплитуды. Величины
нагрузочных резисторов коллекторов Т2 и Л выбирают в соот-
ветствии с характеристическим сопротивлением кабеля (Zo =
= 100 ом). Задний фронт входного импульса создает на форми-
рующем кабеле отрицательный импульс, который исключается
дискриминатором и не влияет на выходной сигнал.
Вместо транзисторного дифференциального усилителя может
быть использован одновибратор на туннельном диоде. Так как
последний обладает большим быстродействием, чем приведенный
на рис. 5.21 усилитель, то в этом случае могут применяться более
короткие кабели [10]. В работе [9] приведена схема совпадений,
в которой использовалось сложение токов в формирующем кабе-
ле, присоединенном к диодному дискриминатору Д\!Д2 (рис. 5.22).
Ступеньки тока на обоих входах схемы дифференцируются и
в точке X дают отрицательный импульс напряжения с амплиту-
дой— 0,6 в при полном перекрывании импульсов во времени. Че-
рез закрытый диод Д2 возбуждается контур с критическим сопро-
тивлением, создающий импульс тока длительностью около
0,25 мксек, который затем поступает на усилитель тока. Напря-
жение смещения подается через диод Д\. Эта цепь обеспечивает
правильную нагрузку кабеля сопротивлениями диодов Д] и Д2
совместно с резисторами 33 и 39 ом независимо от состояний Д1
и Д2. В этой схеме можно получить разрешение с временем
около 2 нсек.
Если ограничивающий каскад нельзя непосредственно при-
соединить к схеме совпадений, то желательно сформировать им-
пульсы раздельно на каждом входе. В этом случае каждая сту-
пенька входного тока дифференцируется кабелем, и затем сфор-
мированные импульсы поступают на смеситель через коаксиаль-
ные кабели, правильно согласованные и отделенные от смесите-
ля каскадами с общей базой. Коллекторные токи этих каскадов
складываются в точке с малым полным сопротивлением, напри-
мер в дискриминаторе тока (рис. 5.23) [7]. В качестве дискрими-
натора можно использовать диодную схему (см. рис. 5.22) или
триггер на туннельном диоде, что предпочтительнее.
236

Рис. 5.21. Принципиальная схема совпадений среднего
быстродействия, применяемая с дискриминаторами, ра-
ботающими по методу пересечения нулевого уровня
(ДНП) (27].
ит ограничителя
Рис. 5.22. Принципиальная быстродействующая схема сов-
падений [9].
Ограничитесь
(рис. 5.5)
Рис. 5323. Принцип ра-
боты полупроводниковой
схемы совпадений [7].
Каскад
совпадения
L ------ Вых
Дискрими-
натор

На рис. 5.24 приведена «классическая» схема совпадений
с линейным смесителем [5]. Эта схема была рассчитана на пентод-
ные ограничители, однако могут быть использованы и другие ог-
раничители, если они нагружены характеристическим сопротив-
лением кабеля Zo. Очевидно, что полное сопротивление форми-
рующего кабеля должно составлять половину характеристиче-
ского сопротивления соединительных кабелей "Zq (вместо кабе-
ля Zo/2 используют два параллельно включенных формирующих
кабеля Zo). Отраженные сигналы поглощаются в нагрузочных
резисторах ограничителя. Из-за паразитных емкостей Сп выход-
ной сигнал простого диодного дискриминатора растягивается во
времени, и это облегчает его дальнейшую обработку.
1—Ьвых
Смещение
Рис. 5.24. Принципиальная схема совпадений [5].
Пример линейного сложения сигналов напряжения в дис-
криминаторах на туннельных диодах [11] приведен на рис. 5.25.
На вход схемы поступают импульсы от формирующих каскадов
на туннельных диодах (см. рис. 5.7). Импульсы напряжения
стандартной амплитуды и длительности преобразуются в токи
с помощью 200-омных резисторов. Эти токи складываются на
входе первого одновибратора на туннельном диоде ТДЪ Порог
триггера устанавливается на утроенный единичный входной ток.
Следовательно, регистрируются только тройные совпадения. При
необходимости с помощью потенциометра порог может быть ус-
тановлен ниже величины единичного импульса тока. В этом слу-
чае схема срабатывает от каждого отдельного импульса на лю-
бом из трех входов, являясь быстродействующим пропускателем
типа ИЛИ. При соответствующем подборе порога можно реали-
зовать отбор типа 2 из 3 (см. работу [131]). Выходной сигнал
каскадов совпадений при этом формируется вторым одновибра-
тором на туннельном диоде ТД2. В дополнительном каскаде сиг-
нал может быть смешан с запрещающим внешним импульсом,
238

тогда система превращается в схему аитисовпадений. Так как
запрещающий импульс должен иметь противоположную поляр-
ность, то он сначала инвертируется в импульсном трансформато-
ре. В зависимости от длительности входных импульсов в такой
схеме можно получить разрешение 2тс, равное нескольким нано-
секундам.
Нелинейные смесители могут быть разделены на две катего-
рии — параллельного и последовательного типа. Использование
в схемах совпадений нескольких электронных ключей, соединен-
ных последовательно, было предложено в 1929 г. Боте [28]. Его
Рис 5.25 Принципиальная схема совпадений па туннельных диодах [11].
оригинальная схема содержала лампу с двумя сетками и имела
разрешающее время 1,4 мсек. На рнс. 5.26 приведены два при-
мера смесителей последовательного типа. В ламповом варианте
обе управляющие сетки (например, лампы 6BN6 или Е91Н) име-
ют смещение, закрывающее лампу. Анодный ток течет только
в том случае, если обе сетки одновременно получают положитель-
ные сигналы, и в итоге выходной импульс, снимаемый с резисто-
ра аЯодной нагрузки, соответствует совпадению. В схемах с лу-
чевыми пентодами типа 6BN6 было получено субнаносекунд ное
разрешающее время [29]. Однако так как эти схемы не обладают
преимуществами по сравнению с быстродействующими полупро-
водниковыми схемами, то ссылка на них имеет лишь историче-
ский смысл. Транзисторный вариант схемы (см. рис. 5.26) ис-
пользуется только в простых и медленных (2т ~ 1 мксек) схемах
совпадений и антисовпадений.
В 1930 г. Росси описал схему совпадений с тремя и большим
числом параллельно включенных триодов. Схема Росси — перво-
начально на вакуумных лампах (вакуумных или полупроводни-
ковых диодах), а позднее на транзисторах — получила большое
239

тельныи выходной импульс
S
Рис. 5.26. Структурная схема сов-
падений с последовательным уп-
равлением на вакуумной лампе
(а) и транзисторах (б).
распространение. На рис. 5.27, а приведена схема, в которой все
базовые резисторы малы (<pJ?K), поэтому все транзисторы
находятся в насыщении. Ток через нагрузку Rn распределяется
почти равномерно между отдельными транзисторами. Если один
или два транзистора закрываются отрицательными входными
импульсами, то оставшийся открытым транзистор забирает весь
ток. Если закрываются три транзистора, то появляется положи-
ли ток схемы переключается на
нагрузку, присоединенную к вы-
ходу) . Разрешение этой схемы ог-
раничено частично постоянной
времени Rn С„ (Сп — выходная
паразитная емкость следующего
каскада), частично скоростью пе-
реключения транзисторов. Пара-
зитные эффекты, такие, как ко-
нечное сопротивление насыщения
транзисторов или емкостное деле-
ние напряжения между емкостью
перехода база — коллектор и Са,
создают небольшой выходной им-
пульс даже при неполном совпа-
дении, делая необходимым вклю-
чение последующего дискримина-
тора. Предел разрешения дости-
гается, если входные импульсы
очень коротки и протекающий ток
даже при полных совпадениях не
может зарядить Сп больше, чем
паразитные эффекты — в этом
случае дискриминатор не может
отличить полные совпадения от
неполных.
Транзисторы в схеме, приведенной на рис. 5.27, а, можно за-
менить диодами, как показано на рис. 5.27, б. Эта схема работает
несколько хуже, так как сопротивление насыщения транзисто-
ров заменяется прямым сопротивлением диодов гл и сопротивле-
нием /?д, равным выходному сопротивлению источника входных
импульсов. Паразитные импульсы при неполных совпадениях
оказываются соответственно бблыпими. Если же в этой схеме
применять диоды, обладающие большим быстродействием, чем
транзисторы, то эта схема может представлять интерес и для
быстродействующих систем. В работе [31] рассмотрен быстрый
каскад совпадений с двойным диодом, в котором катоды диодов
присоединены непосредственно к короткозамкнутым кабелям
формирующей схемы типа ограничителя, так что /?д становится
равным половине характеристического сопротивления кабеля.
Третий диод служит дискриминатором. Этот диодный дискрими-
240

натэр вместе с паразитной выходной емкостью одновременно
служит и удлинителем импульсов. Растянутый выходной им-
пульс усиливается в медлен-
ном (~ 1 мксек) усилителе,
а затем переводится в дис-
кретную форму в интеграль-
ном дискриминаторе. Изве-
стна схема [32], в которой
три диода были помещены в
тщательно смонтированную
коаксиальную систему. Эта
схема имела разрешение
2-Гс, равное нескольким де-
сяткам пикосекунд. Теоре-
тический анализ дает для
разрешающего времени схе-
мы нижний предел, равный
10 псек, обусловленный па-
разитными эффектами и
шумами усилителя.
Результаты теоретического ис-
следования предельного разреша-
ющего времени схем совпадений
были приведены в работе [33].
Диоды в схеме рис. 5.27, б
могут быть заменены пере-
ходами база — эмиттер тран-
зисторов, включенных в ка-
честве эмиттерных повтори-
телей, как показано на
рис. 5.27, в. Большой ток
через нагрузочное сопротив-
ление /?п течет на землю, не
нагружая входные цепи, по-
этому могут использоваться
сравнительно большие вели-
чины 7?б- Эта схема может
применяться в быстродей-
8
Рис. 5.27 Структурные схемы совпадений
Росси на транзисторах (а), диодах (б)
и транзисторах, включенных в качестве
эмиттерных повторителей (в).
ствующих системах. В работе [34] использовали этот принцип и
получили разрешение в несколько наносекунд.
На рнс. 5.28 приведена схема, применяемая в качестве мед-
ленного каскада совпадения с разрешением в субмикросекунд-
ном диапазоне в быстро-медленных системах совпадений [35].
Транзисторы Т%—Т4 имеют общий нагрузочный резистор /?в
(383 ом). Выходной импульс дифференцируется на 7?ю и Св,
включенными параллельно внешней емкости, и открывает поро-
говый усилитель Тз, работающий в качестве дискриминатора.
16 Заказ 199
241

Между транзисторами Т\ и Т\ имеется эмиттерная связь через
7?б и Сб, они образуют усилитель с положительной обратной
связью и, следовательно, представляют собой одновибратор. Та-
ким образом, после срабатывания дискриминатора одновибратор
дает стандартный выходной импульс длительностью 0,3 мксек
независимо от формы и длительности входных импульсов. Им-
пульс антисовпадения (запрещающий) через триод повышает
потенциал общих эмиттеров остальных транзисторов, поэтому
Тз, Тз и Т4 не могут быть закрыты импульсами совпадений. (По-
лярности на рис. 5.28 и 5.27, а прямо противоположны.)
Рис. 5.28. Медленная схема совпадений типа Росси с тремя входами {35].
Схема работает от входных импульсов +1 в ± 10%
Гарвин модифицировал схему Росси, используя в качестве
нагрузки нелинейный элемент [36]. Эта же схема на транзисторах
(рис. 5.29) приведена в работе [37]. В исходном состоянии три
(или более) транзистора создают цепь тока Ц + /г, протекаю-
щего частично через резистор R\ и частично через Т?2 и диод Д.
Анод диода блокируется большим конденсатором, следователь-
но, динамическая нагрузка равна прямому сопротивлению гд
диода. Через базовые сопротивления Rg протекают токи не насы-
щающие транзисторы. Для простоты все коллекторные токи /к
приняты равными 3/к = Л + К- Величина тока /2 должна быть
больше чем 21 ь В общем случае для п входов должны выпол-
няться соотношения
7г>(п—1)71 или /2 >(п—\)1К.	(5.8)
Когда одни из транзисторов закрыт, то ток уменьшается на
1К. Вследствие того что /?1 »гд, ток 1\ остается практически
постоянным и только ток диода /г уменьшается до величины
242

/2 — 7К, давая небольшой выходной импульс амплитуды гд1„.
Когда два транзистора закрыты, ток уменьшается на 2/к- Однако
2/к^^2> поэтому диод все еще остается открытым и образуется
лишь небольшой выходной импульс амплитудой гл21к. Только
в том случае, когда все три транзистора закрываются одновре-
менно, ток уменьшится на величину 37к > 72, диод закрывается
и на выходе возникает большой импульс
Так как транзисторы не насыщены, то подобная схема обла-
дает большим быстродействием и может быть применена в нано-
"Ц&У и&ъ
Рис. 5.29. Принцип работы схемы совпадений Гар-
вина [36].
секундном диапазоне. Однако для генерации выходного импуль-
са используется лишь незначительная часть Ц полного тока
/1 + 72. Кроме того, диод Д увеличивает паразитную емкость
и вдобавок накопленный в нем заряд должен быть также нейтра-
лизован током 71, после того как диод закроется. Поэтому для
получения малого разрешающего времени должны применяться
очень быстродействующие диоды. При работе с большими ско-
ростями следования импульсов необходимо учитывать измене-
ния потенциала анода UK диода.
В дальнейшем будут рассмотрены кратко лишь некоторые схемы. В рабо-
те (38] приведена схема совпадений, работающая с несформированными им-
пульсами от фотоумножителя. Схема состоит из сбалансированного диодного
моста, который не дает выходных импульсов от одиночных входных сигналов,
однако он может быть разбалансирован двумя совпадающими импульсами.
Для получения высокого разрешения (около 10 нсек) мостовая схема совпа-
дений требует лишь небольших входных импульсов с амплитудой около 0,1 в.
Все схемы совпадений, рассмотренные в этой главе, основаны на сложении'
(или на нелинейном смешивании) входных импульсов. Известны так назы-
ваемые дифференциальные схемы совпадений (39—41], основанные на вычита-
нии входных импульсов. Транзисторный вариант этой схемы приведен в рабо-
те (42], принцип ее действия показан на рис. 5.30. Очевидно, что разность
между двумя одинаково сформированными импульсами исчезает, когда они
'6*	243:

абсолютно совпадают во времени, и достигает максимальной величины, когда
один из импульсов задерживается на время, большее времени нарастания.
Таким образом, исчезновение разностного сигнала может служить критерием
совпадения. Разрешение 2тс определяется только временем нарастания им-
пульса, оно не зависит от длительности импульса и может быть значительно
короче последнего. В нормальной аддитивной схеме совпадений (смеситель
плюс дискриминатор Д2) сначала проверяется грубое совпадение двух вход-
ных импульсов. Разность формируется инвертированием одного из входных
импульсов и смешением их в аддитивной схеме. Дискриминатор Д\ дает вы-
ходной импульс только на положительный пик сигнала. Этот импульс растя-
гивается в удлинителе УД и закрывает каскад антисовпадепий АС. Следо-
Рис. 5.30. Дифференциальная схема совпадений.
вательно, выходной импульс указывает на отсутствие положительного раз-
ностного сигнала. Эти схемы позволяют получить разрешение в субнаносе-
кундпом диапазоне.
Принцип работы хронотрона. Так же, как амплитудный
спектр можно получить с помощью одиоканального анализатора
изменением положения канала, так и распределение интервалов
времени между двумя коррелированными событиями можно по-
лучить с помощью простой быстродействующей схемы совпаде-
ний изменением задержки сигнала в одном из каналов. Следо-
вательно, как и для многоканальных амплитудных анализаторов
(см. разд. 4.1), можно создать набор из каскадов совпадения
с постоянно повышающимися значениями задержек времени.
Два альтернативных случая приведены на рис. 5.31. В первой
схеме каждый сигнал задерживается в отдельном кабеле. Сигна-
лы снимаются через интервалы времени задержки Д/ и подаются
на быстродействующие схемы совпадений. Во второй схеме сигна-
лы проходят в противоположных направлениях по одному кабе-
лю, смешивающему их линейно. Следовательно, для обнаруже-
ния совпадения нужны лишь дискриминаторы Д. Недостаток
этой схемы — большая чувствительность к неправильному согла-
сованию концов кабеля.
Положение каналов определяется величиной 2Д/, а ширина —
разрешением 2тс отдельной схемы совпадения. Очень трудно по-
лучить одинаковое разрешение во всех схемах совпадений или
даже сделать разрешение 2тс равным интервалу между каналами
2Д/. Так как схема совпадений с высоким долговременным раз-
решением может быть реализована только в том случае, когда
разрешение определяется шириной импульса 6, то следует стре-
244

Рис. 5.31. Структурные схемы двух вариантов многоканальной системы сов-
падений типа «очередь».
Рис. 5.32. Структурная схема хронотрона с одним кабелем.

миться к равенству д = 2тс. Однако почти во всех измерениях
имеет место случай 2At < б, и каждое событие должно регистри-
роваться в одном канале. Этот эффект исключается в так назы-
ваемых хронотронах. В хронотронах ширина канала всегда равна
интервалу 2AZ и каждое событие всегда регистрируется только
один раз. На рис. 5.32 поясняется принцип действия хронотрона
(точнее, хронотрона с одним кабелем). Совпадающие импульсы
дискриминируются диодами Д в режиме смещения и «запомина-
ются» на конденсаторах С. На каждом конденсаторе накапли-
вается напряжение, пропорциональное степени наложения им-
пульсов; затем это напряжение усиливается медленными усили-
телями А. Импульс Пуск, снимаемый (например) с крайнего ле-
вого диода, включает одновибратор ОВ. Выходной импульс одно-
вибратора запускает развертку осциллоскопа и последовательно
открывает пропускатели П через интервалы времени ДГ. Следо-
вательно, выходы усилителей опрашиваются с частотой 1/ДТ,
выбираемой так (например, 2 Мгц), что может быть использован
обычный медленный осциллоскоп. Из кривой напряжения иа
экране осциллоскопа легко определить наибольшее напряжение
и, следовательно, положение совпадения в кабеле. Метод хроно-
трона представляет собой временное преобразование At-^AT.
Трансформированный быстрый импульс изображается на экране
медленного осциллоскопа, и его задержка измеряется относи-
тельно другого импульса (запускающего разверти).
Импульс наибольшей амплитуды можно детектировать элек-
тронным способом, например присоединением к выходам усили-
телей дискриминаторов с переменными порогами вместо про-
пускателей П. В этом случае одновибратор ОВ генерирует
пилообразное напряжение, медленно понижая пороги дискрими-
наторов от большого исходного значения. Соответствующие вспо-
могательные схемы обеспечивают блокировку всех дискримина-
торов от первого сработавшего. Таким образом, выходной им-
пульс дискриминатора локализует положение, соответствующее
наибольшему перекрыванию импульсов, а следовательно, и ка-
нал регистрации.
В последнее время довольно громоздкие хронотроны были за-
менены более удобными время-амплитудными преобразователя-
ми. Хронотроны используются только для специальных целей.
Принцип хронотрона был предложен Неддермейером [43]. Другие
типы хронотронов рассматриваются в обзорах [44, 45]. В работе
[46] рассмотрен транзисторный семиканальный хронотрон с пере-
менной шириной канала от 3 до 7 нсек.
5.4. ЦИФРОВОЕ КОДИРОВАНИЕ ВРЕМЕННЫХ ИНТЕРВАЛОВ
Временной анализ обычно состоит в измерении распределения
временных интервалов между соответствующими старт- и стоп-
импульсами. Однако происхождение этих импульсов и диапазон
246

измерения различны в зависимости от эксперимента. При измере-
нии времени жизни возбужденных состояний ядер как старт-
сигнал (рождение состояния), так и стоп-сигнал (окончание со-
стояния) распределены статистически во времени. Каждому
стартовому импульсу соответствует только один стоп-сигнал, но,
в зависимости от конкретного детектора скорости счета старт- и
стоп-импульсов могут быть различны. При измерении времен
пролета и при других экспериментах с импульсными ускорителя-
ми один из сигналов, который имеет периодический характер,
может быть получен от машины. «Эффективность счета» для та-
кого стартового сигнала равна единице. Стоп-сигналы создаются
одним детектором или системой детекторов. Хотя эффектив-
ность этих детекторов меньше единицы для большого числа
частиц на импульс радиации, генерируемый машиной, но на
каждый старт-сигнал может приходиться более одного стоп-
импульса.
Во временных анализаторах стартовый импульс обычно вы-
зывает некоторое действие, которое прекращается последующим
стоп-импульсом. Если стоп-импульс отсутствует, то это действие
нужно прекратить с помощью вспомогательной схемы спустя не-
которое время, соответствующее максимальному измеряемому
интервалу. В течение этого интервала анализатор обычно блоки-
рован для анализа новых событий. Поэтому часто для уменьше-
ния потерь счета в качестве стартовых импульсов выбирают им-
пульсы с наименьшей возможной скоростью счета, для того что-
бы один стоп-сигнал соответствовал как можно большему числу
старт-сигналов.
Измеряемый диапазон, т. е. верхний уровень задержки между
старт- и стоп-импульсами, изменяется от нескольких наносекунд
при исследовании короткоживущих состояний до нескольких де-
сятков микросекунд в измерениях времени пролета медленных
нейтронов. Соответствующая ширина каналов меняется от не-
скольких пикосекунд до десятых долей микросекунд. Методы, ис-
пользуемые при анализе коротких временных интервалов, рас-
смотрены в работах [47, 48, 97, 134]*.
Цифровое кодирование достаточно длительных интервалов не
представляет трудностей. Необходимо лишь подсчитывать число
периодических импульсов постоянной частоты повторения в тече-
ние измеряемых интервалов времени. Состояние счетчика, соот-
ветствующее моменту стоп-сигиала, является цифровым эквива-
лентом аналоговой информации (этот метод уже использовался
при кодировании амплитуд импульсов и был рассмотрен в разд.
4.2). Одиако прямое кодирование ограничивается быстродейст-
вием счетчика. В настоящее время надежные результаты можно
получить при скоростях счета, меньших 200 Мгц, поэтому ниж-
* См. также книгу Е. И. Р е х и н и др. Измерение интервалов времени
в экспериментальной физике. М., Атомиздат, 1967.— Прим. ред.
247

няя граница ширины канала в кодирующих системах такого типа
составляет около 5 нсек.
Более короткие интервалы времени необходимо предваритель-
но преобразовывать в более длительные, или, иначе, растяги-
вать. Хотя этот процесс является наиболее прямым методом циф-
рового кодирования, обычно используют косвенный метод, осно-
ванный на применении время-амплитудных преобразователей.
Временной интервал сначала преобразуется в другую аналого-
вую величину, например в амплитуду импульса, которая затем
исследуется амплитудным анализатором. Причина такого кос-
венного пути исследования заключается в том, что многоканаль-
ные амплитудные анализаторы стали стандартным лаборатор-
кпамяти
Рис. 5.33. Структурная схема прямого цифрового коди-
рования временных интервалов.
ным оборудованием. Вместе с тем такое двойное преобразование
почти не влияет на точность измерений.
Прямое цифровое кодирование. На рис. 5.33 показан принцип
прямого цифрового кодирования. Старт-импульс переключает
триггер Тг, который открывает пропускатель И. Через этот про-
пускатель от непрерывно работающего генератора Г на счетчик
поступают сформированные импульсы, имеющие постоянную
частоту (показания счетчика должны быть установлены на нуль
перед началом счета). Стоп-импульс переопрокидывает триггер
и блокирует пропускатель И. Таким образом, число отсчетов,
зарегистрированное в счетчике, пропорционально интервалу вре-
мени между старт- и стоп-импульсами. Стоп-импульс также
инициирует передачу информации от счетчика на буферный или
адресный регистратор (считывание). Если стоп-сигиал отсутст-
вует, то процесс счета останавливается сигналом переполнения
счетчика, и в этом случае считывание не производится. Все уст-
ройство состоит из стандартных цифровых ячеек (см. гл. 6).
В случае непрерывно работающего или «идущего» генератора
старт- и стоп-импульсы вносят погрешность до ширины одного
канала, равного интервалу между двумя импульсами генератора.
Поэтому полная неточность может превышать ширину канала.
Эта погрешность может быть снижена до величины, меньшей ши-
248

рииы одного канала, если используют управляемый, или «жду-
щий» генератор, который начинает работать после переключения
три гера. Фаза колебаний такого генератора «привязана»
к п\ гковому импульсу.
Первый временной анализатор с непосредственным цифровым
кодированием был приведен в работе [49]. Его емкость ограничи-
ваюсь 1024 каналами системой памяти на ферритовых сердечни-
ках, наибольшая частота генератора — 2 Мгц в соответствии
с наименьшей шириной канала 500 нсек.. С более быстродейству-
ющими элементами можно получить ширину канала до 50 нсек
[50]. 10 нсек [51—54, 135] и даже 5 нсек [55]. С каждым старт-
импульсом можно анализировать два или большее число стоп-
Кпамяти
Рис. 5.34. Методы интерполяции времязадающего интервала.
импульсов, если соответствующий отсчет со счетчика переносится
на один или большее число буферных регистраторов без останов-
ки или перерыва процесса счета (см. гл. 6). В работе [38, 59]
рассмотрен временной анализатор с программируемой частотой
аремязадающего генератора, в котором для различных областей
временных интервалов можно выбирать разную ширину каналов.
Разрешение анализатора улучшается при разделении интер-
вала между двумя импульсами генератора методом интерполя-
ции, аналогичной применяемой в хронотронах. На рис. 5.34 при-
ведена структурная схема такого временного анализатора,
использующего генератор с триггером. Пуск процесса счета
импульсов здесь такой же, как в устройстве, показанном на
рис. 5.33. Однако времязадающие импульсы поступают на счет-
чик через линию задержки, длина которой соответствует интер-
валу времени между импульсами. От линии задержки сделано п
равноотстоящих отводов. Стоп-сигнал выключает генератор, как
й в схеме рис. 5.33, переключением триггера Тг. В п быстродей-
ствующих схемах совпадений И измеряется задержка этого им-
пульса относительно последнего времязадающего или тактирую-
щего импульса (определяющего такты). Совпадение указывает
249

положение такого импульса в момент, соответствующий стоп-
сигналу, Следовательно, п выходов схем совпадений образуют
«последние цифры» (младшие разряды) в цифровом эквивален-
те всего временного интервала и считываются в буферный или
адресный регистратор одновременно со считыванием состояний
триггеров счетчика. Очевидно, что ширина канала составляет
1/п часть интервала тактирующих импульсов.
В работе [60] рассмотрен анализатор с шириной канала
1 нсек, со счетчиком на 100 Мгц и соответствующим генератором
при 10-кратной интерполяции. Имея большую долговременную
стабильность, такие системы с «идущим» генератором лучше
генераторов с управлением. При использовании идущего генера-
тора моменты старт- и стоп-сигналов по отношению к фазе его
импульсов оцениваются методом интерполяции. До считывания
эти величины, полученные интерполяцией, должны быть сложены.
Соответствующая схема с шириной каналов в 1 нсек приведена
в статье [61].
Принцип работы время-амплитудного преобразователя. Вре-
мя-амплитудные преобразователи можно разделить на две груп-
пы в соответствии с их принципом действия, а именно старт-стоп-
ные преобразователи и преобразователи, работающие по методу
перекрытия. В старт-стопном преобразователе (рис. 5.35, а) на-
копительный элемент (почти всегда конденсатор С) подклю-
чается к генератору постоянного тока /о сигналом Старт и отклю-
чается сигналом Стоп. Амплитуда возникающего импульса про-
порциональна интервалу времени Т между старт- и стоп-сигна-
лами. Переключение осуществляется быстродействующими
лампами или полупроводниковыми элементами. В преобразова-
телях второй группы (см. рис. 5.35, б) стартовый импульс должен
иметь строго определенную длительность L, а стоп-сигнал быть
более длительным. Импульсы попадают в смеситель СМ, и их
наложение обнаруживается пороговым дискриминатором Д (вся
система соответствует схеме совпадений рис. 5.17). Длительность
выходного сигнала дискриминатора определяется степенью пере-
крывания импульсов. Выходной сигнал далее интегрируется
в линейном интеграторе ИНТ, и амплитуда результирующего
импульса становится пропорциональной разности L — Т. Преоб-
разователь такого типа не дает выходного сигнала при оди-
ночном стартовом импульсе, как это имеет место в старт-стоп-
ном преобразователе. Это может представлять определенное
преимущество при работе со стартовыми импульсами большой
частоты, за которыми не всегда следуют стоп-сигналы. Однако
рассматриваемый преобразователь ие может определить пра-
вильную последовательность входных импульсов. Стоп-сигиал,
за которым следует стартовый импульс, также дает выходной
сигнал. Такие события с «отрицательными» временными интер-
валами должны быть исключены с помощью дополнительных
вспомогательных схем.
250

Старт
Рис. 5.35. Структурные схемы преобразователей типа
старт — стоп (а) и по методу перекрытия (б).
медленный	Медленный
канал	канал
Рис. 5.36. Структурная схема быстро-медленной
системы с время-амплитудиым конвертором.

Если дополнительно к временному анализу должна быть про-
ведена амплитудная селекция или когда зависящий от ампли-
туды разброс времени появления импульсов ограничителя дол-
жен быть сведен до малых пределов, используют так называемую
быстро-медленную систему (рис. 5.36). Быстрые сигналы форми-
руются в схемах ИФ и поступают иа время-амплитудный преоб-
разователь. Медленные сигналы усиливаются А и отбираются
в дискриминаторах Д. Выходные импульсы от дискриминаторов
поступают на медленную схему совпадений И, выходной сигнал
которой управляет линейным пропускателем П многоканального
анализатора амплитуды МАА. Таким образом, в анализаторе
регистрируются только те события, для которых в каждом канале
выполняются условия по величине амплитуды.
Благодаря зависящему от амплитуды дрейфу времени появ-
ления выходных импульсов быстрых формирующих схем для
получения наибольшего разрешения дискриминаторы должны
отбирать очень узкие интервалы амплитуд (см. рис. 5.19). Если
пороги дискриминаторов не могут быть выбраны достаточно
близкими (например, из-за ограниченного времени измерения),
то выходной сигнал время-амплитудного преобразователя необ-
ходимо исправлять в зависимости от действительных амплитуд
в медленных каналах [21, 62]. Работа в соответствии с этим прин-
ципом иллюстрируется рис. 5.37. Импульсы преобразователя
амплитудой Un поступают вместе с медленными импульсами U\
и U2 на корректирующую цепь КЦ, выдающую импульсы ампли-
тудой
^п = ^п + [(6/>, и2).	(5.9)
Поправочная функция f(Uj, U2) часто очень проста. Для старт-
стоп преобразователя амплитудой Un, пропорциональной интер-
валу времени Т при фиксировании момента времени в ограничи-
телях, работающих по переднему фронту входного импульса, за-
держка выходного импульса ограничителя относительно пуско-
вого события уменьшается с увеличением амплитуды медленного
импульса. Следовательно, рост амплитуды в стартовом канале 1
увеличивает интервал времени Т. Если верхний и нижний пороги
каждого из дискриминаторов Д не очень различаются, то доста-
точно линейное приближение, и выражение (5.9) превра-
щается в
—+и2^2-	(5.10)
Таким образом, коррекция состоит в простом прибавлении и вы-
читании малой части xi ~ хг амплитуд медленных импульсов.
В работе [63] авторы привели корректирующую цепь, посред-
ством которой реализуется соотношение (5.10). Эта цепь со-
держит лишь пассивные компоненты и поэтому очень стабильна
(рис. 5.38). С помощью селекторных переключателей и 100-омиых
потенциометров экспериментально определяются части амплитуд
252

Медленный	Медленный
канал	канал
Рис. 5.37. Система с разделением быстрых и
медленных сигналов и цепью коррекции, вво-
дящей поправку на зависящий от амплитуды
дрейф выходного импульса каскада, форми-
рующего быстрые сигналы.
Рис. 5.38. Схема корректирующей цепочки, примененная в ра-
боте (63].

xi и X2, соответствующие оптимальному разрешению. Одна из
амплитуд (хг^г) добавляется к сигналу Un преобразователя, а
другая (xit/i) инвертируется трансформатором Tpi и вычитается
из Ua. Оптимальный выбор xi и хг требует их некоторого практи-
ческого подбора. Используя эту схему, авторы оценили время
жизни позитронов в различных веществах с погрешностью
±3 псек. Другая линейная (5.10) соединительная цепь приведе-
на в работе [137].
Создание корректирующих цепей для функции f(Ui, U2) (5.9)
более общего вида рассмотрено в работе [64].
Обычная электронная система стандартного осциллоскопа применялась
в качестве время-амплитудного преобразователя (получено разрешение с дис-
персией около 3-10-11 сек) [138].
Старт-стопиые преобразователи. На рис. 5.39 приведена схе-
ма старт-стопного преобразователя [19], требующего ступенчато-
го напряжения на входах. В состоянии покоя открыты траизисто-
Рис. 5.39. Структурная схема старт-стопного преобразо-
вателя для интервала времени 0 -ь 100 нсек [19].
ры Т* и Т5. Первый является генератором постоянного тока, вели-
чина тока /о устанавливается потенциометром (500 ом). Конден-
сатор С разряжается до напряжения насыщения транзистора Т5.
Ступенчатый стартовый импульс закрывает триод Ть через Тз,
вызывая таким образом линейный процесс заряда С. Этот про-
цесс прекращается ступенькой стоп-сигнала, закрывающей Т4
с помощью эмиттериого повторителя Т1 — Т2. Таким, образом,
амплитуда выходного сигнала Т-1й!С пропорциональна интерва-
лу Т между старт- и стоп-импульсами. Параметры элементов
схемы, приведенные на рис. 5.39, соответствуют времени Т =
— 0 4- 100 нсек. Практически входные ступеньки имеют конечную
254

длительность бстарт и бстоп- Очевидно, должно выполняться соот-
ношение бстоп > Астарт > Лике (где Тмакс — верхняя граница диа-
пазона измерений). В противоположность преобразователю, в ко-
тором импульсы перекрываются, здесь длительность входных им-
пульсов беюп и бстарт не влияет на выходной сигнал.
До развития транзисторной техники вместо комбинации
Т4/Тб использовали вакуумные лампы с двумя сетками (напри-
мер, 6BN6) [65]. В некоторых работах приведены результаты ис-
следования преобразователя, основанного на дифференциальном
усилителе (рис. 5.40). Стартовая ступенька нарушает равновес-
ное распределение тока между двумя лампами, ступенька стоп-
сигнала точно такой же амплитуды восстанавливает равновесие.
Рис. 5.40. Структурная схема старт-стопного преобразо-
вателя по работе (66].
Разность токов интегрируется паразитной емкостью Сп. Так как
ни один из активных элементов не должен закрываться, схема
имеет высокую чувствительность и работает от входных ампли-
туд всего в несколько милливольт. Однако амплитуда выходного
импульса прямо пропорциональна амплитуде стартового сигнала,
которая в связи с этим должна быть строго постоянной.
Можно перед интегрированием тока емкостью коммутировать
в интервале времени между старт- и стоп-сигналами ток в цепи
с дросселем [67]. Принцип действия этого преобразователя и его
реализация [68] показаны на рис. 5.41. В преобразователе £С-ти-
па в течение интервала времени Т между старт- и стоп-импульса-
ми индуктивность L присоединена к источнику постоянного на-
пряжения Uo. Ток через индуктивность L есть линейная функция
времени, следовательно, его величина IL в конце интервала вре-
мени Т
Il = U0T/L.	(5.11)
После отключения стоп-сигналом источника £7а ток II заряжает
конденсатор С через диод Д. Считая диод идеальным, можно
легко подсчитать амплитуду ULc ступенчатого напряжения на
255

конденсаторе С из условия равенства энергий в индуктивности
и конденсаторе
Ulc = TUoiVLC.	(5.12)
Выходная амплитуда Uc обычного емкостного преобразователя
(см. рис. 5.41, а) равна Uc = Т10/С. Величина Uc -ограничена, так
Старт
а
Рис. 5.41. Схемы сравнения принципов действия обыч-
ного емкостного преобразователя (а) и LC-преобразова-
теля [67] (б); практическая схема приведена из работы
(68] (в).
-°ивЫх
как электронный переключатель может пропускать лишь пре-
дельный ток /о. Ток IL в LC-преобразователе, даже в случае мак-
симального интервала времени Тмакс, не должен превышать ве-
личину 10, поэтому напряжение Uo также ограничено соотноше-
нием
II,илкс — UqT^^/LIq.
(5.13)
Вводя в уравнение (5.12) Uo из выражения (5.13), можно полу-
чить отношение
Ulc/Uc = УиС/Т.^.	(5.14)
Очевидно, LC-преобразователь лучше С-преобразователя для
«быстрых» импульсов, где величина Тмакс мала, так как дает
выходные импульсы большей амплитуды. Например, при
256

/0 = 10 ма, С = 1000 пф и L = 25 мкгн напряжение ULC превос-
ходит Uс на порядок величины, если Тмакс 25 нсек [68].
Преобразователь LC типа (см. рис. 5.41, в) работает следую-
щим образом: в состоянии покоя ток 10 = 10 ма течет через диод
Д2. Полное сопротивление в точке X очень мало (прямое сопро-
тивление диода), до тех пор пока суммарный ток транзисторов
Г1 и Т2 меньше 10 ма. Сначала оба триода 1\ и Т2 закрыты.
Старт-импульс насыщает Ti, в результате чего вся разность по-
тенциалов между Un и точкой X прикладывается к индуктив-
ности L. Ток Л, линейно возрастает в зависимости от времени.
Стсе-сигнал большей амплитуды насыщает триод Т2, который
забирает весь ток /0 и закрывает триод 1\. Вследствие низкоом-
ного эмиттерного соединения схема работает очень быстро.
В отличие от ранее рассмотренных схем преобразователь, при-
веденный на рис. 5.41, в, не требует входных сигналов в виде
ступенек, он работает от коротких импульсов тока («СТмакс)- Не-
обходимые импульсы соответствующей длительности бстарт и
бетон создаются одновибраторами иа туннельных диодах ОВ\ и
ОВ2 (которые на схеме ие показаны).
В работе [70] приведен преобразователь типа С с использова-
нием регулируемых по длительности одновибраторов на туннель-
ных диодах (рис. 5.42). Ток покоя 10 течет сначала через оба
диода Д1 и Д2. Старт-импульс закрывает диод Дь направляя
таким образом ток 10 в конденсатор С, который начинает линей-
но разряжаться. Стоп-импульс закрывает также диод Д2 и ток 1о
течет в одновибратор ОВ2.
Простая замена емкостей в одновибраторах ОВ\ и ОВ2 и ин-
тегрирующей емкости С позволяет измерять интервалы времени
от нескольких наносекунд до 200 нсек. Разрешение электронной
системы (дисперсия распределения точно совпадающих тестовых
импульсов) составляет 6 псек.
Удлинитель импульсов, который сохраняет старт-сигнал, до
тех пор пока его не выключит стоп-сигнал, используют и для оп-
ределения интервала времени Т между этими импульсами. На
рис. 5.43 приведена схема [69], действующая по этому принципу.
Старт-сигнал заряжает емкость С через диод Дь стоп-сигнал раз-
ряжает ее с помощью триода Т2 и диода Д2. После стандартиза-
ции амплитуды выходного импульса он интегрируется, причем
интегратор возвращается в исходное состояние стоп-сигналом,
задержанным на время tB.
С появлением туннельных диодов для определения интервала-
времени Т стали предпочитать бистабильные триггеры, собран-
ные на таких диодах, запускаемые старт-сигналом и возвращае-
мые в исходное состояние стоп-сигналом [71—73]. Получающий-
ся на выходе такого триггера импульс длительностью Т интегри-
руется с помощью подходящей схемы. Иногда в качестве стар-
тового и стопового каналов используют два различных триггера
[74], возвращаемых в исходное состояние дополнительной схемой
17 Заказ 199
257

°----- 0&,
Старт -
Рис. 5.42. Схема старт-стопного преобразователя
с формированием импульсов [70].
Рис. 5.43. Схема старт-стопного преобразователя с инте-
гратором [69].
Стоп1 Стоп 2 СтопЗ
Рис. 5.44. Структур-
ная схема преобразо-
вателя старт-стопно-
го типа с формиро-
ванием линейно на-
растающего; напря-
жения.

задержки. Подобный время-амплитудный преобразователь с дву-
мя триггерами приведен в работе [139].
На рис. 5.44 показан старт-стопный преобразователь другого
типа. Старт-импульс запускает генератор пилообразного напря-
жения ГП. Линейно нарастающее напряжение стробируется
в момент появления стоп-сигнала соответствующим образом
сформированным узким импульсом (формирующая схема ФС)
с помощью линейного пропускателя ЛП. Очевидно, амплитуда
выходного импульса пропорциональна интервалу Т. В работе
[75] приведен результат исследования этого принципа с исполь-
зованием схемы на лучевой лампе Е80Т. Преобразователь такого
типа на транзисторах рассмотрен в работе [76]. В этой схеме ге-
нератор пилообразного напряжения выдавал импульс напряже-
ния длительностью 70 нсек, разрешение системы для тест-сигна-
лов составляло 0,1 нсек.
Преобразователь указанного типа может дать более одного
стоп-импульса на каждый старт-сигнал, если используемый ам-
плитудный анализатор снабжен быстродействующей буферной
системой (разравнивателем), запоминающей аналоговые им-
пульсы.
На рис. 5.44, д приведены результаты для трех стоп-сиг-
налов. Амплитуды трех выходных импульсов пропорциональны
соответствующим старт-стоп-интервалам времени. Импульсы на-
капливаются в разравнивателе и затем анализируются. Другая
схема подобного типа для четырех импульсов приведена в рабо-
те [140].
Во всех рассмотренных схемах старт-импульс вызывает дей-
ствие, которое должно быть закончено с помощью внешней уп-
равляющей схемы, если в пределах интервала Гмакс отсутствует
стоп-импульс. Такая управляющая схема обычно состоит из .про-
стого дискриминатора, присоединенного к выходу преобразова-
теля; она показывает, когда выходное напряжение превосходит
напряжение, соответствующее Тмакс- В случае необходимости им-
пульсы, обусловленные единичными стартовыми сигналами,
можно блокировать с помощью вспомогательного пропускателя,
не допуская их в многоканальный анализатор [78].
Одиночный стартовый импульс можно подавить с помощью
быстрой схемы совпадений, включенной перед стартовым вхо-
дом преобразователя, еще до того, как он окажет воздействие на
систему [79]. Длительность стоп-импульса такой схемы
(рис. 5.45) соответствует интервалу Тмакс время-амплитудного
преобразователя. Узкий старт-сигнал задерживается на Тмакс и
затем подается на быстродействующий пропуекатель И, управ-
ляемый стоп-импульсом. Теперь старт-импульс может пройти
через пропускатель и попасть в преобразователь только в том
случае, если за ним следует стоп-импульс в пределах интервала
Т. Стоп-импульс также должен быть задержан на t3 Тмакс-
Одиночные стоп-импульсы не создают выходных сигналов.
17*
259

Применение этого принципа в очень компактной системе,
структурная схема которой приведена на рис. 5.46, рассмотрено
в работах [80, 81]. Старт-импульс, задержанный на время Тмакс,
запускает одновибратор на туннельном диоде ОВ\, создающий
узкий импульс тока (бСтарт «С Гмакс). Незадержанный стоп-сиг-
иал формируется ОВ2 в импульс тока длительностью 6СТОП =
= Тмакс- Выходные токи одновибраторов складываются на вхо-
де триггера, собранного на туннельном диоде. Порог этого триг-
гера и его гистерезис выбирают так, чтобы схема срабатывала
при двойной амплитуде импульса (точка А), но возвращалась
в состояние, соответствующее току, который меньше амплитуды
одиночного импульса (точка В). Следовательно, триггер остается
_л_
Старгпо

Стоп
Тмакс
Стоп о-
Вых
Ь^макс
ггугу______
Рис. 5.45. Принцип работы преобразователя старт-
стопного типа, не реагирующего на отдельные
стартовые импульсы.
в рабочем состоянии в промежутке времени между задержан-
ным старт-импульсом и концом стоп-импульса. Так как задержка
старт-импульса точно соответствует длине стоп-сигнала, то этот
интервал времени равен Т. Выходной импульс с триггера должен
быть проинтегрирован в соответствующей схеме ИНТ. Разреше-
ние этого преобразователя составляет несколько десятков пико-
секунд.
Преобразователи по методу перекрытия импульсов. Как было
показано в разд. 5.4 (см. рис. 5.35), преобразователь с перекры-
тием можно получить из быстродействующей схемы совпадений
с интегратором иа выходе. Следовательно, почти все схемы сов-
падений, рассмотренные в разд. 5.3, можно использовать в каче-
стве таких преобразователей. На рис. 5.47—5.49 приведены наи-
более распространенные схемы этого типа.
Так как выходное напряжение пропорционально время-ам-
плитудному преобразователю, то длительность импульса Т долж-
на быть всегда стабильной. Поэтому, как правило, применяется
формирование импульсов с помощью кабеля. В схеме, приведен-
ной на рис. 5.47, а (82], в качестве смесителя и дискриминатора
используется лампа 6BN6 с двумя управляющими сетками. В со-
стоянии покоя лампа закрыта, она проводит постоянный ток
только в течение интервала времени, соответствующего иаложе-
260

Рис. 5.46 Структурная схема преобразователя старт-стопного
типа, предложенная Визбергом [81].
—о Вых
дискри- Интегра-
о	минатор тор
Рис. 5.47. Схема преобразователя по методу перекрытий
[82] (а) и преобразователи с линейным смесителем (б, в).

нию двух положительных входных импульсов. Ток лампы инте-
грируется анодной цепью. Этот простой преобразователь часто
использовался [83 84].
В работах [8, 85, 86] приведены преобразователи, в которых
применялось сложение двух ступенек тока в закороченном
кабеле длиной L/2 от двух ограничителей (см. рис. 5.47, б).
Известные из публикаций схемы различаются используемыми
дискриминаторами и интеграторами. Так, например, в работе [86]
в качестве дискриминатора применяли пентод E810F со сме-
щением. Выходной импульс дискриминатора в процессе время-
амплитудного преобразования закрывает другую лампу E810F,
Рис. 5.4В. Принципиальная схема конвертора с «перекрыти-
ем» (63].
постоянный анодный ток интегрируется емкостью. Разрешение
системы составляет 4,8 псек.
В преобразователе, приведенном на рис. 5.47, в, применена
классическая схема совпадений (5] (см. рис. 5.24).
В работе [87] в качестве дискриминатора используются
закрытый полупроводниковый диод и паразитная емкость;
в качестве интегратора в работе (88] — переключатель тока, со-
ставленный из двух полупроводниковых диодов, и интегрирова-
ние тока в операционном усилителе; в работе [63] — быстродей-
ствующий транзистор со смещением и интегрирование импульса
коллекторного тока (рис. 5.48).
В этой схеме база транзистора Т3 поддерживается под
потенциалом около + 5,5 в с помощью быстродействующего
кремниевого диода. В исходном состоянии транзистор Ti закрыт
смещением от эмиттерного повторителя Т2 так, что восприни-
маются только импульсы двойной амплитуды. Коллекторный
ток триода Ti интегрируется конденсатором С ~ 10 пф. Процесс
интегрирования линеаризуется положительной обратной связью
через триод Тз и R — 10 ком. Выходной импульс вновь форми-
руется другим интегратором (10 ком/18 пф), передается эмит-
262

терным повторителем Г4. Из-за температурного дрейфа выход-
ного сигнала — 55 псекГС схему помещают в термостат при
температуре 37,0 ± 0,2° С. Точность преобразователя достаточна
Рис. 5.49. Принципиальные схемы конвертора
с «перекрытием» и нелинейными смесителями.
для измерений времени жизни позитрона с погрешностью
в несколько пикосекунд.
На рис. 5.49 приведены некоторые схемы преобразователей,
работающих с нелинейными смесителями по принципу Росси.
В работах [8, 89] приведен результат исследования смесителя
(см. рис. 5.49,а) с диодом Д\ (по схеме Гарвина). Ток двух
транзисторов разделяется между резистором R (4 ма) и диодом
Д\ (6 ма). Если оба транзистора закрыты одновременно, диод
263

Рис. 5.50. Принцип подавления собы-
тий, соответствующих «отрицатель-
ным интервалам времени» в конвер-
торе с «перекрытием».
Д1 также закрывается, и постоянный ток 4 ма течет через диод
Д2 в конденсатор С, где он интегрируется.
В работе [90] предложена очень простая схема (см.
рис. 5.49,6), основанная на диодном пропускателе типа И. В ка-
честве интегрирующего дискриминатора вместо диода со сме-
щением Дз может быть применена вакуумная лампа [91] или
транзистор [92]. Другой вариант этого преобразователя приведен
в работе [141].
Наконец, следует упомянуть схему [93, 94], в которой пропу-
скающие диоды заменены переходами база — эмиттер транзи-
сторов (см. рис. 5.49, в). Транзистор Т3 слегка закрыт ( + U5),
до тех пор пока один из тран-
зисторов Т] или Т2 пропускает
постоянный ток Jq. Если оба
транзистора Т\ и Т2 закрыты,
то Тз открывается и ток /о те-
чет в интегрирующую ем-
кость С.
Преимущество преобразо-
вателей рассмотренного типа
состоит в том, что одиночный
старт- (или стоп-) сигнал не
начинает процесса преобразо-
вания. Однако из-за симметрии
входов такой преобразователь
не может отличить положи-
тельную задержку от отрица-
тельной (т. е. стоп-импульс пе-
ред старт-импульсом). Следо-
вательно, нужно исключать события с отрицательной задержкой,
например с помощью дополнительной схемы совпадений, как на
рис. 5.50.
Для простоты предполагается, что длительность Т старт-
и стоп-импульса одинакова. Импульсы смешиваются во
время-амплитудном преобразователе ВА, и, кроме того, старт-
импульс задерживается на время Т и проверяются в схеме совпа-
дения С со стоп-сигналом. Так как длительность импульса равна
Т, то разрешающее время составляет 2Т. Очевидно, что схема
совпадений срабатывает только в том случае, когда старт- пред-
шествует стоп-сигналу. Выходной сигнал схемы совпадений уп-
равляет линейным пропускателем ЛП многоканального ампли-
тудного анализатора МАА, поэтому анализируются события
только с положительной задержкой.
Конечно, принцип, показанный на рис. 5.50, может быть
реализован различными способами. Интересный вариант
с двумя идентичными смесителями для В — Ан схемой совпа-
дений С приведем в работе [95] (рис. 5.51). Диоды Д\ и Д2 имеют
смещение ( + UC), достаточное для подавления одиночных им-
264

пульсов. Амплитуды результирующих импульсов в точках 1 и 2
появляются при наложении импульсов. В то время как импульс
из точки 1 поступает в многоканальный амплитудный анализа-
тор МАА, импульс из точки 2 попадает в дискриминатор с очень
низким порогом (t/д — О). Этот интегральный дискриминатор
вместе с кабелем-смесителем образует схему совпадений с раз-
решением 2Г.
Верньерный или нониусный метод. Метод нониуса легко по-
нять с помощью схемы, приведенной на рис. 5.52. Старт-импульс
включает периодическую последовательность серии импульсов,
Рис. 5.51. Структурная схема конвертора с «пере-
крытием» и подавлением событий, соответствующих
«отрицательным интервалам времени» {95].
имеющих частоту повторения fi, а стоп-импульс включает дру-
гую последовательность серии импульсов, имеющих несколько
большую частоту повторения /г- Быстрая схема совпадений
отмечает момент первого совпадения между импульсами этих
последовательностей. Очевидно, что интервал времени Т' между
этим совпадением и стоп-импульсом пропорционален первона-
чальному интервалу Т между старт- и стоп-сигналами:
Г = Т-т2/Дт,	(5.15)
до тех пор пока 0< Т <х\. Здесь ti = 1/fi и т2 = l/fa обозна-
чают периоды двух последовательностей импульсов, а
Дт = Ti — т2— их разность. Так как Дт <С тг, то интервал вре-
мени Т' значительно увеличивается.
Нониусный метод может быть использован двумя способами:
ггервал Т' Т служит входной величиной обычного преобра-
М>вателя интервалов времени в амплитуду или коэффициент
реобразования Т'/Т делается достаточно большим, так что
Возможно непосредственное цифровое кодирование Т' с помощью
втодов, рассмотренных в разд. 5.4. Во втором случае импульсы
ббой последовательности могут быть использованы в качестве
В>емязадающих. Следовательно, достаточно сосчитать, напри-
265

Старт
'Стоп
Старт-
серия
Стоп-
серия
п
мер, число последовательности стоп-импульсов, для того чтобы
получить цифровой эквивалент Т. Предпочитают производить
подсчет стоп-импульсов для исключения событий, связанных
с одиночными старт-импульсами. Первый импульс любой после-
довательности (см. рис. 5.52, пунктирная линия) не считается.
На рис. 5.53 приведе-
на структурная схема
оригинальной системы
[96], в которой использо-
вались гармонические ко-
лебания вместо последо-
вательностей импульсов.
Старт- и стоп-импульсы
возбуждают два резонан-
сных контура Л н Г2 с
частотами fi = 20 Мгц и
f2 = 20,2 Мгц соответ-
ственно. В смесителе СМ
происходит суперпозиция
обоих колебаний. Нулевое
пересечение результирующей волны с периодом 5 мксек опреде-
ляет точно момент исчезновения разности фаз складываемых
волн («совпадение» соответствующих полуволн). Этот момент
*7
1
т
Рис. 5.52. Принцип работы нониусного (или
верньерного) метода.
Рис. 5.53. Принцип работы нониусной кодирующей
системы Коттини и Гатти [96].
отмечает дискриминатор нулевого пересечения ДНП. Увеличен-
ный интервал времени Т' анализируется с помощью медленного
преобразователя время — код. Коэффициент трансформации
времени равен 100. Небольшая задержка ta вводится для того,
чтобы исключить влияние внутренних задержек в отдельных
схемах.
Ноииусный метод исследовали различные авторы, обзоры на
эту тему приведены в работах [48 и 97]. Нониусный метод, осно-
ванный на измерении разности фаз (см. рис. 5.53), можно
также использовать для интерполяции при прямом цифровом
266

кодировании временных интервалов [98, 99]. Этот метод реали-
зован с практически неограниченным числом каналов шириной
до 50 псек [47].
Метод пониусной интерполяции может применяться и для быстрого циф-
рового кодирования пропускающего импульса в схеме Вилкинсона, давая эк-
вивалент частоты генератора, например, 1/50 псек — 20 Ггц.
Нониусный метод, известный под названием «нониусного
хронотрона», состоящий из двух кольцевых генераторов
(рис. 5.54), рассмотрен в работе (100]. Система работает в соот-
ветствии с принципом,показан-
ным на рис. 5.52. Кольцевой ге-
нератор состоит из задержи-
вающего кабеля и пропуска-
теля П, который регенерирует
циркулирующий импульс.
Старт- и стоп-импульсы цирку-
лируют в соответствующих пет-
лях задержки с периодами xi =
= 300 нсек и Т2 = 299 нсек до
тех пор, пока быстродействую-
щая схема совпадений С не
укажет на их перекрытие и не
освободит от них кабели цепи
задержки (закрыв пропускате-
ли) . Число циклов в петле стоп-
сигнала подсчитывается в счет-
Рис. 5.54. Принцип работы нониусно-
го хронотрона Лефевра и Руссела
[100].
чике и является цифровым эк-
вивалентом Т (или адресом события). Ширина канала со-
ставляет Ат = Ti — Т2 = 1 нсек, максимальное число , каналов
равно 300. Точность этой системы зависит от постоянства перио-
дов циркуляции импульсов. Дальнейшее развитие принципа но-
ниусного хронотрона рассмотрено в работах [48, 97].
Диапазон измерений Гмакс нониусного преобразователя (см.
рис. 5.52) определяется периодом xi и числом каналов, следо-
вательно, зависит от величины отношения ti/At. Измеряемый
Старт
। Грубое измерение
?! п П П Л
Совпадение
Рис. 5.55. Интерполяция времязадающего интервала
посредством нониусной техники.
267

интервал времени может быть увеличен, если последователь-
ность стартовых импульсов сначала используется в качестве
времязадающей серии для предварительной оценки интервала
времени с последующей затем интерполяцией нониусным
методом (рис. 5.55). Последовательность старт-импульсов до
прихода стоп-импульса подсчитывается в счетчике (грубое
измерение). После этого в другом счетчике считаются импульсы
последовательности стоп-сигналов, до тех пор пока не будет
-отмечено совпадение (интерполяция). В работе {101] рассмотре-
на такая система с частотой преобразования около 200 Мгц
и шириной канала 0,5 нсек (интерполяция 1 : 10).
5.5. ВСПОМОГАТЕЛЬНЫЕ СХЕМЫ
В лабораторной практике всегда должны быть соответствую-
щие системы для проверки время-амплитудных преобразовате-
лей ВА, измерения временного разрешения, а также интеграль-
ной и дифференциальной линейности анализаторов.
Разрешение схем совпадений и интегральную линейность
преобразователей обычно измеряют подачей на оба входа схемы
тестовых импульсов от одного импульсного генератора через
линии задержки разной длины. Для удобства используют линии
задержки с непрерывно изменяемой длиной. На рис. 5.56 приве-
дена структурная схема всего поверочного устройства [102].
Проверочный импульс быстродействующего генератора ответ-
вляется от 50-омного коаксиального кабеля в две открытые
линии задержки с Zo = 100 ом, которые питают входы ограни-
чителей схемы совпадений или преобразователь. Перемещая
точку контакта кабеля вдоль всей длины (10 м) открытой
линии задержки, можно менять соответствующую длину левой
и правой частей линии на 50 нсек. Спиральная линия задержки
помещена в латунный (или алюминиевый) цилиндр, размер
профиля желоба 11X11 мм. Центральный проводник из меди
диаметром 2 мм поддерживается плексигласовыми стойками,
расположенными с интервалом 60°, его расстояние до дна жело-
ба составляет 4,8 мм. На рис. 5.56 показан только центральный
скользящий контакт подвижной каретки, система имеет еще два
скользящих контакта по краям. Воспроизводимость положения
контакта лучше 1 мм, т. е. около 1 псек. Задержка зависит
от положения подвижной каретки, отклонения от абсолютной
линейности составляют несколько Десятков пикосекунд.
Для того чтобы не вводить дополнительных ошибок, необ-
ходимо подавать на входы ограничителей (или на входы других
формирующих систем) уже разделенные и задержанные импуль-
сы, а не задерживать сформированные ограничителем импульсы
с помощью линии задержки переменной длины, так как затуха-
ние, зависящее от длины линии, может влиять на длительность
и форму сигнала.
268

В работе [103] рассмотрен специально разработанный простой
метод проверки схем совпадений, который удобен в случае
большого числа идентичных схем (рис. 5.57, а). Частоты двух
кольцевых генераторов (которые фиксируются длиной кабеля
и поэтому очень стабильны) отличаются на несколько импульсов
в минуту, следовательно, п « Т2. Импульсы этих генераторов
поступают на входы схемы совпадений СС. Выходные импульсы
Импульсный
Коаксиальный кабель
от импульсного гене-
Шкив	Центральный	и контакт
привода	провод
Рнс. 5.56. Принцип работы и конструкция линии за-
держки с непрерывно изменяемой длиной [102].
с этой схемы или от смесителя развертываются на экране катод-
но-лучевой трубки (К.ЛТ), развертка которой синхронизуется
частотой суперпозиции двух последовательностей импульсов.
Из-за несинхронности генераторов (п ~ тг, но =И= тг) импуль-
сы взаимно смещаются на Дт = -и — тг на один цикл. Следова-
тельно, рассматриваемое устройство автоматически меняет
относительную задержку тестовых импульсов вместо трудоемкой
ручной регулировки. Поэтому огибающая импульсов на экране
К.ЛТ сразу дает кривую разрешения i/c([M) смесителя (см.
рис. 5.18). Шкала времени задается интервалом Дт между двумя
соседними импульсами. На рис. 5.57, б Дт = 50 псек.. Ширина
269

канала Ат должна определяться точным измерением частот
генераторов 1/ti и 1/тг с помощью стандарта частоты.
Дифференциальная линейность время-амплитудных преобра-
зователей обычно измеряется подачей на старт- и стоп-входы
двух некоррелированных статистических последовательностей
импульсов (например, импульсов от двух различных систем
детекторов частиц). При этом распределение интервалов време-
ни случайных совпадений между 0 и Тмакс должно быть посто-
Рис. 5.57 Принцип действия проверочного устройства Вебера [103]
(а) и типичная картина па экране КЛТ (расстояние по каналам
50 псек) (б).
янным. Одну из статистических последовательностей импульсов
можно заменить периодическим сигналом [71, 104, 142].
В заключение кратко рассмотрим две работы, связанные
с настройкой формирующих систем, действующих по методу
нулевого пересечения. Согласно [105], на вход усилителя
подаются периодические импульсы с амплитудами, модулиро-
ванными между t/мин и {/Макс, после усилителя включается
дискриминатор нулевого пересечения. Выходные импульсы
дискриминатора развертываются на экране катодно-лучевой
трубки, развертка синхронизуется частотой тестовых импульсов.
Когда порог нулевого пересечения установлен правильно, выход-
ные импульсы дискриминатора не флуктуируют, несмотря на
модуляцию амплитуды, и картина на К.ЛТ будет четкой. Когда
270

порог установлен плохо, передний край импульсов становится
расплывчатым.
В работе [106] приведено аналогичное устройство, которое
легко осуществить, имея осциллоскоп; это устройство дает
индикацию пропорционально пусковой задержке в форме посто-
янного напряжения.
Надежность измерений времени задержки линий из коаксиального кабеля
рассмотрена в работе [143]. Простая схема задержки, в которой входной
импульс включает генератор линейно нарастающего напряжения, а выходной
генерируется, когда это напряжение достигнет заранее выбранного значения,
приведена в работе (144]. Меняя скорость нарастания этого напряжения, мож-
но менять задержку от 10 нсек до 100 мксек. В работе [145] рассмотрена ка-
либровка временных преобразователей, а в работе [146] — калибровка систем
совпадений.

Глава 6
ЦИФРОВЫЕ СХЕМЫ
ВВЕДЕНИЕ
В этой главе рассмотрим действия, производимые над цифро-
выми импульсами, каждый из которых несет лишь минимально
возможное количество информации, равное 1 бит. Это область
промышленной электроники и главным образом вычислительной
техники.
Существуют подробные обзоры и учебники по цифровой
электронике [1—^7, 68]. Однако краткое рассмотрение цифровой
электроники здесь неизбежно по двум причинам. Первая — чис-
то дидактическая: любое рассмотрение цифровых устройств без
знаний основ цифровой техники невозможно. Отсутствие этой
главы сделало бы текст книги разобщенным от близких направ-
лений вычислительной техники и других областей электроники *.
Вторая причина историческая: в области быстродействующих
триггерных схем с высоким разрешением ядерная электроника
развивалась по более прямому пути, чем вычислительная техни-
ка. Это связано с тем, что в ядерной электронике опрокидываю-
щаяся схема обычно выполняет лишь функцию счета, в то время
как в вычислительной технике эта схема выполняет функции
более общего характера. Следовательно, необходимо рассмот-
реть эти специфические ядерные счетные системы.
Понятие «цифровой» проще всего объяснить, сравнивая с понятием «ана-
логовый». Аналоговое представление заданной величины осуществляется
с помощью одной шкалы (т. е. с помощью одного значения напряжения
и т. д.). Максимальное число п различных величин, которые могут быть
представлены в ограниченной области такой шкалы, определяется точностью
отсчета положения указателя (или измерения определенного значения на-
пряжения). Например, п = 100, когда разрешение составляет 1.% области
измерения. Всякое положение указателя показывает величину информации I,
которая при цифровом измерении в битах составляет
/ = 10g2n.	(6.1)
Эту же информацию можно представить с использованием более чем одной
шкалы. Эти шкалы, в свою очередь, могут иметь более грубое подразделение.
Как легко видеть из формулы (6.1), наименьшее деление (величина, обратная
точности) должно быть равно п llm при использовании m шкал. Представление
называется цифровым, если используется более чем одна шкала. На рис. 6.1
показаны аналоговое и цифровое представления числа 37.
♦ Из которых ядерная электроника многое заимствует.— Прим. ред.
272

Определим экономичность представления. Согласно данным работы [9],
затрата на изготовление шкалы может быть принята пропорциональной числу
ее делений, или, лучше, (п—1) делению, так как шкала с п— 1 (нет деле-
ний) не имеет точек. Следовательно, стоимость Ai аналогового представления
на одной шкале равна
A! = c(re—1),	(6.2)
а стоимость Ат цифрового представления той же информации на т шкалах
равна
Am = mc(n1/'n—1),	(6.3)
где А минимально при т-*оо, т. е. представление п на бесконечном числе
шкал без делений (п1^т =1), что невозможно. Наилучшим приближением
к этому теоретическому оптимуму можно считать бинарное представление на
гг100, т-1
liiiiHiiiiiiiiHiiiiiiimiiiiniiiiiiiiiHiiiiiiiiMiiiiHHiiuiiiuiiiiiiinmiiHniiHiiiil
| Анаме
37
п-10, т-2
Till' !~Г—I	I I I I I I
Цифровой десятичный код Т
3	7
Цифровой двоичный код
Рис. 6.1. Аналоговое и цифровое представления числа 37.
шкалах всего с двумя областями (Да — Нет). Практически бинарное пред-
ставление удобно и нз-за бинарного характера физических переключателей
(открыт — закрыт). Поэтому слово «цифровой» часто используется в более
узком смысле «бинарно-цифровой», т. е. имеется в виду представление ин-
формации сигналами всего с двумя возможными значениями *.
6.1. ОСНОВНЫЕ ЦИФРОВЫЕ СХЕМЫ
Основы булевой алгебры, пропускатели. Цифровая электро-
ника имеет дело с сигналами, принимающими два значения. Две
возможные величины сигнала обозначаются символами 0 и 1.
В любой системе необходимо сначала определить области
* Логическим обоснованием двоичной системы принято считать также то,
что если число п = /?”*, где R— основание исчисления системы; т — число
разрядов в ней, то объем оборудования IF, необходимый для описания (или
хранения) этого числа, имеет величину IF = mR (считая затраты на элемен-
тарный объем оборудования 1//? постоянным). Минимум R при п = const со-
ответствует минимуму выражения М = R 1g R (при п — const, lg п = const =
= mlg/?, откуда М=const R/\g R или просто M = RftgR). При R = 2, At =
= 6,64; R = 3, М — 6,29; R = 4, М = 6,64 и далее М быстро возрастает
(R = 10, М *= 10). Поэтому техническая реализация системы с R = 2 имеет
почти минимальный объем оборудования (не реализуемый вообще минимум
при R = е = 2,72, М — 6,27), позволяя весьма1 просто осуществлять такую
систему и легко выполнять -арифметические операции над ее числами.— Прим,
ред.
18 Зака» 199	27^

значений токов или напряжений, соответствующие логике 0 или
1. На рис. 6.2 показан пример такого определения. Единица
соответствует напряжениям С' 2 в, нуль — напряжениям
U < 2 в. Для получения резкого разграничения между 0 и 1 да-
же в присутствии шумов, случайных сигналов и т. д. по обе
стороны от границы оставляется зона надежности. Эта запре-
щенная зона должна быть шире, чем максимальные ожидаемые
сигналы шумов; конечно, она может быть несимметричной отно-
сительно границы 0/1. На рис. 6.2, например, единице соответ-
ствует U 3 в, а нулю -> U 1 в. Более того, области напря-
жений, соответствующие 0 и 1, ограничены снизу (С/Мин) и сверху
(^макс) максимальными номиналами элементов схем.
U,
Шуховой за- имак
пас надежно- ...
они (зона шуГ 30
новой неодно$_
точности)
У/МИ
к Входов
СА
в
 с
М
— W
Выход
ABCiW
ООО 1
001 1
010 о
011 1
100 1
101 о
110 0


Рис. 6.2. Пример определения ло-
гического 0 и 1. Величины t/M««
и t/макс определяются компонен-
тами.
Рис. 6.3. Основное представление
цифровой схемы и пример таблицы
функции для трех входов.
Помимо напряжений 0 и 1 могут быть также представлены
сигналами токов. Возможно и смешанное представление, напри-
мер единица соответствует входному току > порога /о, нуль —
входному напряжению < порога Uo. Если область напряжений,
соответствующих 1, более положительна, чем область, соответ-
ствующая 6, то такое представление называется положительной
логикой (см. рис. 6.2). Если область напряжений нуля более по-
ложительна, чем область 1, то такое представление называется
отрицательной логикой.
На рис. 6.3 показана наиболее типичная цифровая схема. Она
состоит из конечного числа т входов и одного выхода, выход-
ной сигнал W есть функция всех входных сигналов: W =
= f(A,	Вследствие двузначности каждого из входных
сигналов существует лишь 2т различных комбинаций входных
сигналов. Поэтому функциональную связь f можно представить
с помощью дискретной таблицы с 2ТО рядами. Эта таблица дает
выходной сигнал W для каждой комбинации входных сигналов.
Такая функциональная таблица для т = 3 приведена на рис. 6.3.
Однако для т > 3 такая таблица становится непрактичной.
Правила подсчета для систем с переменными, имеющими два
значения, были исследованы Георгом Булем (1815—1864 гг.).
Его алгебра явилась основной для современных логических под-
счетов, которые были позднее применены Шэнноном к цифровым
274

схемам [10]. Простое введение в булеву алгебру написано Вейем
[11]. Элементарные принципы алгебры Буля можно кратко пред-
ставить следующим образом.
Выделим три основные операции: отрицание, соединение,
(конъюнкция) и разъединение (дизъюнкция). Соответствующие
функциональные таблицы приведены на рис. 6.4. Схемы, реали-
зующие эти операции, называются «ИНВЕРТОР»—НЕ (ЛГО),
пропускатель типа И (AND) и пропускатель — ИЛИ (OR). Ука-
занные определения могут быть распространены более чем на
Рнс. 6.4. Определение основных алгебраических операций.
два входа «конъюнкция»: W = А-В-С- • -М (читается W равно А
и В и С и ... Af) ♦ равно 1, тогда и только тогда, когда все перемен-
ные равны 1. Дизъюнкция также может быть обобщена: W =
— AV BV CV... V М (читается: W равно А, или В, или С,
или... М) равно 1, если по крайней мере одна из переменных
равна 1. Из этих трех элементарных операций могут быть по-
строены более сложные функции.
* В литературе принято несколько обозначений операции соединения
(конъюнкция): W = A-B (знак точки); W — A(AND)B, что прн сокращении
обозначений и упрощении написания буквы А привело к W = A/\ В; встре-
чается аналогичная запись W = А&В (знак 4 за AND «а И).
Операция разъединения (дизъюнкция) помимо знака +, W = В + Н обо-
значается как W = В V И (знак V— сокращение латинского союза vel «или
то, или другое, или вместе взятое».
Необходимо еще раз отметить, что для двузначной алгебры Буля и соот-
ветственно для двустабильных систем с возможными состояниями 0 и 1 прн
всех операциях, например: V = В\/Н, если В = Н = 1, то W не будет более
единицы.— Прим. ред.
18*	275

На рис. 6.5 показаны некоторые часто используемые комби-
нации пропускателей типа И и ИЛИ с инверторами. Пропуска-
тель И с инвертированным выходом называется пропускателем
И — НЕ (NAND); пропускатель ИЛИ с инвертированным вы-
ходом называется пропускателем ИЛИ — НЕ (NOR). Для упро-
щения обозначения инвертирование одного или нескольких вход-
ных или выходных импульсов на схемах обозначается черной
точкой (иногда небольшим кружком).
Рис. 6.5. Обозначения схем пропускания типа
И —НЕ (NAND) и ИЛИ —НЕ (NOR) н ин-
вертирования по входу или выходу.
Последний ряд на рис._6.5_ изображает пропускатедь, реали-
зующий функцию W = А-В-С. W равно 1, только в том случае,
когда комбинация (А, В, С) входных переменных равна (1, 0, 0).
Очевидно, что для любой комбинации входных переменных ве-
личин можно найти пропускатель типа И с соответственным
образом инвертированными входами, так что его выходной
сигнал указывает на существование этой определенной комби-
нации. Необходимо лишь инвертировать те входы, переменные
которых равны 0. Используя этот принцип, можно выразить
любую функциональную таблицу с помощью трех элементарных
операций, а соответствующую логическую схему можно постро-
ить из пропускателей типа И, типа ИЛИ и инверторов. Здесь
всякая комбинация (т. е. каждый ряд таблицы), приводящая
к W = 1, осуществляется пропускателем И, а выходные сигналы
этих пропускателей смешиваются в пропускателе ИЛИ. Напри-
276

мер, часть функциональной таблицы, приведенной на рис. б.З,
дает
W = A-B-C V А-~В-С V А-В-С V А-В-С\/А-В-С.	(6.4)
Эта функция реализуется логической схемой, показанной на
рис. 6.6. Форма выражения (6.4) называется нормальной альтер-
нативной * формой. В принципе, ис-
пользуя такую схему для любой проб-
лемы, заданной в форме функциональ-
ной таблицы, можно синтезировать со-
ответствующую логическую схему.
Однако указанная форма в боль-
шинстве случаев очень громоздка, и
приходится вводить сокращения с по-
мощью обычных логических правил.
Эти основные правила булевой алгеб-
ры очень просты:
Х-1=Х, xvi = i,
х-о=о, хуо=х,
Х-Х = Х, Х'^/Х = Х,
Рис. 6.6. Представление ло-
гической функции W (6.4)
элементарными схемами
пропускания.
Х-Х = 0,	=	(Х)=Х,
X-Y-Z = Y-X-Z = Z-Y-X и т. д. 1 закон коммутативности
X v V Z = Y\J хм Z и т. д. | (перестановки)
(X-Y)-Z = X-(Y-Z) — X-Y-Z	1 закон ассоциативности
(X М Y)yZ = XM(Y VZ) = XMY Ml J (соответствия)
(У V 2) = (Х-У) v (Х-Z) | закон дистрибутивности
X у (У • Z) = (X V У) • (X V Z) i	(распределения)
В скобках стоят величины, действие над которыми должно
быть произведено сначала, например А • (В V С), (4 • В) V С. Конъ-
юнкция (соединение) имеет преимущество, следовательно,
скобки, объединяющие операцию И, могут быть опущены:
(A-В) \/С = A-ВмС- В соответствии с указанными алгебраиче-
скими правилами операция И напоминает обычное умножение,
операция ИЛИ —обычное сложение, но с одним важным исклю-
чением: в алгебре Буля распределительный закон справедлив
для обеих операций.
* Единственно возможный выбор какого-либо состояния из множества их
комбинаций.— Прим. ред.

В качестве примера применения логических правил выведем
выражение распределительного закона для операции разъеди-
нения, используя основные правила:
(X V У) • (X V Z) - X- (X V Z) V Y-(X V Z) =» XX V XZ V Y-
X \/Y-Z = X X/X-Z VX-У vr-z=x-i vX'ZVX.y vy-z =
= x.(lvzvy)vy-z = x-l VK-Z = X X/Y-Z.
Следовательно, XX/ (Y-Z) = (XV У) • (X X/Z).
Другое очень важное правило состоит в следующем:
X-Y = XxjY\ X\/Y — X-Y (теорема де Маргана),
обобщение этого правила сделано Шенноном:
W = f(A, В, С,...,	= С...........М).
Здесь f* — функция, получающаяся из функции f заменой каж-
дого соединения разъединением и наоборот, как в следующем
примере:
W=(A-B yC)-D=>W^(A VB)-C\/D.
Теорема Шеннона очень полезна в следующих случаях: часто
(см. рис. 6.6) выходные сигналы пропускателей И должны ком-
бинироваться в пропускателях ИЛИ:
W = A-B x/C-D \/E-F.	(6.5)
Эта же операция, как легко видеть из простого преобразования,
может быть выполнена, если имеется лишь пропускатель типа
И —НЕ:
W — (A-B)-(C-D) .(Е-F).	(6.6)
Соответствующая схема показана на рис. 6.7. Тот же про-
пускатель И — НЕ выполняет операцию соединения, а затем
операцию разъединения.
Как легко видеть, любая схема, выполняющая операцию И
в заданной положительной логике, будет выполнять операцию
ИЛИ в соответствующей отрицательной логике, получающейся
заменой обозначений 0<->1 и наоборот.
Все три элементарные операции (отрицание, соединение нлн разъедине-
ние) могут быть выполнены с помощью одного пропускателя типа И — НЕ.
X = (Х~Х)\ X - Y = (X~Y) -TF^P); X V У = (ХТХ) (УГТр),
а также пропускателя типа ИЛИ — НЕ:
x=(xvxj;
(x vn v(x\7y).
278

Следовательно, по крайней мере теоретически, любое цифровое устройство
может быть построено исключительно из пропускателей НЕ — И или пропус-
кателей ИЛИ — НЕ. Однако для упрощения практических схем предпочитают
использовать несколько различных пропускателей.
Если необходимо представлять величины, которые могут
принимать несколько значений, с помощью цифровых систем, то
следует пользоваться многоцифровыми кодами. Конечно, наибо-
лее подходящим будет представление чисел в двоичном коде.
Однако часто делается уступка обычному десятичному счету,
и числа кодируются в десятичной системе, с двоичным пред-
ставлением отдельных цифр 0,..., 9 в пределах каждого десятка.
Рис. 6.7. Замена пропускателей И и ИЛИ пропуска-
телем типа И — НЕ.
Бинарный код может быть чисто двоичным (т. е. последователь-
ность степеней двух) или обычным бинарным *. Выбор кода
определяется решаемой проблемой; в счетных системах и систе-
мах, выполняющих алгебраические операции, используются
различные коды. Некоторые часто используемые коды приведе-'
ны в табл. 6.1. Так как 23 < 10 < 24, то бинарный код для чисел
0,.., 9 должен содержать по крайней мере четыре цифры. Шесть
из 16 возможных комбинаций четырехцифрового кода должны
оставаться неиспользуемыми (так называемые псевдотетрады).
Код 1—2—4—2 появился в связи со счетом импульсов с помо-
щью декадных счетчиков с обратной связью (см. разд. 6.2); со-
ответствующими псевдотетрадами являются значения от 1000 До
1101 (от 8 до 13 бинарного кода). Код 2—4—2—1 получается
в том случае, когда опускаются тетрады 0101 до 1010 (т. е. от 5
до 10).** В этом коде так называемое дополнение до (9 — п)
любой цифры п = 0,..., 9 осуществляется простой инверсией;
этот прием весьма полезен в вычислительных системах с внут-
* Выражение «двоичный» используется только в отношении числовой
системы с основанием 2 по аналогии с десятичной системой, имеющей осно-
вание 10. В то же время выражение «бинарный» просто обозначает представ-
ление с помощью символов с двумя значениями пезависимо от используемого
кода.
** Возможно большое число способов выбора десяти комбинаций из шест-
надцати. (См., например, М. А. Карцев. Арифметика цифровых машин, М.
«Наука», 1969.) — Прим. ред.
Z19

Таблица 61
Различные двоичные коды
Вес разряда Арабская цифра^\^	Двоичный код		Код 1—2—4—2		Код 2—4—2—1		Двончно-яятеричныА код				
	23 22	21 2°	2 4	2 1	2 4	2 1	5 0	4	3	2	1 0
0	0 0	0 0	0 0	0 0	0 0	0 0	0 1	0	0	0	0 1
1	0 0	0 1	0 0	0 1	0 0	0 1	0 1	0	0	0	1 0
2	0 0	1 0	0 0	1 0	0 0	1 0	. 0 1	0	0	1	0 0
3	0 0	1 1	0 0	1 1	0 0	1 1	0 1	0	1	0	0 0
4	0 1	0 0	0 1	0 0	0 1	0 0	0 1	1	0	0	0 0
5	0 1	0 1	0 1	0 1	1 0	1 1	1 0	0	0	0	0 1
6	0 1	1 0	0 1	1 0	1 1	0 0	1 0	0	0	0	1 0
7	0 1	1 1	0 1	1 1	1 1	0 1	1 0	0	0	1	0 0
8	1 0	0 0	1 1	1 0	1 1	1 0	1 0	0	1	0	0 0
9	1 0	0 1	1 1	1 1	1 1	1 1	1 0	1	0	0	0 0
ренней десятичной организацией. Двоично-пятеричный код яв-
ляется кодом из семи цифр и позволяет проводить простую
проверку ошибок суммированием цифр кода; при этом резуль-
Цифры
(разряды)
%*(»'
%°(о)
ay „
Времязадаю-
| | | | | | щие импульсы
^1^2 а» 3g цифры
t
Параллельное	Последовательное
Представление
Рис. 6.8. Параллельное и последовательное представле-
ния числа 11001.
тат должен составлять 2. Проблема выбора кода более детально
рассматривается в работах [7, 12].
Отдельные цифры закодированных величин могут появляться
или одновременно, на выходах различных линий, или последова-
тельно, одна цифра за другой на выходе одной линии (рис. 6.8).
Первый случай называется параллельным, а второй — последо-
вательным представлением. При последовательном представле-
нии периодичность времязадающих импульсов должна опреде-
лить временные интервалы, принадлежащие к отдельным циф-
рам кода. Используется также смешанное последовательно-
параллельное кодирование, например представление тетрад
последовательного десятичного кода с помощью параллельного
бинарного кода с четырьмя линиями.
280

Регенерация, задержка и дифференцирование цифровых
сигналов. Помимо рассмотренных выше логических операций
необходимы некоторые практические действия, не имеющие ло-
гического характера.
При построении пропускающих схем из одних лишь пассив-
ных компонент сигнал постепенно деградирует, и его амплитуда
уменьшается. Следовательно, после небольшого числа таких
схем сигнал может уже выпасть из области напряжений, соот-
ветствующих 0 или 1,*и правильное срабатывание последующих
цепей не обеспечивается. Поэтому цифровой сигнал следует
регенерировать с помощью активных элементов (нелинейных
усилителей) через определенные интервалы, желательно после
каждого пропускателя. Кроме того, любой выход пропускателя
может быть нагружен только ограниченным числом входов дру-
гих цепей. В дальнейшем будем считать, что в символы пропу-
скателей уже включены все регенеративные операции *. В тех
случаях, когда регенерация должна быть подчеркнута особо,
будут использоваться символы усилителей.
Кроме регенерации амплитуды необходимо восстановление
формы сигнала или его положения во времени, особенно при
последовательном представлении. В ряде случаев необходимо
объединять в одной логической схеме сигналы, принадлежащие
к различным дискретным интервалам времени. Обе операции
можно выполнить с помощью схем задержки, которые задержи-
вают сигнал синхронно с времязадающими импульсами на один,
два или большее число дискретных интервалов времени, соот-
ветствующих избранным разрядам. В этих схемах первоначаль-
ный сигнал воспроизводится в стандартной форме в первом,
втором, третьем и т. д. последующем цифровом интервале вре-
мени, независимо от его первоначально искаженной формы или
небольшой неконтролируемой возможной задержки. На функ-
циональных схемах элементы задержки изображают прямо-
угольником, содержащим цифру, соответствующую величине
задержки (рис. 6.9) **.
Дифференцирование цифрового сигнала цепью RC малой
постоянной времени (т. е. RC много меньше цифрового интерва-
ла времени) условно показано на рис. 6.10. Возможны два слу-
чая в зависимости от того, какое фиксированное значение напря-
жения отбирается резистором R, соответствующее 0 или 1.
Верхняя схема дает короткий сигнал 1 (длительность которого
определяется величиной RC) при переходе входного сигнала от 0
к 1. Нижняя схема, дополненная инвертором, создает короткий
импульс 1 при переходе от 1 к 0. Дифференцирование символи-
* Логические элементы ТТЛ включают такую регенерацию (см., напри-
мер, «Микроэлектроника». Сб. статей. Вып. 3, М., «Советское радио», 1969).—
Прим. ред.
** См. ГОСТ 2.743-68,— Прим. ред.
281

чески изображается острием стрелки на входе определенного
пропускателя, которому предшествует дифференцирующая цепь.
Светлое острие означает отбор при переходе Ок 1, темное —при
переходе 1 к 0. Такие входы названы входами импульсов или
динамическими входами.
Различные логические схемы. Наиболее удобный способ по-
лучения стандартных сигналов состоит в использовании состоя-
ний транзистора «насыщение» («открыт») —«закрыт». Все
схемы обычно работают от положительных логических сигналов.
Рис. 6.9. Работа схемы синхронной задержки (за-
держки на 2 цифровых интервала).
Символ
Рис. 6.10. Дифференцирование цифрового сигнала постоянной
времени малой длительности.
Конечно, после изменения полярности напряжения источника
питания и замены транзисторов дополнительными, схемы также
воспринимают сигналы с отрицательной логикой. Обычно схемы
разного типа логики несовместимы, т. е. различные по своему
действию пропускатели не будут работать удовлетворительно,
если нх объединить в одну систему. При обсуждении работы
определенной схемы всегда полагают, что входные сигналы
получаются от включенных предварительно пропускателей или
инверторов того же типа, а также что выход нагружен входами
пропускателей той же логики. Различные логические системы
рассмотрены в работах [13, 2, 4, 5, 78].
Транзисторная логика с гальванической связью — ТТЛ
(DCTL).
Гальваническая связь транзисторов возможна, если напряже-
ние насыщения коллектор — эмиттер (7К.Э, нас меньше напряже-
282

ния между базой и эмиттером откр, ниже которого транзи-
стор остается закрытым. На рис. 6.11 приведены схемы инвер-
тора пропускателей типов ИЛИ — НЕ и И — НЕ. Для ясности
Рис. 6.11. Схемы ГТЛ инвертора и пропускателей
типа ИЛИ — НЕ и И — НЕ.
также показаны более детально предшествующий и последую-
щий пропускатели. Логический нуль обозначает напряже-
ние < £/б.э, откр, логическая единица — ток > /б, пас, текущий
к соответствующему входу. Значение /б. нас обозначает мини-
мальный базовый ток, необходимый для насыщения транзистора.
Логика А = 0 (т. е. Т2 находится в состоянии насыщения) на
283

входе инвертора закрывает Т\, следовательно, ток, примерно
равный Un/R, течет в базы транзисторов Т3, Т4, Т5 и т. д. и пере-
водит их в насыщение (т. е. W = 1). Если А = 1, то Т2 закрыт,
а ток UJR течет в базу 1\, насыщая его и давая на выходе на-
пряжение ик.3, нас < Us э, откр (т. е. W — 0). В пропускателе
ИЛИ — НЕ насыщение одного из трех транзисторов — Т3
достаточно для того, чтобы W = 0. Только в том случае, когда
все транзисторы закрыты, ток Un/R будет поступать из точки W
на последующий каскад (т. е. W = 1). Этот случай соответствует
W = Ау В у С. Соединяя последовательно два транзистора, мож-
но получить пропускатель И — НЕ, только если оба транзистора
Ti и Т2 насыщены, то напряжение в точке W достаточно низко,
чтобы закрыть последующие транзисторные пропускатели
(IF = 0). Вместо условия £7к.э, нас < Uss, откр должно выпол-
няться более сильное неравенство 2t/K8, Нас < ^б.э, откр- Для
трех или большего числа входов соответствующие условия труд-
но выполнить, поэтому пропускатели типа ГТЛ И—НЕ с числом
входов более двух применяются редко.
Самое большое преимущество транзисторной логики с галь-
ванической связью — это ее простота. В принципе производится
лишь переключение токов между коллектором транзисторного
пропускателя и базами последующих транзисторов, поэтому
амплитуды импульсов напряжения остаются малыми и быстро-
действие схемы ограничивается только используемыми транзи-
сторами. Другое преимущество — это необходимость только
в одном напряжении питания + £/п, которое может быть доста-
точно низким вследствие небольшой величины амплитуды сигна-
ла напряжения (например, Зч-4в).
Однако транзисторы сильно насыщены, и накопленный заряд
стремится задержать их выключение. Кроме того, к недостаткам
системы можно отнести малую зону надежности между 0 и 1.
Так как отрицательное напряжение не закрывает транзистор, то
он остается чувствительным к шумам амплитудой около 0,1 в,
соответствующий допуск часто оказывается недостаточным.
Другой недостаток — это эффект неравномерного перераспре-
деления токов. Из-за различных входных сопротивлений после-
дующих транзисторов выходной ток UB/R разделяется неравно-
мерно между вс’еми входами, одни отбирают больший ток, чем
другие. Вследствие того, что даже транзисторы, отбирающие
наименьший ток, должны быть переведены в состояние насыще-
ния, для других избыток тока теряется. Следовательно, коэф-
фициент отбора (число пропускателей, способных нагрузить
Ъыход) ограничен и оказывается значительно меньшим, чем
в случае оптимального равномерного распределения токов.
Этот эффект можно исключить введением сопротивления
Ri > R в цепь базы транзисторов пропускателей (рис. 6.12),
которое шунтируется ускоряющими емкостями Сь Теперь
коллекторный выход действует подобно генератору напряжения,
284

и базовые токи определяются сопротивлениями Ri. Амплитуда
коллекторного напряжения здесь должна быть выше, чем в чис-
той схеме ГТЛ, соответственно и напряжение источника питания
должно быть больше. Модифицированную так систему ГТЛ
иногда называют РТЛ (RTL) или РГТЛ (RGTL) (резисторно-
транзисторная логика с гальванической связью или резисторно-
емкостная транзисторная логика). Однако сокращение РТЛ
(RTL) означает также и другую систему, которая будет рас-
смотрена в следующем разделе. Хотя на рис. 6.12 показан лишь
РТЛ-инвертор, легко видеть,
что по аналогии со схемой,
приведенной на рис. 6.12, мо-
гут быть осуществлены и соот-
ветствующие пропускатели ти-
пов ИЛИ—НЕ и И—НЕ.
Резисторно - транзисторная
логика РТЛ (RTL). Главная
цель РТЛ — подать дополни-
тельное отрицательное смеще-
ние на базы закрытых транзи-
сторов, тцк чтобы расширилась
область надежности (между О
и 1). Основная схема инверто-
ра показана на рис. 6.13, а.
Входной сигнал подается на
Рис. 6.12. Структурная схема РТЛ-
инвертор а.
базу транзистора через дели-
тель напряжения R1/R2, если необходимо, то с ускоряющим кон-
денсатором Ci. При А = 0 имеем < 0, и транзистор за-
крывается. В то же время величины компонент делителя напря-
жения выбирают так, чтобы получалось положительное напря-
жение для А = 1, что достаточно для возникновения базово-
го тока, способного вызвать насыщение TY В принципе все па-
раллельные и последовательные системы пропускателей (см.
рис. 6.11) можно построить на основе этой ячейки. Однако логи-
ческая операция здесь в основном выполняется резисторными
цепочками *, а транзистор используется лишь в качестве нели-
нейного регенерирующего усилителя. Если, например, величины
резисторов 3Ri и R2 на рис. 6.13,6 подобраны так, чтобы Tt был
всегда закрыт, за исключением случая А = В = С = 1, то схема
является пропускателем типа И—НЕ (конечно, ускоряющие кон-
денсаторы должны быть опущены). Изменяя величины компо-
нент, можно осуществить операцию ИЛИ — НЕ. Уровень напря-
жения, соответствующий логической единице, должен быть очень
точно определен и оставаться стабильным, если необходим про-
пускатель с большим числом входов. Поэтому резисторы в цепи
* Совместно с нелинейной характеристикой последующей цепи база —
эмиттер.— Прим. ред.
285

коллектора желательно дополнить ограничивающими диодами
Д, поддерживающими выходное напряжение Uo, соответствую-
щее 1 (Uo< Unl), независимо от нагрузки.
С помощью ячеек РТЛ могут быть созданы сравнительно
недорогие схемы среднего быстродействия. Недостаток таких
систем — необходимость в двух или даже трех различных напря-
Рмс. 6.13. Структурная схема РТЛ-иивертора (о)
и пропускателя типа И — НЕ (б).
жениях питания, из которых по крайней мере два (а именно Un
и 6/П1) должны быть чрезвычайно стабильными.
Диодно-транзисторная логика — ДТЛ (DTL). Линейный
смеситель в схеме РТЛ можно заменить нелинейным, что улуч-
шает различные качества пропускателя. В принципе пропуска-
тели типов И и ИЛИ могут быть созданы на одних диодах
и резисторах (рис. 6.14). Для того чтобы выход W был положи-
тельным, т. е. когда ток Un/RK должен течь в нагрузку, присое-
286

диненную к выходу (IF = 1), все три входа пропускателя И
должны получать логическую единицу. В пропускателе ИЛИ для
переноса логического сигнала единицы в последующую схему
достаточно одного диода. Вследствие падения напряжения на
Рис. 6.14. Структурная схема пропускателей типов
И (а) и ИЛИ (б) диодной логики.
диодах амплитуда сигнала убывает, и последовательное вклю-
чение большого числа каскадов (например, пропускателей типа
И) невозможно. Кроме того, выходное сопротивление для двух
различных направлений тока
различно, поэтому вряд ли
можно присоединять пропуска-
тель типа И к выходу пропу-
скателя ИЛИ. В диодных про-
пускателях необходима перио-
дическая регенерация сигнала,
желательно после каждого
пропускателя.
Схема типа ДТЛ (рис. 6.15)
является комбинацией диодной
логической схемы И и инвер-
тора типа РТЛ* для регенера-
ции сигнала. Делитель напря-
жения обеспечивает за-
пирание транзистора Т\, одна-
ко для того чтобы открыть
Рис. 6.15. Структурная схема про-
пускателя типа И — НЕ на осно-
ве ДТЛ.
транзйстор Т\ и перевести его
в насыщение, в точке X должно быть высокое положительное на-
пряжение. Следовательно, схема работает медленно, напряжение
питания Uni должно быть большим и отношение параметров
быстродействия к потребляемой мощности оказывается малым.
Если резистор /?л заменить источником напряжения с малым
внутренним сопротивлением, то тогда можно использовать
полную амплитуду напряжения сигнала в точке X для управле-
287

ния транзистором ТУ. Следовательно, напряжение Uai можно
уменьшить. Обычно применяют один или два диода с прямым
смещением в качестве источника необходимого напряжения.
На рис. 6.16,а показана схема с двумя соединительными диода-
ми Д4, Дз. Падение напряжения на Д4 и Дз часто вызывает
перекомпенсацию положительного напряжения, соответствую-
Рис. 6.16. Два варианта схемы пропускателя типа
И — НЕ на основе ДТЛ.
щего логическому нулю в точке X(UK,3, нас плюс падение напря-
жения на Дь Д2 или Дз), в результате получается слегка отри-
цательное напряжение £/б.э на ТУ. В большинстве случаев стре-
мятся получить Uб э ~ 0, так как это хороший компромисс между
малой задержкой переключения ТУ и большим коэффициентом
защиты от шумов. Часто отдельный источник отрицательного
напряжения — отсутствует и Д2 просто присоединяется
к земле. Из-за малого динамического прямого сопротивления
диодов Д4 + Дз можно выбрать небольшую величину Д2, ис-
ключая, таким образом, отрицательные эффекты, связанные
с током утечки /Кбо транзистора Ti. Так как для такой измеиен-
288

Рис. 6.17. Схема пропускателя типа
И — НЕ на основе ТТЛ.
ной в соответствии с рис. 6.16, а системы ДТЛ характерны ко-
роткое время переключения и малая потребляемая мощность,
то она иногда обозначается LLL (логическая система с низким
уровнем).
Пропускающие диоды в схемах, приведенных на рис. 6.15
и 6.16, а, можно заменить переходами эмиттер — база транзи-
сторов. При включении транзисторов по схеме эмиттерного по-
вторителя будет происходить усиление тока, поэтому требуются
меньшие управляющие токи. Диоды Д4, Д5 также можно полно-
стью или частично заменить эмиттерными повторителями (см.
рис. 6.16, а). Хотя эти схемы
почти полностью собраны на
транзисторах, их обозначают
ДТЛ, согласно выполняемым
функциям. Скорость переклю-
чения в схеме несколько увели-
чена емкостью Су, которая от-
бирает дополнительный ток из
базы Т\ через малое выходное
сопротивление триодов Т2, Т3
или Т4 при закрывании 7\. Ко-
эффициенты нагрузки по вхо-
ду и выходу (см. рис. 6.16,6)
очень велики.
Транзисторно - транзистор-
ная логика ТТЛ (TTL). Диоды
пропускателей ДТЛ (см. рис.
6.16, а) можно заменить тран-
зисторами другим образом по
сравнению с изображенным на
схеме (см. рис. 6.16,6). Если
база п — р — n-транзистора Ti используется в качестве общей
коллекторной нагрузки, то получим схему, приведенную на
рис. 6.17. Пропускающие транзисторы Т2, Т3 и Т4 работают при
полном насыщении, оба перехода эмиттер — база и коллектор —
база имеют прямое смещение. Если А = В = С = 1, то ток базы
/б триода Г] течет через переходы коллектор — база транзисто-
ров Т2, Т3 и и переводит его в насыщение, давая W = 0. Если
в коллекторной цепи транзистора Л включен резистор /?, то ток
/б возрастает в результате усиления транзисторов Т2 — ТА, ра-
ботающих в обращенном режиме. Однако резистор R не являет-
ся определяющим для работы схемы, и его можно не учитывать.
Теперь, если хотя бы одни из входов закорочен, например, С = 0,
то ток /б направляется через триод Т$ на землю, и триод ТУ закры-
вается (W = 1). В отличие от диодной системы транзистор Т4
может пропускать большой ток и в обратном направлении пере-
хода база — коллектор. Этот ток позволяет заряду, накопленно-
му в базе Tlt быстро уменьшиться. Следовательно, задержка вы-
19 Заказ 199
289

ключения будет незначительной. Более того, пропускающие тран-
зисторы остаются в режиме насыщения независимо от состояния
входа, они проводят ток или в обычном, или в противоположном
направлении. Так как при обращении тока накопленный заряд
отсутствует, то пропускающие транзисторы обладают значи-
тельным быстродействием. Добавление к полному времени рас-
пространения сигнала по всему пропускателю типа И—НЕ, вно-
симое транзисторами 2N709 при /б ~ 3 ма, составляет всего лишь
0,3 нсек (14]. Элементы ТТЛ используются главным образом в
быстродействующих системах, когда допустимо большое число
А
£
С
О
и-
Рис. 6.18. Схемы комбинации пропускателей тип?
И — НЕ и ИЛИ — НЕ на основе ТТЛ и ГТЛ.
активных элементов. Инвертирующий транзистор схем ТТЛ ком-
бинируют с инвертором типа ГТЛ для создания более сложных
пропускающих систем. На рис. 6.18 показана комбинация пропу-
скателя И—НЕ типа ТТЛ, подключенного к пропускателю
ИЛИ — НЕ типа ГТЛ.
В логических системах, использующих транзисторы в режиме насыщения,
скорость переключения ограничивает главным образом заряд, накопленный
в базе. Для устранения этих эффектов можно использовать ненасыщенные
транзисторы. Логические системы, применяющие такие режимы, получили
название логики с токовым режимом (CML) или логики с эмиттерной связью
(ECTL). В качестве примера на рис. 6.19 показан пропускатель типа ИЛИ
с эмиттерной связью. Если все входы А = В — С = 0 слегка отрицательны,
то транзисторы Т2, Т3 и Т< закрыты, 1\ открыт, и выходное напряжение не-
сколько положительно (W = 0). Если, например, Л = 1 (положительно), то
транзистор Т3 отбирает ток I», Т\ закрывается и выходное напряжение ста-
новится положительным (W — 1). Большой недостаток этих схем состоит
в том, что диапазоны напряжений, соответствующие логическим 0 и 1 на вхо-
290

де и выходе пропускателя, различаются иа определенную величину. Эту раз-
ницу необходимо учитывать, и для последовательного включения таких про-
пускателей следует использовать опорные диоды.
Выбор логической системы зависит от некоторых факторов,
таких, как задержка распространения сигнала, фактор нагруз-
ки, мера шумов, потребляемая мощность на логическую опера-
цию, включая и экономические соображения. В обычных систе-
мах основная цель — сокращение числа транзисторов на одну
логическую операцию, и можно применять смешанные РТЛ-си-
стемы, в то время как в технике интегральных схем предпочита-
ют элементы типов ДТЛ и ТТЛ, так как производство транзи-
~^2
Рис. 6.19. Схема пропускателя типа ИЛИ на основе
ECTL (положительная логика).
сторов на кремниевых платах гораздо деШевле, чем изготовление
прецизионных транзисторов.
В дальнейшем будем использовать только символы блоков
пропускателей (см. рис. 6.4, 6.5), так как основы их действия
уже рассмотрены в этой главе. Практические схемы будут ана-
лизироваться только в исключительных случаях, например для
систем, в которых используются быстродействующие пересчет-
ные схемы.
Триггер. При последовательном соединении двух инверторов
получается мультивибратор или_триггер (рис. 6.20, а). Из-за
аграничивающих условий А = В, В = А из четырех возможных
Омбинаций А, В (00, 01, 10 или 11) могут существовать только
ива (01 или 10) стабильных состояния. Оба выхода являются
исполнительными. Поэтому определение состояния одного из
выходов достаточно для указания состояния триггера. Для про-
стоты одни произвольно выбранный выход обозначают Q и счи-
тают основным и состояние триггера связывают с этим выходом
(например, Q = 0 или Q = 1).
>94	291

Состояние триггера можно изменить внешними сигналами,
если использовать вместо инверторов два пропускателя ИЛИ —
НЕ (см. рис. 6.20, б). Входы Е и F в состоянии покоя несут ло-
гический 0. Короткий импульс 1 на входе Е переключает триггер
независимо от начального состояния так, что Q = 0. Короткий
импульс 1 на входе F приводит к Q = 1. На рис. 6.20, б приве-
дено также условное обозначение этого триггера.
Состояние триггера обычно меняется подачей одного устанав-
ливающего импульса на вход Е или F по выбору с помощью
А В	Состояние
0 0	Невозможно
0 1	Возможно
1 0	Возможно
1 1	Невозможно
Рис. 6.20. Схемы триггеров на основе после-'
довательного соединения инверторов (а)
или пропускателей типа ИЛИ — НЕ (б).
пропускателей типа И.
Схема триггера, управ-
ляемого пропускателем,
показана на рис. 6.21, а.
Управляющие импульсы
СР подаются на два про-
пускателя типа И через
дифференцирующие цепи,
действующие, например,
при переходе СР от 0 к 1.
В зависимости от того,
S = 1 или R = 1, триггер
переходит в состояние
Q = 1 или возвращается
в состояние Q = 0. При
R = S — 0 состояние триг-
гера не изменяется. Когда
/? = £ = !, то управляю-
щие импульсы подаются
на оба пропускателя типа НЕ — ИЛИ и приводит систему про-
извольно В ОДНО ИЗ двух ВОЗМОЖНЫХ СОСТОЯНИЙ (Фкоиечн = ?) До-
полнительные входы: С (устан. на нуль) и Р (занесен, едини-
цы) — позволяют с помощью внешнего импульса 1 триггеру быть
освобожденным (Q = 0) или включенным (Q = 1). Эта схема
известна как /?5-триггер *. Она получила наибольшее распро-
странение.
Условное обозначение триггера показано на рис. 6.21, в, при
этом вход S располагается под Q (а не под Q, как в детализи-
рованной схеме).
/?5-триггер становится пересчетной схемой на два, если входы
R, S соединить с выходами Q, Q соответственно (см. рис. 6.21, б).
При Q = 1 импульс Т (Т-триггирующий или спусковой) направ-
ляется в левый И — НЕ пропускатель и приводит к Q = 0, при
Q = 0 — в правый и дает Q = 1. Следовательно, всякий импульс
Т инвертирует первоначальное состояние триггера (QK0H = <Энач)-
К входу Т обычно присоединяется дифференцирующая цепь.
* По функциям входных цепей: Reset — переустановка, или, иначе, сброс,
Set — установка на единицу.— Прим. ред.
292

При рассмотрении работы триггера не учитывались задержки,
связанные с временем распространения сигнала в пропускате-
лях. Это несущественно, так как, за исключением задержки сиг-
нала, скорость переключения обычно не влияет на логические
операции. Однако в одном случае задержка распространения
Q	Q
9
Рис. 6.21. Схема /?С-триггера (а); Г-триггера (пе-
ресчет на два) (б) и их схемное обозначение (в).
сигнала может быть использована для выполнения логических
операций. На рис. 6.22, а показана схема триггера с задержками
распространения сигнала tR и ts, обозначенными отдельными
символами на входах и S. Действительная задержка зависит
также от состояния триггера, например tR < ts при Q = 0 и
tR > ts при Q = 1. Зависимость задержки от Q или Q обозначена
пунктирной линией. За счет соответствующего дифференцирова-
293

ния сигнала Т управляющие импульсы становятся короче мини-
мальной задержки. Следовательно, например, при Q = 0 управ-
ляющий импульс сначала воздействует на левый пропускатель
ИЛИ — НЕ, и его состояние остается неизменным, так как Q =
= 1; затем (tB > tR) управляющий импульс достигает правого
пропускателя и опрокидывает триггер. Аналогичный процесс про-
исходит, если начальное состояние соответствует Q = 1. Следо-
Рис. 6.22. Схемы Г-триггера без управления через
пропускатели (а) и /X-триггера (б).
вательно, несмотря на отсутствие управляющих пропускателей,
схема, приведенная на рис. 6.22, а, ведет себя как Т-триггер или
двоичная пересчетная схема. В реальных системах действитель-
ные задержки сигнала более сложны и не могут быть легко ло-
кализованы. Однако рассматриваемый вариант схемы (см.
рис. 6.22) представляет действие почти всех практических счет-
ных триггерных систем.
Если к Т-триггеру добавить управляющие пропускатели, то
получается схема триггера типа JK.. Ее логическое устройство,
функциональная таблица и условное обозначение приведены на
294

рис. 6.22, б. Вместо Г-триггера с задержкой можно использовать
также триггер, управляемый пропускателем. Различие между
триггерами типа RS и JK. заметно лишь для последнего ряда
функциональной таблицы. Для триггера второго типа комбина-
ция J = К = 1 также вызывает переключение, а именно инвер-
сию состояний Qkoii = Qhcx- Присоединение входов J и К к по-
стоянному напряжению в диапазоне, соответствующем 1, превра-
щает CP-вход во вход типа Т, и триггер превращается в двоич-
Рис. 6.23. Две принципиальные схемы триггеров типа РТЛ.
ную пересчетную ячейку. Роль вспомогательных входов оче-
видна *.
Практические схемы триггеров. В этом разделе рассмотрены
"лавным образом быстродействующие триггеры типа Т, приме-
няемые в счетчиках импульсов. Большинство таких триггеров со-
бирают в соответствии с РТЛ-логикой, используя два инвертора,
а пусковое действие осуществляется с помощью конденсаторов,
диодов или эмиттерных повторителей, присоединенных к базам
или коллекторам транзисторов обоих инверторов. На рис. 6.23, а
приведена практическая схема, в которой используются сравни-
тельно медленные транзисторы. Наименьшее разрешающее вре-
* Следует отметить, что набор современных интегральных элементов мик-
роэлектроники включает и более сложный триггер типа DF, состоящий из
.становочного и управляющего триггеров (или запоминающего и основного),
совершенно не требующего строгой длительности счетного импульса. Коммута-
ция входного импульса для счета на два осуществляется автоматически прн
переходе импульсом уровня переднего и заднего фронтов через нуль. На дис-
кретных элементах такой триггер получается неоправданно сложным. Триггер
типа JK в интегральном исполнении также более сложен, чем рассмотренный
выше. (см. Б. М. Коган, М. М. Каневский. Цифровые вычислительные
машины и системы. М„ «Энергия», 1970 г.; А. Г. Шигин. Цифровые вычисли-
тельные машины. М., «Энергия», 1971.) —Прим. ред.
295

мя этой схемы, при котором она работает удовлетворительно,
составляет 1 мксек. Положительный пусковой импульс направ-
ляется двумя диодными пропускателями в базу соответствующе-
го открытого транзистора; этот импульс закрывает открытый
транзистор и опрокидывает триггер. Вместо двух напряжений
питания ( + 6 в, —12 в) можно использовать одно (—18 в), если
потенциал эмиттера повышается с помощью 120-омного резисто-
ра (см. рис. 6.23, б). Очевидно, разрешающая способность опре-
деляется исключительно при-
меняемыми транзисторами: не-
смотря на одинаковые нагру-
зочные сопротивления (1,5
ком), правая схема, в которой
Рис. 6.24. Принципиальная схема
Т-триггера на 100 Мгц [15].
Рис. 6.25. Схема триггера с ненасы-
щенными триодами (16].
применены транзисторы 2N711A, работает надежно при частоте
следования импульсов больше 10 Мгц. На рис. 6.24 приведена
более высокочастотная схема [15], надежно работающая до час-
тот повторения 100 Мгц. Здесь применен метод, используемый
в быстродействующих усилителях (см. разд. 3.6). Нагрузка тран-
зисторов 2N769 состоит из резистора (220 ом) и дросселя
(1 мкгн), пусковой импульс передается с помощью двух быстро-
действующих диодов на коллекторы Ti и Т% и затем через кон-
денсаторы 20 пф на соответствующие базы транзисторов. Ком-
бинация диодов служит направляющим пропускателем, подаю-
щим большую часть закрывающего Т импульса на базу соот-
ветствующего открытого транзистора. Если импульс Т непро-
должителен, то вследствие задержки сигнала триггер изменяет
296

свое состояние. Нагрузочные резисторы присоединяются к на-
пряжению питания — 6 в через каскады с общей базой Т3, Т4.
Разделенные выходные сигналы Q и Q снимаются с коллекторов
Т3 и Т4. С помощью 500-омных потенциометров можно устано-
вить пусковые пороги одинаковой величины, необходимые для
правильного переопрокидывания триггера, поэтому подобный
триггер используют в качестве своеобразного быстродействую-
щего дискриминатора.
На рис. 6.25 приведена схема с ненасыщенными транзистора-
ми [16]. Положительный пусковой импульс направляется двумя
эмиттерными повторителями Т3 и Т4 в базу соответствующего
закрытого транзистора и переключает триггер. Коллекторы трио-
|Юв Тз и Т4 можно использовать как раздельные выходы сигна-
ка. Применяя сравнительно недорогой транзистор 2N706, можно
Рис. 6.26. Пояснение принципа работы триггера на туннельном диоде.
работать вплоть до частот повторения импульсов 10 Мгц. Во
всех схемах можно создать дополнительные прямые установоч-
ные входы с помощью диодов (со смещением), присоединенных
к базам транзисторов-инверторов.
Схемы триггеров на туннельных диодах. Применение тун-
нельных диодов в мультивибраторах подробно рассмотрено
в разд. 4.1. Для цифровых систем важны два свойства мульти-
вибраторов на туннельных диодах:
1. Такой мультивибратор имеет резко выраженный пусковой
порог и поэтому может служить для дискриминации логических
0 и 1 (это соответствует регенерации цифрового сигнала). Сле-
довательно, возможно создать логические схемы, аналогичные
каскадам РТЛ с применением, например, вместо выходного ин-
вертирующего транзистора туннельного диода. Этот принцип уже
применялся при построении различных схем совпадений на тун-
нельных диодах (см. разд. 5.3), схема совпадений представляет
собой не что иное, как пропускатель типа И. Использование
туннельных диодов в цифровых схемах рассматривалось в рабо-
те [12], поэтому ограничимся ссылками на две оригинальные ра-
боты [17, 18].
2. Бистабильный мультивибратор на туннельных диодах мож-
но использовать непосредственно в качестве триггера (рис. 6.26).
Как известно, точки А и В на характеристике обозначают два
297

стабильных состояния схемы. Положительный входной импульс
переводит схему в состояние В, в то время как отрицательный
возвращает ее в состояние А. Одиако такой триггер отличается
от /?5-триггера, так как оба входа находятся на одном выводе,
и пусковой и возвращающий импульс отличаются только поляр-
ностью.
Раздельные /? и S-входы можно получить при последова-
тельном включении туннельного диода и двух нагрузочных ре-
зисторов Д (2Д » |/?отрвд|), как показано на рис. 6.27, а. На-
пряжение на диоде £/д также может иметь два различных значе-
ния, соответствующих состояниям А и В, однако всякое
Рис. 6.27. Варианты схем триггеров на туннельных диодах.
изменение ия распределяется поровну между сопротивлениями
резисторов R. Таким образом, существует два дополнительных
выхода Q и Q (конечно, определение диапазонов напряжений,
соответствующих 0 и 1, различно для Q и Q). Входные импуль-
сы на S приводят к переходу Q-+ 1, входные импульсы той же
полярности на R вызывают переход Q->0. Введение в эту схему
двух диодных пропускателей Д1 и Дг (см. рис. 6.27, б), которые
направляют входной сигнал на соответствующий вход схемы, по-
зволяет работать ей как Т-триггер [19]. Напряжения смещения
L/’i и t/2 пропускающих диодов должно лежать между 0 и 1 соот-
ветствующих выходных напряжений. Аналогичные схемы пред-
ставлены и другими авторами [20, 21, 69]. Скорость счета огра-
ничивается больше пропускающими диодами и Д2, чем тун-
нельными. Выходной сигнал может быть снят с анода или катода
туннельного диода. Однако, чтобы избежать помех со стороны
последующих цепей, рекомендуется использовать разделитель-
ный транзисторный каскад. Один из вариантов такого разделе-
ния показан на рис. 6.27, б. Здесь напряжение питания подается
через переход эмиттер — база транзистора Тг. На коллекторе Г2
получается сигнал тока (U2— Ui)/2R.
298

Для распределения выходов Q и Q применяют два транзисто-
ра при включении по схеме с общей базой (22, 69], тогда направ-
ляющие диодные пропускатели управляются разделенными вы-
ходными сигналами. Схема, приведенная на рис. 6.27, в, работает
удовлетворительно до частот 250 Мгц.
Другая часто применяемая схема основана на замене нагру-
зочного резистора 7'Д1 другим туннельным диодом (ТД2 на
рис. 6.28, а) [23]. Две из трех точек пересечения двух характе-
ристик диодов стабильны. В точке А почти все падение напряже-
ния С7П приложено к ТД2 (Q = 0), в точке В — к ТДЬ следова-
тельно, ил~ Un (Q = 1). Если схема дополнена накопительным
а	6	в
Рис. 6.28. Схемы триггеров на сдвоенных туннельных диодах, предложенные
в работе [23].
элементом, таким, как небольшая индуктивность L (см.
рис. 6.28, б), то входные импульсы вызывают ее переопрокиды-
вание из одного стабильного состояния в другое (индуктивность
сохраняет первоначальное направление тока в продолжение про-
цесса переключения). Эта схема работает до 400 Мгц [24]. В ра-
боте [25] использован симметричный ввод входных импульсов
с помощью имлульсного трансформатора с двумя раздельными
вторичными обмотками и отдельного соединительного диода на
каждый туннельный диод. В этой схеме скорость счета, по-види-
мому, ограничивается в основном соединительными диодами.
Чувствительность схемы, приведенной на рис. 6.28, б, может быть
улучшена, если ввести еще одну небольшую индуктивность в точ-
ке X. Для больших скоростей счета (около 300 Мгц) используют
вместо дросселей закороченные коаксиальные кабели (см.
рис. 6.28, в) [26].
В работе [70] приведен подробный анализ схем с парами
встречно включенных туннельных диодов.
Для счета применяют и обычный триггер (см. рис. 6.26), ко-
торый требует включения инвертора для создания импульса про-
тивоположной полярности, возвращающего триггер в исходное
состояние [27]. Инвертор состоит из мультивибратора на тун-
299

нельном диоде и инвертирующего трансформатора. Вследствие
высокой скорости переключения простой отрезок коаксиального
кабеля действует как трансформатор. На рис. 6.29 приведена
схема для отрицательной логики, которая не требует специаль-
ного объяснения. Один триггер такой схемы работает надежно
до частот в 400 Мгц. Однако при последовательном включении
нескольких триггеров из-за необходимости их разделения ско-
рость счета уменьшается до 250 Мгц.
ТД-ВСА3129
Д-НД5001
Рис. 6.29. Принципиальная схема
быстродействующего Г-трнггера
на туннельных диодах (отрица-
тельная логика) [27].
Несколько отклоняясь от систематики, укажем на возможность создания
схем на туннельных диодах, имеющих более двух стабильных состояний.
Для декадных счетчиков особый интерес представляют схемы с десятью
стабильными состояниями. На рис. 6.30
приведена схема с десятью включенны-
ми последовательно туннельными дио-
дами [28]. Такая система дает зависи-
мость /д от ия, имеющую десять обла-
стей напряжений с отрицательным со-
противлением. При питании постоянным
током /о система имеет 11 стабильных
состояний от 0 до 10. Последнее состоя-
ние делают нестабильным введением
дискриминатора (Л) с пусковым поро-
том между девятым и десятым положе-
ниями. Этот дискриминатор возвращает
схему в состояние 0 с помощью Т?. Воз-
вращающий импульс служит в то же
время выходным импульсом для после-
дующего декадного счетчика. Максималь-
ная скорость счета ограничивается глав-
ным образом вспомогательными транзи-
сторными схемами. В работе [29] приве-
дена характеристика с десятью областями отрицательного сопротивления, ко-
торая получена при последовательном включении всего лишь четырех туннель-
ных диодов. Конечно, соответствующие наибольшие и наименьшие токи дио-
дов должны удовлетворять определенным условиям.
Один простой туннельный диод может иметь три стабильных состояния,
если использовать его динамическую характеристику, которая обладает двумя
и большим числом областей с отрицательным сопротивлением в диапазоне
частот от 1 до 100 Ггц (так называемый битриполь) (30].
Несмотря на возможность прямого построения декадных счетчиков на
туннельных диодах, они обычно выполняются с использованием 7-триггера
и пятикратной пересчетной схемы. Для создания последней могут быть при-
менены схемы па пяти туннельных диодах (рис. 6.30) [31] или кольцевые
счетчики на туннельных диодах с пятью триггерами (27]. В работе [32] приве-
ден очень надежный кольцевой счетчик на туннельных диодах, разделенных
транзисторами (рис. 6.31). Если предшествующий транзистор закрыт, то тун-
нельный диод имеет два возможных стабильных состояния А и В. Транзис-
тор, следующий за ТД в состоянии А, закрыт, а в состоянии В находится
в насыщении. Поэтому ТД, следующий за ТД в состоянии В, находится в со-
стоянии С. Следовательно, за состоянием В всегда следует С, а за состояни-
ем С ->• А или В. Полный ток устанавливают так, чтобы получалось, например,
состояние ВСВСА. Пусковой импульс вызывает переход	следующий
каскад переходит в состояние С, а последующий импульс осуществляет пере-
ход С-*-А. Следовательно, А смещается на две позиции на каждый пусковой
импульс (например, ВСВСА -* САВСВ -> СВСАВ АВСВС и т. д). При
значениях компонент, указанных на схеме, можно получить скорость счета
~70 Мгц. Если использовать CaAs-туннельные диоды и более быстродейству-
300

ющие кремниевые транзисторы, можно увеличить скорость счета до 140 Мгц.
Современные элементы позволяют получить скорости счета до 300 Мгц [71].
Декадный счетчик — ГД-триггер с последующим кольцевым счетчиком — ра-
ботал хорошо до частоты 500 Мгц. Несколько другой кольцевой счетчик на
туннельных диодах, работающий до 500 Мгц, приведен в работе [73].
Рис. 6.30. Десятичная пересчетная схема на туннель-
ных диодах [28].
Рис. 6.31. Кольцевая пересчетная схема иа туннельных диодах
и транзисторах [32].
6.2. ПЕРЕСЧЕТНЫЕ СХЕМЫ И РЕГИСТРЫ
Сдвигающие регистры. Сдвигающие регистры представляют
собой цепочки триггеров, способные накапливать закодирован-
ную цифровую информацию и сдвигать ее на одну цифру на
каждый тактирующий импульс (рис. 6.32). Предполагается, что
применяемые ^S-триггеры переключаются без задержки. Пер-
воначально некоторая информация накоплена в четных тригге-
301

pax группы II, например слово 1011. Тактирующий импульс ТИ1
передает эту информацию в нечетные триггеры группы I, а сле-
дующий импульс ТИП переводит эту информацию в последую-
щие триггеры группы II. Следовательно, для сдвига на одну
ступень требуется два импульса I и II, поступающие в правиль-
ной последовательности. Так как триггеры работают без задерж-
ки, поэтому в схему рис. 6.32 и введены промежуточные реги-
стровые элементы в форме триггеров I, иначе могут возникнуть
неопределенные состояния при прямой передаче состояний триг-
геров только внутри одной цепочки II.
™ZJ1_П__П_
п_Л—П-7
Рис. 6.32. Принципиальная схема сдвигающего регистра с двумя тригге-
рами на каскад.
Однако расход в два триггера на 1 бит накопленной инфор-
мации слишком велик и может быть принят только в исключи-
тельных случаях. Практически почти всегда промежуточное на-
копление осуществляется с помощью каких-либо звеньев, дейст-
вующих в качестве динамических накопительных элементов.
Если тактирующий, или, иначе, сдвигающий, импульс достаточно
короток, например в результате дифференцирования, то доста-
точна задержка, связанная с собственным временем распростра-
нения сигнала в триггерах. На рис. 6.33 приведены два примера
практических схем сдвигающего регистра, в которых использует-
ся задержка сигнала за счет времени распространения в тригге-
ре. В сдвигающем регистре, построенном из Ef-триггеров (без
управляющих пропускателей, см. рис. 6.20), задержка /3 указана
с помощью специального символа, в сдвигающем регистре на JK-
триггерах сам символ триггера включает задержку. В обоих слу-
чаях длительность продифференцированного сдвигающего им-
пульса должна быть меньше, чем задержка tz. В сдвигающем
регистре EF сдвигающий импульс сначала сбрасывает на нуль
все триггеры (т. е. Q->1). Все каскады, первоначально нахо-
дившиеся в состоянии 1 (т. е. Q — 0), выдают короткие импуль-
сы 1 при переходе 0->1, которые задерживаются на 6 и пере-
водят соответствующие последующие каскады в состояние 1.
Сдвигающий регистр на триггерах JK не требует объяснений.
302

Направление сдвига может быть легко обращено, если триг-
геры соединяются с помощью пропускателей, позволяющих ме-
нять последовательность их коммутации. На рис. 6.34 показана
схема сдвигающего регистра EF, приведенного на рис. 6.33. Для
Рис. 6.33. Схема сдвигающих регистров, собран-
ных на неуправляемых ЕГ-триггерах (а)
и на /К-триггерах (б).
Рис. 6 34. Схема реверсивного сдвигающего регистра.
большей простоты поясняющие символы задержки здесь опу-
щены. В зависимости от того, какой из пропускателей И открыт
«левый» или «правый», сдвигающие импульсы смещают содер-
жание регистра влево или вправо.
Сдвигающие регистры применяются, например, в качестве
счетчиков или кольцевых регистров в арифметических устройст-
вах счетных машин, однако чаще сдвигающий регистр служит
для параллельно-последовательного преобразования цифровых
303

сигналов. Такой преобразователь показан на рис. 6.35. Сначала
все //(-триггеры устанавливаются в состояние 0 вспомогатель-
ным сигналом, затем короткий импульс чтения открывает про-
пускатели, соединяющие параллельные входы Pi, Р2,..., Р5 к со-
ответствующим установочным Р входам триггеров. Таким обра-
зом, триггеры устанавливаются в соответствии с информацией
на входах Pi — Р5. Последовательность из пяти сдвигающих им-
пульсов приводит к появлению этой информации в последова-
тельном представлении на выходе последнего триггера. Если
Рис. 6.35. Схема пятиразрядного преобразователя па-
раллельного кода в последовательный.
в процессе сдвига входы первого триггера присоединены к по-
стоянным напряжениям J = О, К = 1, то во все триггеры запи-
сывается логический 0, поэтому последующая установка на О
преобразователя становится ненужной.
Импульсные пересчетные схемы. В вычислительной технике
импульсный счетчик используется главным образом для выпол-
нения последовательных операций переключения, а в ядерной
метрологии подсчет числа импульсов используется для опреде-
ления скоростей счета, отражающих фундаментальные физиче-
ские величины, такие, как активность источника, вероятности
переходов, эффективные сечения реакций и т. д. Таким образом,
подсчет числа импульсов — это наиболее важная операция
ядерной электроники.
Кольцевые пересчетные схемы. Всякий сдвигающий регистр,
или, точнее, всякий кольцевой регистр, можно использовать в ка-
честве n-кратной пересчетной схемы с произвольным основани-
ем п. В таких схемах перед началом счета все триггеры, за ис-
ключением одного (п — 1), устанавливаются на нуль, а один
устанавливается на единицу. Декадная пересчетная схема тако-
го типа показана на рис. 6.36. Состояние Qo = 1, a Qi = Q2 =
...= Qg = о устанавливается импульсом Сброс. Подлежащие
счету импульсы подаются на вход вместо сдвигающих им-
304

пульсов, каждый входной импульс сдвигает установленную еди-
ницу на одно положение вправо. Десятый входной импульс вос-
станавливает первоначальное состояние и одновременно вызы-
вает переход 0 -> 1 иа выходе Qg; этот импульс дифференцирует-
ся и используется в качестве выходного для последующей
декады. Состояние счетчика фиксируется на десяти выходах от
Qo до Qg с помощью простейшего цифрового кода 1 из 10.
Вход
Сброс
QaQiQzQjQiOfOsQfQjfy
1 00000000 0'
0100000000
0010000000
0001000000
0000100000
0000010000
0000001000
0000000100
0000000010
OAJLOJJLJLiJLL.
1 00000000 0~
Рис. 6.36. Сдвигающий регистр, используемый как десятичная кольцевая
счетная схема.
Рас. 6.37. Два метода подавления распространения ложных, на-
чальных состояний регистра.
Если, например, какие-либо внешние помехи переводят бо-
лее чем один триггер в состояние 1, то эта ошибка автоматиче-
ски не корректируется. Этот недостаток может быть устранен,
если триггеры имеют дополнительную гальваническую связь,
допускающую лишь такое состояние, при котором только один
из них может находиться в режиме 1, или если применяется до-
полнительная пропускающая система для подавления нежела-
тельных состояний (рис. 6.37). Первый метод — это введение
резисторов различной величины в каскады с общим эмиттером
20 Заказ 199
305

соответствующих левых и правых резисторов всех триггеров.
Этот метод может быть применен к триггерам, показанным на
рис. 6.23, б. Эмиттерный каскад с наибольшим сопротивлением,
в котором открыт только один транзистор, можно использовать
в качестве счетного входа. Полярность входного импульса сле-
дует выбрать так, чтобы соответствующий открытый транзистор
закрывался. Если применяются триггеры, не связанные по эмит-
терам (например, интегральные схемы), за состоянием первых
(п—1) триггеров следит пропускатель И, который допускает
считывание 1 в первый триггер только при условии Qo = Qi —
... = Qe = 0 (см. рис. 6.37, б).
Вход
о—
вход
о—
Рис. 6.38. Кольцевой счетчик с перекрестными связями (а)
и схема контроля начальных состояний (6).
При использовании сдвигающих регистров двух направлений
(см. 6.34) получают кольцевые пересчетные схемы, выполняю-
щие сложение и вычитание импульсов.
Число триггеров, приходящееся на n-кратный пересчет, мож-
но уменьшить до п/2, используя так называемое скрученное
кольцо (аналогично ленте Мёбиуса). Соответствующая декадная
пересчетная схема, содержащая пять триггеров, показана на
рис. 6.38, а. Вследствие перекрестных соединений Тг$ и Тг\ ре-
гистр, как это видно из функциональной таблицы, сначала за-
полняется единицами, а затем нулями. Аналогично схеме, при-
веденной на рис. 6.38, б, распространение ложных начальных
состояний исключается с помощью пропускателя типа И, кото-
рый допускает считывание логической единицы в Тг\ лишь после
того, как все триггеры получают логический 0. Быстродействую-
щая кольцевая пересчетная схема с перекрестными соединения-
ми была рассмотрена в работе [74].
Двоичные пересчетные схемы. При последовательном соеди-
нении п триггеров получается двоичная пересчетная схема
с 2П состояниями (т. е. состояния 0,..., 2п— 1). Пример, соответ-
ствующий п = 5, приведен на рис. 6.39. Перед началом счета
схема переводится импульсом Сброс в состояние Qo = Qi =
306

... = Q< = 0. Входные импульсы переопрокидывают триггер Тго.
При каждом переходе Q — 0 -> 1 входной импульс направляется
в Тгь В последующих каскадах процесс счета соответственно
повторяется. Состояние счетчика фиксируется на параллельных
выходах в двоичном коде.
Если принять меры для подавления шести состояний из воз-
можных 24 = 16, то можно построить декадную пересчетную схе-
му, содержащую четыре триггера. Простейший способ состоит

Рис. 6.39. Двоичная пересчетная схема, состоящая из «-триггеров типа Т.
Вход
о—
о—
Сброс
Qs Q? Qi до
0 0 0 0
Рис. 6.40. Десятичная счетная схема с обратной связью и кодом 1—2—4—2.
в создании шести дополнительных импульсов в процессе счета
первых десяти импульсов. Учитывая, что запуск второго тригге-
ра соответствует двум входным импульсам, а запуск третьего —
четырем входным импульсам, для достижения нужного эффекта
необходимо дополнительно добавить по единице в Тг1 и Тг2 при
подсчете десяти импульсов. В часто применяемой схеме
(рис. 6.40) это осуществлено за счет обратной связи между вы-
юдом Q3 и входами Р Tei и Тгя. До седьмого импульса система
работает в двоичном режиме. Восьмой входной импульс вызыва-
ет переход Q3-»-1, продифференцированный (и задержанный)
импульс, соответствующий переходу Q3 -* 1 дополнительно через
цепь обратной связи, осуществляет переходы Qi -> 1 и
Следовательно, после десяти входных импульсов счетчик возвра-
щается в начальное состояние и генерирует выходной импульс
для последующей декады.
20*	307

Принцип обратной связи может быть применен не только в случае осно-
вания, равного десяти. Возвращая назад восьмой импульс на разное число
первых триггеров, можно имитировать 0, 1, 2, ..., 7 входных импульсов. Сле-
довательно, при использовании четырех триггеров можно осуществить пере-
счетные схемы с основанием 9, 10, 11, ..., 16. Обобщение этого метода на п
триггеров позволяет получить пересчетные схемы с кратностью между 2П~* +
+ 1 и 2". Кроме того, можно использовать несколько цепей обратной связи.
Общий случай различных цепей обратной связи рассмотрен в работе (33].
Импульс обратной связи можно получить не только от вось-
мого входного импульса. Например, код 2—4—2—1 возникает
из чистого двоичного кода, если добавить 6 ко всем двоичным
выражениям, начиная с 5 (0101). Следовательно, в соответству-
ющей десятичной пересчетной схеме (рис. 6.41) состояние 0101
управляется пропускателем И кода X = Qo • Q2 • Оз- После пято-
го входного импульса X становится 1, этот переход 0-> 1 пере-
водит триггеры Tzi и Тгч с помощью вспомогательных входов
так, что Qi 1 и Q2 —0. При последнем переходе также осуще-
ствляется Q3-> 1. Любой счетный код, кроме метода обратной
связи, можно осуществить с помощью пропускателей, управляю-
щих коммутацией импульсов к соответствующим триггерам. Этот
способ иллюстрируется рис. 6.42, на котором показана десятич-
ная пересчетная схема с двоичным кодом. Вплоть до восьмого
входного импульса пропускатель X открыт и схема работает
с двоичным кодом; после восьмого импульса X закрыт, a Y от-
крыт, Десятый импульс, вызывающий переход на выходе Qo
с 0 —1 через пропускатель У», возвращает триггер Тг$ в состоя-
ние Q3 = 0, восстанавливая начальное условие 0000. В то же
время на Q3 -> 1 появляется выходной импульс.
Реверсивные пересчетные схемы. Иногда при вычитании фо-
на из общего счета требуется счетчик, который может изменять
состояние на +1 или на —1. На рис. 6.43 показан принцип дей-
ствия такого счетчика; для простоты выбрана двоичная пере-
счетная схема. В зависимости от того, открыт верхний или ниж-
ний пропускатель И, бинарная цепочка ведет счет в прямом или
обратном направлении. Короткие входные импульсы (сложение
или вычитание) формируются в двух одновибраторах ОВ. Они
пересчитываются первым триггером Тг$ и в то же время откры-
вают пропускатели для прямого или обратного счета. Длитель-
ность выходных импульсов одновибраторов должна быть больше
максимально возможной задержки распространения сигнала че-
рез двоичную счетную цепочку. Взаимный запрет по входам сло-
жения и вычитания защищает пересчетную схему от совпадаю-
щих импульсов разного направления.
Если счетчик такого типа должен использовать один из де-
сятичных кодов, то схема, приведенная на рис. 6.43, должна
быть дополнена соответствующими цепями обратной связи или
управляющими пропускателями, которые должны быть различ-
ны для прямого и обратного счета.
308

Qo	Qi	Чг	03 вход
Рис. 6.41. Десятичная пересчетная схема с кодом 2—4—2—1.
Q3 Q г Qi Q/г
0 0 0 0
Рис. 6.42. Двоично-десятичная пересчетная схема, управляемая пропуска-
телями.
Вычитание
Рис. 6l43. Реверсивная пересчетная схема с двоичным
кодом.

Очевидно, скорость счета этой схемы определяется не раз-
решением первого каскада, а значительной большей задержкой
распространения сигнала от первого до последнего каскада,
включая мертвое время, вносимое одновибратором *. Поэтому
в качестве вычитающих пересчетных схем чаще используют син-
хронные схемы.
Синхронные пересчетные схемы. В синхронных пересчетных
схемах все каскады управляются вместе синхронно с входным
импульсом. Проблема мгновенного формирования всех считае-
мых цифр возникает помимо дифференциальных пересчетных
схем в тех случаях, когда состояние свободного работающего
Рис. 6.44. Двоичная пересчетная схема с синхрон-
ным управлением.
счетчика должно считываться параллельно в регистр без пере-
рыва процесса счета (как показано на рис. 6.35). Такие операции
необходимы в связи с прямым цифровым кодированием интер-
валов времени и т. д. В процессе считывания считывающий им-
пульс должен подаваться между двумя входными считываемыми
импульсами, но через время, достаточное для обеспечения уста-
новившегося равновесия после предшествующего импульса,
(с учетом старших счетных каскадов).
Принцип действия синхронной пересчетной схемы очень прост
(рис. 6.44). Входной сигнал подается на все триггеры через про-
пускатели, управляемые состоянием всех предшествующих триг-
геров. Следовательно, все триггеры опрокидываются синхронно
с входным импульсом. Двоичная пересчетная схема (см.
рис. 6.44) может быть легко превращена в десятичную. В случае
двоичных систем число входе® отдельных управляющих пропус-
кателей возрастает на единицу на каждый пересчетный каскад
* Этот недостаток может быть устранен введением соответствующих за-
держек вдоль цепи линий, управляющих пропускателями при одновременном
сокращении длительности импульсов ОВ.— Прим, ред
310

и очень скоро достигает неприемлемой величины. Поэтому для
больших пересчетных систем предпочтительнее изолированные
подсистемы из трех-четырех триггеров (например, декад), по-
строенные по принципу синхронных пересчетных схем, общая же
система обычно является асинхронной. Кольцевые пересчетные
схемы также работают синхронно.
ТИ
Рис. 6.45. Динамическая пересчетная
схема, состоящая из кольцевого ре-
гистра и сумматора.
Пересчетные схемы, состоящие из регистра и сумматора. На
рис. 6.45 приведена так называемая динамическая пересчетная
схема, состоящая из кольцевого регистра (аккумулятора) и
сумматора ( + ). Содержание регистра непрерывно циркулирует
либо однократно проходит че-
рез сумматор для каждого
входного импульса. В соответ-
ствии с состоянием другого вхо-
да сумматора содержание ос-
тается неизменным, увеличива-
ется или уменьшается на 1.
Время, затрачиваемое на про-
стое прибавление (вычитание)
1, непропорционально велико.
Тем не менее подобная система
ства, если с одним сумматором скомбинировано несколько реги-
стров в мультишкальную систему, выполняющих,
функцию накопления.
имеет определенные преимуще-
например,
Индикация состояния счетчика. Для оптической индикации
состояния пересчетных схем достаточно присоединить к выходам
Q или Q всех триггеров небольшие индикаторные лампочки,
в случае необходимости с дополнительными усиливающими ком-
понентами. В этом случае индикация происходит в используемом
бинарном коде. Для индикации часто применяют триоды DM160
(или эквивалентные им) с анодом, покрытым флуоресцирующим
составом, или небольшие газоразрядные лампы (рис. 6.46). Из-
за высокого напряжения зажигания (100 в) газоразрядные лам-
пы должны присоединяться к логическим выходам с помощью
усилителя с высоковольтным транзистором 1\. Смещение Uo на
катоде DM160 или эмиттере 7\ выбирают между логическим 0
и 1. Следовательно, DM160 или Г] открыты только при 1. Обыч-
но требуется десятичная индикация с помощью арабских цифр.
Самый простой способ заключается в использовании десяти ин-
дикаторных ламп, обозначенных 0, 1,2,..., 9 на декаду. Широкое
применение получили газоразрядные индикаторы с десятью элек-
тродами, имеющими форму цифр от 0 до 9 (так называемые
индикаторы Никеи). Входы десяти индикаторных ламп или де-
сять электродов индикаторов Никеи присоединяют к выходам
четырех триггеров декады с помощью кодирующей матрицы. На
рис. 6.47 соединение выполнено в соответствии с кодом 1—2—
4—2.
311

Рис. 6.46. Индикация состояния триггера с помощью
специальных триодов (например, DM160) или газораз-
рядных ламп, управляемых транзистором.
Рис. 6.47. Декодирующая матрица для схемы
рис; 6.40.

В общем случае для кодирующей матрицы необходимо иметь
десять пропускателей И с четырьмя входами каждый. Однако
так как используются не все 16 возможных состояний тетра-
ды, то некоторые связи легко исключить без введения неопреде-
ленностей. Такой принцип декодирования применим ко всем ко-
дам.
Пропускатели типа И осуществляют с помощью различной
логики, например с использованием диодов. Однако, поскольку
временное разрешение не является критичным, предпочитают
применять более дешевые РТЛ-системы. На рис. 6.48 в качестве
примера для получения пропускателя И применен нелинейный
транзисторный усилитель (см. рис. 6.46), который может быть
Рис. 6.48. РТЛ-пропускатель типа И с индикацией со-
стояния.
дополнен двумя, тремя или четырьмя входными сопротивле-
ниями.
Смещение Ua подбирают так, чтобы индикаторные лампы
загорались лишь при А — В = С = 1. Если значения входных
напряжений, соответствующие логическому 0 или 1, определены
не строго, то подобные РТЛ-пропускатели могут вызывать за-
труднения.
В работе [34] приведено исследование декады до 20 Мгц с ненасыщенны-
ми транзисторами. Простая схема с обратной связью для кода 1—2—2—4
рассмотрена в работе [35]; в работе [36] приведена реверсивная десятичная
пересчетная схема. Десятичная пересчетная схема с пониженным числом ком-
понент за счет использования всего двух триггеров и цепи с тремя стабильны-
ми состояниями рассмотрена в работе [37]. Очень часто декадные пересчетные
схемы состоят из комбинации триггера и кольцевой пересчетной схемы, содер-
жащей пять элементов Эти так называемые двоично-пятеричные схемы поз-
воляют получить высокую скорость счета [38 39].
Существуют также различные специальные счетные лампы, например
лампы с холодным катодом (декатроны), вакуумные лампы с накаливаемым
катодом EIT [40—42]. Однако в современных схемах эти лампы используются
редко.
313

6.3. ЛОГИЧЕСКИЕ И АРИФМЕТИЧЕСКИЕ ЦИФРОВЫЕ СХЕМЫ
Сравнение цифровых кодов чисел. Очень часто нужна схема,
которая должна решать, какое из двух данных чисел больше
(или проверить их равенство). На рис. 6.49 приведен пример
двух одноразрядных двоичных.чисел А и В. В зависимости от
того, какое из трех соотношений А > В, А = В или А < В вы-
полняется, выходной импульс появляется на выходе W+, W— или
W~ соответственно. Соотношение W— = А • В V А • В можно да-
лее упростить с помощью булевой алгебры. Подсчет будет про-
Рис. 6.49. Сравнение одноразрядных двоичных чисел
А нВ.
веден подробно в качестве еще одного примера применения ос-
новных логических правил:
W= = А • В V А • 3= (Л V В) (Л V В) =
= Л•В V Л•В = (Л • В)  (Л • В).
Следовательно
1Г= = 1гФ~.	(6.7)
Число пропускателей на рис. 6.49 можно уменьшить согласно
соотношению (6.7). При многоразрядных двоичных кодах долж-
но проводиться отдельное сравнение каждой цифры, начиная
с цифры наивысшего разряда. При этом уже установленное не-
равенство не изменится за счет цифр младших разрядов (напри-
мер, 10000 > 01111). На рис. 6.50 приведена схема компаратора
для двух бинарных разрядов числа, содержащего п + 1 цифру.
В схеме реализуется соотношение (6.7). Сравнение последующей
цифры разрешено только в том случае, если предшествующие
цифры равны. Если все соответствующие пары цифр равны, то
отмечается равенство указанных чисел. Неравная пара цифр
высшего разряда дает асимметричный сигнал, блокирующий по-
следующие пропускатели, и вызывает появление 1F+ = 1 или
U7- = 1 через соответствующий пропускатель И — НЕ. Эта струк-
тура детально исследована в работе [43, 44]. Такой двоичный
компаратор можно также использовать для двоично закодирб-
314

ванных десятичных чисел, если в тетрадном коде применяется
высший двоичный эквивалент, соответствующий большему числу.
Очевидно, что все три тетрадных кода, приведенные в табл. 6.1,
удовлетворяют этому условию.
Передача данных. В результате подсчета импульсов интере-
сующие исследователя данные обычно присутствуют в виде п па-
раллельного представления на выходах Q или Q пересчетных
триггеров. Хотя параллельная передача по п линиям является
самой быстрой, она требует применения значительного числа
пропускателей по числу линий. Экономичным, хотя и связанным
Рис. 6.50. Схема компаратора чисел с л + 1 разрядом, по-
строенная в соответствии с соотношением (6.7).
с увеличенными затратами времени является преобразование ин-
формации из параллельного представления в последовательное
и его последующая передача по одной линии. Для последователь-
ной передачи в качестве входных и выходных устройств удобнее
всего пользоваться сдвигающими регистрами (рис. 6.51). Оба
сдвигающих регистра должны управляться одними и теми же
времязадающими импульсами ВИ. (Когда передача производит-
ся по длинным линиям связи и сопровождается значительной
задержкой сигнала, последовательность времязадающих импуль-
сов принимающего сдвигающего регистра должна быть соответ-
ственным образом задержана.) Последовательное представление
можно получить без громоздкого преобразователя, показанного
на рис. 6.35, если параллельные выходы пересчетной системы
опрашиваются последовательно (см. рис. 6.51, б). Опрашиваю-
щий импульс ВИ задерживается между входами соседних про-
пускателей И как раз на один тактирующий интервал времени.
Эта задержка осуществляется цепочкой триггеров, управляемых
времязадающими импульсами. В этом случае получается сдви-
гающий регистр, действующий подобно линии задержки, в кото-
рой логическая 1 перемещается слева направо. Однако можно
также использовать пассивные линии задержки (45]. Другой
315

сдвигающий регистр или обращенная последовательно-парал-
лельная преобразующая система с линиями задержки выполня-
ет роль «приемника».
В работах {46, 47] сообщено о применении при передаче цифровых данных
на большие расстояния обычных телефонных линий. Специальные проблемы
возникают в тех случаях, когда при передаче информации приходится связы-
вать области линии с резким изменением напряжений, например при передаче
сигналов от счетных систем, расположенных в высоковольтной части ускори-
теля, к заземленным обрабатывающим системам {75, 76]. В этих случаях пред-
почтение отдают световой цепи связи (источник света приемник) [77].
Параллельный
Последовательная
Параллельный вход
5
гч Последова-
i^-отельный
“ выход
Рис. 6.51. Принцип последовательной передачи данных от од-
ного сдвигающего регистра к другому (а) и параллельно-по-
следовательное преобразование последовательным опросом
параллельных выходов (б).
Сложение. Математическую операцию сложения двух чисел
в принципе можно осуществить с помощью пересчетной схемы,
подсчитывающей последовательно импульсы первого и второго
чисел. Если применять реверсивные пересчетные схемы, то мож-
но производить и операцию вычитания. Обычно складываемые
числа представлены не в виде последовательностей импульсов,
а уже закодированы в виде цифрового параллельного или после-
довательного представления, поэтому сложение может быть вы-
полнено с помощью логических схем. При использовании двоич-
ного кода сложение осуществляется очень просто. Например,
сложение чисел 12 (1100) и 14 (1110) имеет последовательность
12
14
26
(1	1)-	(1)-|	, (0)<-	(0)-	С (перенос)
		1	1	0	0 Л
		1	1	1	0 В
1	(1) 1 (1) 0 (0) 1	(0) 0 S (сумма)
(6.8)
316

В примере (6.8) переносы к цифре более высокого разряда
указаны особо. К последней значащей цифре (младшего разря-
да) не может быть переноса, следовательно, Со = 0 и сумма
имеет только два члена (операнда) Ао, Во. Сумма So и перенос
Ci к цифре следующего высшего разряда формируется в так
называемом полусумматоре, функциональная таблица которого,
схематический символ и две возможные схемы показаны на
рис. 6.52. Используя правила булевой алгебры, можем легко
проверить, что
So = Aq • Bq V Ло • Bq = (До V Во)  (А  Bq) =
= (До • Во) V (До • Во).
Какую из приведенных схем использовать зависит от того, какие
сигналы есть До и До или Во и Во и т. д. Конечно, можно приме-
нять и другие комбинации пропускателей.
Полный сумматор для больших цифр старших разрядов дол-
жен иметь три входа (Л„, Вп, Сп) и два выхода (Sn, Cn+i). На
рис. 6.53 приведены для этой системы функциональная таблица,
схематический символ и некоторые альтернативные практические
схемы. Полусумматоры изготавливаются в виде отдельных мо-
дулей, полный сумматор легко получить из двух полусумматоров
(отсюда название «полусумматор»). Если сумматор должен
быть составлен из отдельных пропускателей типа И, ИЛИ,
И — НЕ или ИЛИ — НЕ, то число пропускателей можно не-
сколько уменьшить соответствующим преобразованием выраже-
ний Sn и Сп+Ь На рис. 6.53 показан один вариант, состоящий
лишь из четырех пропускателей ИЛИ, четырех пропускателей И
и одного инвертора; читателю предлагается самостоятельно по-
лучить соответствующие логические выражения для Sn и Сп+ь
Для сложения двух двоичных чисел при последовательном
представлении необходимо использовать один полный сумматор
(рис. 6.54); разряд переноса Cn+i задерживается триггером Тг
(соответствует однокаскадному сдвигающему регистру) на одни
цифровой интервал времени и подается на вход Сп. Вместо того
чтобы применять отдельный сдвигающий регистр СРз для сум-
мы, выход Sn обычно вновь присоединяют к входу CPi. Следо-
вательно, после суммирования результат S = А + В появляется
в сдвигающем регистре CPi, называемом аккумулятором.
Вычитание осуществляется сложением с так называемым до-
полнением до единицы вычитаемого числа. Например, первона-
чальное число 10110111 дает дополнение до единицы 01001000.
Очевидно, что формирование дополнения до единицы состоит
в простой инверсии первоначального числа и может быть выпол-
нено при последовательном представлении одним инвертором.
Результат вычитания следует еще поправить на единицу в по-
следней значащей цифре, если добавление дополнения до едини-
317

So^f
0 0
1 о
1 о
О 1
о о
О 1
1 о
11
АдВд
С^АдВд
S -О
С -О
СимВо/г схемы
ООО
0 0 1
О 1 0
0 11
Рис. 6.52. Схемы полусумматоров.
Sn*An(BnCnvBn£n)vAn(BnCnvBfj!n)
~^п^п ^Ап(ёпСп V ВпСп)
10 0
1 0 1
1 1 О
111
Рис. 6.53. Схемы полного сумматора.
импульсы

Рис. 6.54. Сложение двоичных чисел при их последо-
вательном представлении.

цы дает «переполнение»:
23	10Ш	10111
— 9 ->01001 -> +10110
14	?	(1) 01110	(6.9)
>--------->1
01110( = 14)
Детальное обсуждение числовых математических соотношений, а также
меры, которые должны быть приняты при «переполнении) аккумулятора при
чистом сложении, можно найти в работе (12] и других монографиях по вы-
числительным машинам.
Рис, 6.56, Схема десятичного сумматора для кода 2—4—
2—1 при параллельном представлении тетрады.
При параллельном представлении сумма формируется мгно-
венно, выход каждого сумматора присоединен к входу цепи пе-
реноса следующего старшего разряда. Если числа представлены
* десятичном коде с использованием двоичных тетрад, то сло-
жение следует производить сначала в пределах каждой декады.
Любой десятичный перенос поступает на следующую старшую
декаду. Если коды представлены в виде тетрад, даже сложение
в пределах декад желательно выполнять по двоичной системе,
а все неверные, так называемые псевдотетрады сначала исправ-
лять в корректирующей цепи. Например, в случае кода 2—4—
2—1 двоичное сложение двух чисел всегда дает правильный ре-
зультат (включая десятичный перенос), исключая случаи, когда
появляется одна из следующих псевдотетрад: 0101, ОНО, 0111,
1000, 1001, 1010. Промежуточный результат должен быть исправ-
лен двоичным прибавлением ОНО в случае, когда нет десятич-
319

ного переноса (это соответствует добавлению 6) или двоичного
прибавления 1010, когда десятичный перенос присутствует (что
соответствует вычитанию 6.). При этом любые переносы, появля-
ющиеся в результате коррекции, должны быть подавлены.
На рис. 6.55 показан десятичный сумматор для чисел, задан-
ных параллельным представлением по коду 2—4—2—1. Верхний
ряд четырех полных сумматоров формирует двоичную сумму,
пропускатель проверяет присутствие псевдотетрад и инициирует
соответствующее поправочное добавление 0000, или ОНО, или
1010. Такой сумматор используют также при последовательно-
параллельном представлении, т. е. когда соответствующие раз-
ряды тетрады передаются параллельно, а отдельные десятичные
цифры — последовательно.
Для десятичного вычитания применяется добавление до де-
вяти (дополняющее число до ...9999) [12], например:
6382	6382
-2931	+7068
3451 * (1)3450	(6.10)
•---» 1
3451
Умножение и деление выполняются последовательным сло-
жением и вычитанием соответственно в пределах каждой циф-
ры. Умножение и деление на степени основания (т. е. 2П при
двоичном и 10та при десятичном представлении) выполняются
смещением влево или вправо на соответствующее число цифр.
Для смещения вправо на одну цифру подается один импульс на
вход управления сдвигающего регистра. Смещение влево осуще-
ствляется подачей (га— 1) импульса на га каскадный кольцевой
регистр. Математические подробности и детали схем приведены
в работе [12] и других монографиях по вычислительной технике.
Преобразование двоичного кода в десятичный. Очень часто
двоичное число должно быть переведено в десятичную цифровую
систему и наоборот. Рассмотрим два примера.
На рис. 6.56 приведена схема, преобразующая двоично-зако-
дированные числа в двоично-десятичное представление. Исполь-
зуется то обстоятельство, что установка в единицу первого, вто-
рого, третьего и четвертого триггеров декадной пересчетной схе-
мы соответствует 1, 2, 4 и 8 входным импульсам соответственно.
Переносы подаются на первый триггер следующей декады. Эту
схему необходимо дополнить линиями задержки в двоичных
входах, для того чтобы одновременно никогда не появлялась
логическая 1 более чем на одном входе любой декады. Сигналы
от определенных степеней 2 подаются на соответствующие входы
пересчетной системы преобразователя, который производит сло-
жение (например, 27 + 2е = 128 + 64 = 8 • 10° + 2 • 101 + 1 • 102,
затем 4-10° +6-101) *. Преобразователь для ядерных исследо-
ваний, основанный на указанном принципе, рассмотрен в [48], а
320

содержащий селекторные переключатели и вакуумные лампы —
В [49]
Можно использовать метод удвоения состояния счетчика и до-
Вавления 1 или 0 в соответствии с определенной цифрой двоич-
Рис. 6.56. Схема преобразователя из двоичного в десятичный
код.
во-закодированного числа [50]. Этот метод иллюстрируется при-
мером преобразования 110101 ->-53:
0	1	0
1
I
1 = 1
I ______
4 I
2-14-1=3
! i
2-3+0 = 6
I ________
I !
2.6 + 1 = 13
(6-П)
1 !
2-13 + 0 = 26
2-26 + 1 = 53
* Реальная схема должна быть много сложнее, так как обязана учиты-
вать исключение возможности направления в декады чисел, в сумме больших
девяти, выполняя в этом случае занесение в декады лишь остатка, превыша-
ющего девять с организацией переноса единицы в следующую декаду.—
Прим. ред.
21 Заказ 199
321

Это известный математический метод основан на следующем.
Последовательным удвоением первая цифра двоичного числа
старшего разряда, содержащего п + 1 цифру, умножается на 2,
вторая на 2”-1 и так далее, вплоть до последней, которая умно-
жается на 1 = 2°. Для схемы необходим десятичный счетчик, де-
кады которого имеют дополнительную пропускающую систему,
позволяющую производить удвоение с помощью общего импуль-
са. При состоянии декады больше 5 появляется перенос на сле-
дующую декаду. Однако так как каждое удвоение формирует
четные' цифры, которые оканчиваются 0 в двоично-десятичном
представлении, то начальное состояние первого триггера каждой
декады сразу после удвоения будет 0. Следовательно, только
первый триггер следующей декады устанавливается на 1 им-
пульсом переноса и не происходит распространения переносов
высшего порядка через счетную цепь. Двоичное число, подлежа-
щее преобразованию, подается, начиная со старшего разряда, на
вход первого триггера первой декады синхронно с удваивающи-
ми импульсами. Эта система работает очень быстро, так как на
один разряд двоичной информации приходится только одна ло-
гическая операция.
Обратное преобразование, т. е. из десятичного в двоичное,
выполняется аналогичным образом (см. работу (51]).
6.4. ЗАПОМИНАЮЩИЕ СИСТЕМЫ
Для накопления двоично-закодированной информации ис-
пользуют любые элементы с двумя стабильными состояниями.
Следовательно, триггер фактически является накопительным
элементом, а счетные схемы представляют собой системы памя-
ти с дополнительной способностью к логической операции при-
бавления 1, сдвигающие регистры также представляют собой
запоминающие устройства и т. д.
Однако создание запоминающих устройств большой емкости
иа триггерах или других активных элементах слишком дорого.
В случае неисправности источника питания, накопленная инфор-
мация теряется. В тех условиях, когда к системе не предъявляют-
ся дополнительные требования (суммирование и т. д.) или когда
не нужны большие скорости записи и считывания, применяю!
запоминающие устройства, собранные на дешевых пассивных
компонентах. В системах обработки данных используют главным
образом магнитные накопительные элементы.
Для систем с емкостью памяти свыше 105—10е бит предпочи-
тают применять непрерывные намагничиваемые элементы (лен-
ты, барабаны, диски и т. д.), меньший объем информации на-
капливают в системах, состоящих из дискретных элементов
(ферритовых колец). Обычно системе с увеличенной емкостью
соответствует возрастание времени доступа. Различают два типа
запоминающих устройств: системы с произвольной выборкой,
322

в которых контакт с каждой ячейкой памяти осуществляется
непосредственно, например возбуждением лишь избранной
группы ферритовых сердечников, и системы с последовательным
считыванием, где доступ к определенной ячейке памяти может
идти через большое число других ячеек (например, память на
магнитной ленте) *. Так как в запоминающих устройствах с по-
следовательным считыванием определенная ячейка выбирается
в большинстве случаев механическим способом (положение лен-
ты), то затрачиваемое время увеличивается. Тем не менее си-
стемы с последовательным считыванием успешно применяются
для накопления информации, поступающей с большой скоростью,
при условии, если статистические флуктуации скорости поступ-
ления информации уменьшаются с помощью буферного регистра-
тора (разравнивателя).
В зависимости от объекта применения выбирают различные
системы памяти. В многоканальных анализаторах, в системах
с большой кратностью пересчета или в качестве буферных реги-
стров применяют почти исключительно системы памяти на фер-
ритовых кольцах. Запоминающие устройства с магнитными лен-
тами или другие последовательные системы используют в анали-
заторах с очень большим числом каналов в многомерных ана-
лизаторах или для накопления результатов до их последующей
обработки в цифровых вычислительных устройствах.
Детальное обсуждение систем памяти выходит за рамки этой
книги и поэтому не обсуждается, так как на эту тему имеется
большое число учебников по вычислительной и анализаторной
технике [12, 52—54, 68] **. Укажем лишь на то, что время циклов
считывание — запись для запоминающих систем на ферритах
обычно длится от 1 мксек до нескольких микросекунд. Меньшее
время циклов можно получить в запоминающих системах, осно-
ванных на использовании магнитных пленок [83J. Помимо сниже-
ния потерь для высоких частот тонкие ферромагнитные пленки
обладают интересными физическими свойствами, которые позво-
ляют их применять в качестве накопительных элементов. В ра-
боте [55] приведены исследования свойств тонких магнитных пле-
нок и их возможное применение в ядерной электронике. Время
цикла такой практической системы памяти составляло 200 нсек.
• Это определение автора не точно, так как запоминающие устройства
принято делить на две группы. В первую группу входят интегрирующие, в ко-
торых произвольный доступ к ячейкам памяти позволяет проводить суммиро-
вание однотипных кодов (событий). К этим устройствам помимо ферритной
памяти относятся системы циклической памяти — барабаны, диски, работаю-
щие в статическом и динамическом режимах, а также магнитострикционные
и ультразвуковые линии задержки. В этих системах, несмотря на последова-
тельный обход ячеек, осуществляется произвольный выбор кодов. Ко второй
группе относятся неиитегрирующие системы типа магнитных лент.—Прим. ред.
•• См. также Л. А. Маталин и др. Методы регистрации и обработки
данных в ядерной физике и технике. М., Атомиздат, 1968. С. С. Курочкин.
Многомерные статистические .анализаторы. М., Атомиздат, 1968.— Прим. ред.

323

Известно применение систем памяти на тонких пленках в очень
быстродействующих многоканальных анализаторах [56].
Цифро-аналоговое преобразование. Для контроля с невысо-
кой точностью величин при цифровом кодировании можно циф-
ровую информацию превратить в
аналоговую и отобразить ее на
экране катодно-лучевой трубки
или другом измерительном при-
боре. В принципе все цифро-ана-
логовые преобразователи основа-
ны на сложении токов или напря-
жений в соответствии с весами
/Р*	отдельных цифровых выходных
ZU—।	сигналов. Принцип работы такой
о	системы показан на рис. 6.57.
''"Аналоговый	Входное значение цифрового ну-
выход	ля кодов должно возможно точ-
'200R
ИО-СЗ- '100.R
200R
wJ2o-CZb 20.R
io.r
l20-l~Н 20.R
<•/о—I—4.R
Uo—L—I— IR . ।
L?o-i—1-4-
— 2.R I
Рис. 6.57. Цифро-аналоговое пре-
образование трехразрядного деся-
тичного числа.
нее соответствовать нулю, а циф-
ровая единица некоторому,точно
определенному стандартному на-
пряжению UN. Точность преобра-
зования зависит от выполнения
этого предположения и точности резисторов от R до 400 R (для
кода 1—2—4—2). Даже при наиболее стабильных резисторах
Рис. 6.58. Схемы цифро-аналоговых преобразователей с эмиттерными
цепями.
преобразование десятичных чисел при числе цифр, большем трех,
становится неточным.
Условия код «0 —0 в» и код «1 -> UN» обычно выполняется,
например, если все цифровые входы преобразователя присоеди-
нены через транзисторы (насыщенные или закрытые), управляе-
мые цифровыми сигналами к одному высокостабильному стан-
дартному источнику напряжения.
324

Другой метод стандартизации напряжений 0 и 1 состоит
з использовании диодной схемы, приведенной на рис. 4.44, или
цепочек эмиттерных повторителей, показанных на рис. 6.58.
В схеме на рис. 6.58, а составляющие токов определяются UN и
соответствующим эмиттерным резистором Rn; величина Rn
должна соответствовать весам кодовых цифр. Отдельные токи
объединяются в общем коллекторном резисторе R. Необходимая
градация величин резисторов в соответствии с кодами, цифровые
веса которых монотонно возрастают, может также осуществлять-
ся секционированным коллекторным сопротивлением при оди-
наковых эмиттерных резисторах. На рис. 6.58, б в качестве при-
мера показана такая схема для чисто двоичного кода.
Другие системы, так же как источники погрешностей потен-
циалов и достижимая точность результатов, детально рассмотре-
ны в работах [7, 57].
6.5. ИЗМЕРИТЕЛИ СКОРОСТИ СЧЕТА
Помимо подсчета импульсов цифровыми счетчиками с помо-
щью других устройств интегрирующих измерителей скорости
счета, использующих аналоговое представление (например, в ви-
де аналогового напряжения) измеряют частоту .повторений им-
пульсов периодической последовательности или среднюю ско-
рость счета импульсов при статистическом распределении.
Принцип действия интегрирующего измерителя скорости сче-
та состоит в следующем: каждому импульсу соответствует пере-
дача на запоминающую ячейку некоторой стандартной величины
(например, стандартного заряда). Эти величины суммируются.
Одновременно запоминающее устройство экспоненциально осво-
бождается от информации с постоянной времени т. Следователь-
но, накопленная величина Q(t) становится равной
Q= Qorv
где Qo — стандартная величина, а — моменты приходящих им-
пульсов. Среднее значение Q величины Q(t)
(6.13)
пропорционально скорости счета г. Среднеквадратическое от-
клонение oq величины Q(t) для последовательностей импульсов,
подчиняющихся распределению Пуассона, равно
Oq/Q = 1//2Я:-	(6-14)
Запоминающее устройство проще всего реализовать, используя
конденсатор С, на который подается небольшой стандартный
заряд Qo на каждый отдельный импульс с помощью схемы, на-
зываемой диодным насосом (1, 58]. Конденсатор разряжается че-
325

рез резистор R с постоянной времени т = RC (рис. 6.59). Одно-
вибратор ОВ создает отрицательные импульсы постоянной ам-
плитуды Uo. С помощью этих импульсов конденсатор Со заря-
жается через диод Дь Задний фронт каждого импульса закры-
вает Д\ и стандартный заряд Qo « t/oCo через Дг попадает на
емкость С Со- Напряжение на накопительном конденсаторе
t/вых = QIC измеряется
с помощью промежу-
точного преобразовате-
ля сопротивлений и из-
мерительного прибора.
Показания прибора
остаются линейными в
том случае, если
t/BUx < t/0. Когда это
условие не выполняет-
ся, диод Дг получает
отрицательное смеще-
ние и только часть
заряда Qo передается
на конденсатор С, де-
лая соотношение меж-
ду t/вых и г нелиней-
ным. В добавление к
основной схеме, приве-
денной на рис. 6.59, б,
в, показаны также две
линеаризующие си-
стемы.
С помощью поддер-
живающей обратной
связи (см. рис. 6.59, б)
разность потенциалов
t/пых сохраняется на Со
и нейтрализует смеще-
ние Дг. Другая возможность состоит в использовании операцион7
ного усилителя (см. рис. 6.59, в), который в точке X всегда созда-
ет нулевой потенциал (виртуальная земля). Поэтому независимо
от (7Вых Диод Дг не получает смещения. Тот же эффект можно
получить при использовании транзистора, включенного по схеме
с общей базой (вместо диода Дг), и интегрировании его коллек-
торного тока емкостью С [67].
В счетной практике для аддитивной передачи стандартного
заряда Qo на конденсатор С используют и другие схемы. Систе-
мы измерителей скорости счета приведены различными авторами
[59—61].
Очень часто требуются схемы с логарифмической шка-
лой [62, 66, 79].
326
в
Рис. 6.59. Принцип действия измерителя ско-
рости счета с диодным насосом (а) и два спо-
соба улучшения его линейности: поддержива-
ющая обратная связь (б) и операционный
усилитель (в).

Точность аналоговых измерителей скорости счета ограничи-
вается до 1% стабильностью Uo и схемой вольтметра. Если тре-
буются постоянные времени больше 1 ч (что необходимо при
низком уровне скорости счета), возникают значительные труд-
ности.
В работах [63, 65, 80] рассмотрен цифровой измеритель ско-
рости счета, точность которого и постоянная времени в принципе
неограниченны. Вместо накопления стандартного напряжения
суммируется число импульсов в цифровом представлении в пере-
счетной схеме, каждый импульс изменяет ее состояние на 1.
Вычитание
1Ag
Рис. 6.60. Принцип действия цифрового измерителя ско-
рости счета.
Экспоненциальная характеристика набора выполняется с помо-
щью периодического вычитания доли от набранного числа в счет-
чике, пропорциональной самому числу. В качестве такой доли
обычно выбирают степень основания счетчика, например 1/1000
в декадных счетчиках или 1/1024 в двоичных. В этом случае для
изменения ’состояния пересчетной системы требуется получить
долю счета простым смещением цифр влево на соответствующее
число (рис. 6.60).
Пересчетная система, состоящая, например, из пяти декад,
снабжена вспомогательной схемой, позволяющей производить
вычитание содержания трех старших декад из содержания трех
младших после получения управляющего импульса операции вы-
читания. Конечно, для этого устройства должна применяться
пересчетная схема, способная выполнять эту операцию. Времяза-
дающие импульсы вычитания поступают от импульсного генера-
тора со скоростью следования 1/ти- Следовательно, через каж-
дый интервал времени ти содержание пересчетной схемы умень-
шается на 1/100 (смещение на две декады!). Соответствуюшая
постоянная времени равна T = TH/lg(l—1/100) ~ 100ти- Следо-
вательно, постоянную времени легко изменить соответствующим
выбором 1/ти.
Следует отметить, что число управляющих импульсов, необ-
ходимое для вычитания полной исходной суммы, накопленной
пересчетной схемой, пропорционально логарифму этой суммы.
Эта возможность использования цифрового логарифмирования
рассмотрена в работе [64].

ПРИЛОЖЕНИЕ
ШУМЫ
Общие соображения, понятие эквивалентного шумового заряда. Рассмот-
рим детектор излучения, соединенный с усилителем. Даже при отсутствии
внешних факторов (излучения, фоновых импульсов) на выходе усилителя
есть напряжение 7/»ых(0, произвольно флуктуирующее около среднего зна-
чения (которое в дальнейшем будем считать равным нулю). Назовем это яв-
ление шумом.
Напряжение шумов удобно характеризовать средним значением его
квадрата — так называемой вариацией (отклонением):
т
<<4х>=7- J	(П • 1)
о
или (так называемым) средиеквадратическим отклонением

(П.2)
Напряжение шумов накладывается на любое напряжение сигнала, поэто-
му оно определяет наименьшую регистрируемую амплитуду и приводит также
к статистическим флуктуациям амплитуд первоначально моноэнергетических
сигналов около их истинных значений. Следовательно, важна не абсолютная
величина напряжения <77^^ >, а ее отношение к амплитуде рассматривае-
мого сигнала.
Первичный сигнал, создаваемый детектором, представляет собой короткий
импульс заряда, преобразуемый в импульс напряжения входной цепью и фор-
мирующими каскадами усилителя. Поэтому сравнение сигнала с шумом об-
легчается, если шум выражать в эквивалентных зарядовых флуктуациях на
входе усилителя. Эквивалентный шумовой заряд Qm определяется следующим
образом.
Импульс тока I(t) = Qa6(7), поданный на вход усилителя, вызвал бы
выходной импульс напряжения, амплитуда которого равна среднеквадратиче-
скому отклонению <т напряжения шумов на выходе усйлителя.
Эквивалентный шумовой заряд Qm можно подсчитать следующим обра-
зом: с помощью функции преобразования G(p) усилителя и преобразования
Лапласа гипотетического входного сигнала 7(7) = Qm6(7) определим резуль-
тирующее выходное напряжение t/BlIx(7) — L~l{QxG(p)}, максимальная вели-
чина 1/ВЫх(7) приравнивается а. Решение этого уравнения дает Qm.
Шумы, выраженные в эквивалентных зарядах (в кулонах или лучше в за-
рядах электрона е), можно непосредственно сравнивать с сйгналом. Однако
следует помнить, что понятие «эквивалентный заряд» относится к гипотети-
ческому, озень коротковременному импульсу тока. Сравнение Qm с» сигналом
328

реального детектора оказывается корректным только в том случае, если
длительность импульса детектора значительно меньше, чем постоянные вре-
мени формирующих каскадов усилителя, и если сигнал можно рассматривать
как б-функцию. В противном случае в подсчетах шумового заряда Qm или
фиксирования разницы между амплитудой реального сигнала (Q-a(/)) по
сравнению с идеальным Q6(t) следует принимать во внимание реальную
форму импульса детектора I(t) = Qa(f) и производить замену функции пре-
образования G(p) значением d(p)G(p), где &(р) = L{a(f)}.
Источники шумов. Из-за теплового движения носителей заряда (электро-
нов) разность потенциалов на омическом сопротивлении статистически флук-
туирует. Эти так называемые тепловые шумы резистора R можно представить
с помощью генератора напряжения шумов UR, включенного последовательно
d<U$>
—~^— = 4kT-R
df
df R
Рис П 1. Эквивалентные схемы для тепловых шумов резистора.
с R (рис. П.1); при этом частотная зависимость d<U^> /df среднеквадрати-
ческого шумового напряжения имеет вид
- Х --=4kTR.	(П.З)
df
Другое принятое представление связано с шумовым
параллельным R, дает
генератором
тока
\‘К/
df
1
= 4*Т—
R
(П.4)
Из-за квантового характера (дробности) электрического тока, состоящего
из случайного потока носителей заряда, всякий ток / дает флуктуации с час-
тотным распределением
^ = 2е/
df
(П.5)
независимо от того, протекает ток через металл, полупроводник, контакт с по-
лупроводником, течет ли он с накаленного катода к сетке вакуумной лампы
или аноду * л т. д. Это явление называется дробовым шотт-эффектом.
* Конечно, флуктуации тока могут быть обусловлены вторичными эффек-
тами, такими, как статистические флуктуации усиления в фотоумножителе,
влияние объемных зарядов в вакуумных лампах и т. д., которые необходимо
учитывать.
329

Рассмотренные виды шумов можно хорошо объяснить физически. Оба
имеют спектр, не зависящий от частоты (4, 5], и поэтому называются «белы-
ми» шумами.
Кроме того, реальные компоненты схем (транзисторы, лампы) обладают
дополнительными шумами <U$ >, которые еще не полностью поняты,
и имеют частотное распределение, примерно пропорциональное Iff:
d<U*> _лФ
df f '
(П.6)
Это так называемый фликкер-эффект, который возникает из-за структурных
изменений в соединительных материалах и в результате поверхностных эф-
фектов.
Влияние шумов типа 1// на разрешение в ядерной спектрометрии рас-
смотрено в работе (16).
Шумы на выходе усилителя, имеющего функцию преобразования G(p).
На рис. П.2 приведена типичная система детектор — усилитель. Усилитель
Рис. П.2. Структурная схема генераторов шумов
в эквивалентной схеме усилителя.
выполняет преобразование A-G(p). Однако сигнал и шумы усиливаются оди-
наково, поэтому абсолютное значение усиления А не имеет значения, и для
простоты предположим А = 1.
Лишь первые каскады усилителя влияют на величину шумов, так как
шумы, генерируемые в последующих секциях, усиливаются неполностью.
(Шумы, вносимые вторым усилительным каскадом, рассмотрены в работе
[15].) Различают две компоненты шумов: шумы, добавляющиеся на входе
к току сигнала, которые, следовательно, нужно представлять с помощью шун-
тирующего генератора тока /ш, параллельного входной емкости С, т. е. па-
раллельные шумы, и шумы, генерируемые внутри усилительного каскада, не
зависящие от С, которые должны быть представлены в виде генератора на-
пряжения Ue, последовательного С, т. е. последовательные шумы.
Параллельные шумы /ш обусловлены, например, током утечки детектора,
входным током первого каскада (сеточный, базовый ток) и тепловыми шума-
ми резистора, подающего питание на детектор (который не показан в упро-
щенной схеме на рис. П.2).
Последовательные шумы вызваны статистическими флуктуациями токов
элементов схем (дробовой эффект анодного, коллекторного тока или тока
канала) и зависящим от частоты фликкер-эффектом. Следовательно,
df Л’

(П.7)
330

где а и b — постоянные, зависящие от системы и описывающие белые шумы;
Аф определяются из (П.6).
Считая, что имеет место нормальное распределение амплитуд шумов, для
величины отклонений полных шумов получаем просто арифметическую сумму
отклонений отдельных компонент шумов. В то же время функция преобразо-
вания G(p) превращается в частотную характеристику усилителя, если р за-
менить величиной ко *. Следовательно,
а/	at
(П.8)
и отклонения напряжения шумов на выходе усилителя равны
1	1	d</£>)
d	(n-9>
Теперь рассмотрим усилитель с простой интегрирующей и дифференцирую-
щей цепями. Можно показать [1], что отношение сигнала к шумам максималь-
но прн тд — Ти = т. Следовательно, функция преобразования G(p) равна
G(p) = pr/(l+pr)2.	(П.10)
Шумы в усилителях с функцией преобразования G(p), отличной от
(П.10), рассмотрены в работах [1—3]. В работе (3] приведены результаты чис-
ловых подсчетов для усилителей с одно- или двукратным дифференцировани-
ем с помощью /?С-цепи или кабеля и одно- или двукратным интегрированием
при различных отношениях тж/тя. Рассмотренный здесь простой случай (П.10)
встречается чаще всего.
Многократное интегрирование несколько уменьшает эквивалентный шумо-
вой заряд Qm, двойное ЯС-дифференцирование или формирование с помощью
кабеля увеличивает Qm. Кроме того, в этих более сложных -случаях мини-
мальное значение Qm часто достигается при тд=/=тж. Однако возможное улуч-
шение по сравнению с (П.10) составляет всего несколько десятков процентов
(см. также разд. 3).
Если необходимо точное определение времени появления событий одно-
временно с высоким разрешением по энергиям (т. е. малые шумы), то целе-
сообразнее использовать метод обработки сигналов в двух каналах с различ-
ными функциями преобразования G(p) [4].
Подставляя зависимость (П.7) и G(p) из (П.10) в (П.9), получаем
* Это легко показать, рассматривая преобразования гармонических коле-
баний соз<о/Я(1)^р/(ра +ш2) с помощью пассивной цепи с функцией пре-
образования G(p) для /-><», т. е. после затухания переходных процессов.
Главные полюса G(p)pl(fA + <о*) равны ±йо; следовательно, в приближении
f->oo выходной сигнал равен |G(io>) |cos(<ot + <р), где <р — аргумент (поляр-
ный угол) G(iw).
331

где первый член описывает параллельные Шумы, второй — последовательные,
а третий — шумы, обусловленные фликкер-эффектом. Гипотетический сигнал
/(/) = Qm6(/) дает на выходе усилителя сигнал (действительная полярность
которого не учитывается)
<4ых = ~— ехр (H(t),
СТ \ Т /
(П.12)
амплитуда которого
^макс ~
(ПЛЗ)
При условии <^вых > = ^макс нз выражений (П.11) и (П.13) имеем
/Ъ
ат+—С2 + 4ЛфС2,
т
(П.14)
где принято е2 ~ 8. Из-за множителя 1/е эквивалентный шумовой заряд Qm
выражают через число электронов е.
Шумы в усилителях, чувствительных к заряду. Большинство усилителей
с низким уровнем шумов собирается по схеме каскадов, чувствительных к за-
ряду. На рис. П.З приведена эквивалентная схема такого каскада. Выходное
Зш 1
С ' е ’
Qm“---
е
Рис. П.З. Структурная схема генераторов шумов
в эквивалентной схеме усилителя, чувствительно-
го к заряду.
напряжение, соответствующее заданному сигналу детектора /Сжг(0> состав-
ляет (отбрасывая полярность)
^вых(Р) — ^сигн(р) rr ,ir,r \,Д 1
Р[СО.с + (С+СО.с)/Лв]
(П.15)
Если взять значение G(p) из (П.10) н /сжг«(0 = Qm6(Z), то амплитуда вы-
ходного напряжения У»ых(О будет равна
U =__________________,-1
макс Сос+(С+Сос)/Л0 е
(П.16)
где Ло — дифференциальное усиление усилителя; Со с — емкость обратной
связи. Сигнал шумового напряжения с генератора последовательных шумов
дает выходное напряжение (без учета полярности)
332

о.с
0^М = йс с,"~	о(р).
СО.с+(СТСо.с)/Л0
(П.17)
Следовательно, напряжение шумов на выходе усилителя становится равным
/ 2 Х_ 1 П<"с2> РМ»
4 вых/ 2л I df '[Со.с + (С+Соо)/40р
//2> 1 )
— ш/ ,-----------------} I G(iw)|2de>.
df ^[Сос-ЦС+^еуЛор]1
(П.18)
Сравнивая выражения (П.8) и (П9), а также (П.16) и (ПЛЗ), получаем
эквивалентный шумовой заряд Qm, равный
1 , / b
Qm = — 1/ ат + —(С + Со е)2 + 4ЛФ(С + Сас)2.	(П. 19)
Этот результат неудивителен, так как известно, что обратная связь не
влияет на отношение сигнала к шумам {5]. Однако проведенный расчет пока-
зывает, что емкость в выражении (П.19), так же как и в (П.14), представляет
просто внешние <холодные» емкости схемы (т. е. С на рис. П.2 и С + Со 0
на рис П.З), а не динамическую входную емкость С + Со с (1+Яо).
Свойства входных каскадов с вакуумными лампами, биполярными и поле-
выми транзисторами. Последний из трех членов в выражении (П.14) или
(П 19) есть компонента шумов, обусловленных фликкер-эффектом, 4Л0 сС2 —
не зависит от постоянной времени формирующей цепи т. Параллельные шумы
ат возрастают, а последовательные Ь/хС2 уменьшаются с увеличением т Сле-
довательно, Qm имеет минимум при определенной постоянной времени т = То,
которая равна
т0 = С Vb/a.
(П.20)
Обычно в зависимости от реальных условий То = 0,1 — 10 мксек.
Так как очень большие величины т не могут использоваться при больших
скоростях счета, приходится отказываться от оптимальных условий (П.20).
Обычно выбирают т ~ 1 мксек. Если приходится выбирать т #= То, то эквива-
лентный шумовой заряд Qm можно уменьшить, используя более сложный фор-
мирующий фильтр G(p) [6—8].
Параллельный шум а состоит из следующих компонент:
а = 4/:Т//? + 2е/д + 2е/вх.	(П.21)
Первым членом выражения (П.21), представляющим собой вклад, вносимый
сопротивлением смещения детектора /?, можно пренебречь, так как R обычно
выбирается очень большим (несколько мегаом) Второй член описывает флук-
туации тока утечки детектора /д. В ионизационных камерах 7Д ~ 0, и его
вкладом в Qm можно также пренебречь. В полупроводниковых детекторах
обратный ток р— n-перехода /д = 10-114- 10~7 а в зависимости от типа де-
тектора и его размеров. Например, при /д = 10-7 а второй член 2е/д может
вносить наиболее существенный вклад в Qm.
Третий член 2е/В1 зависит от входного тока /вд используемого элемента
схемы (сеточный ток в вакуумных лампах, базовый ток в биполярных, и ток
затвора в полевых транзисторах). В электрических лампах, так же как во
всех лампах при низком анодном напряжении и малой крутизне, /В1 =
333

= IO-’2-? IO-10 а в полевых транзисторах (/вх « 10~п а), и его вкладом
в Qm можно пренебречь. Если используют вакуумные лампы с большой кру-
тизной совместно с детекторами, имеющими малый ток /д, то сеточный ток
может вызвать затруднения. Большой базовый ток (больше 10~’ а) биполяр-
ных'транзисторов полностью исключает их применение в предварительных
усилителях с низкими шумами.
Последовательные шумы, обусловленные главным образом дробовым эф-
фектом элементов входных цепей, можно представить как тепловые шумы
эквивалентного сопротивления /?акв *:
6 = 4И7?ЭКВ,	(П.22)
для вакуумных Ламп [1, 7]
/?экв~ 2,5/Sn,	(П.23)
для биполярных транзисторов (6)
/?экв — 0,5/Sn,	(П.24)
для полевых транзисторов (9—11]
/?экв = 0,7/5п,	(П.25)
где Sn — крутизна преобразования рассматриваемой компоненты и Т = 290° К..
Для биполярных транзисторов Sn = е/&77к> следовательно, /?вкв зависит от
Свиешн, 1-0гПф
Рис. П.4. Зависимость эквива-
лентного шумового заряда Qm
от внешней емкости СВВешя
(по данным работы {14]).
коллекторного тока /к. Для ламп и бипо-
лярных транзисторов типовые значения со-
ставляют Sn = 10 ма/в, для полевых тран-
зисторов Sn « 1 ма/в.
Полные шумы в полевых транзисторах
можно уменьшить, если их-охладить до
100—130° К [12], соответствующие физиче-
ские эффекты, связанные с этим явлением,
еще полностью не поняты. При охлаждении
полевых транзисторов ниже 100° К шумы
вновь нарастают из-за уменьшения крутиз-
ны усиления и увеличения флуктуаций в
числе активированных носителей.
Постоянная фликкер-эффекта А* для
вакуумных ламп составляет 10-13 и2, для
полевых транзисторов 10-12 IP. В биполяр-
ных транзисторах шумами типа 1/f можно
полностью пренебречь по сравнению с дру-
гими компонентами.
Емкость С в выражении (П.14) состоит
из двух частей, а именно внутренней емко-
сти С.нутр входа усилителя и внешней
СВВеш, равной емкости детектора совместно
с емкостью соединения между детектором
и усилителем: С = СВНутр + С, неш- Следо-
вательно, эквивалентный шумовой заряд
Qm (П.14) распадается на две компоненты,
одна зависит, а вторая нет от СВНеш. Для практических целей эквивалентный
шумовой заряд Qm можно разложить в степенной ряд по Свнвш, дающий ли-
нейное приближение
— 0ш.о
dQm
(П.26)
♦ Обсуждение вторичных эффектов, таких, как шумы токораспределення
в пентодах и т. д., здесь не рассматривается.
334

Обычно Qm о превосходит члена*, a dQmldC — b и Л$. Величины Ош.а
и dQmtdC достаточно полно характеризуют усилитель. Например, на рис. П.4
приведена зависимость экспериментальной кривой шумов от внешней емкости
для предварительного усилителя [14].
На рис. П.5 [13] показаны шумовые характеристики усилителей на ваку-
умных лампах, биполярных и полевых транзисторах. Заштрихованные облас-
ти диаграммы Qm.o — dQm!dC соответствуют распространенным в практике
Рис. П.5. Шумовые характеристики усилителей с раз-
личными элементами схем, выраженные через Qmo
и dQm/dC (по данным работы [13]):
1 — полевые триоды (охлажденные); 2 — вакуумные лам-
пы; 3 — полевые триоды (при комнатной температуре);
4 — биполярные транзисторы.
значениям. Из-за очень большого базового тока эквивалентный шумовой за-
ряд Qm.o биполярных транзисторов на порядок больше, чем Qm-o для ламп
и полевых транзисторов. Из-за малой крутизны [большой величины в выра-
жении (П.14)] отношение dQm/dC для полевых транзисторов больше, чем для
ламп. Однако в настоящее время минимальные шумовые характеристики име-
ют полевые транзисторы, охлажденные примерно до 100* К.
Для полноты изложения следует упомянуть МОП — транзисторы ме-
талл — окисел — полупроводник *, шумовые характеристики которых являются
многообещающими. Однако в настоящее время они обладают значительными
шумами типа 1/f.
Шумы  разрешение. В радиационной спектрометрии амплитуды обычно
измеряются в единицах энергии (например, в килоэлектронвольтах). Средне-
* Так как Qm о служит качественным параметром усилителя, в величине
а можно ие учитывать добавление тока утечки, вносимое членом 2е1л
из (П.21).
335

квадратическое отклонение о амплитуды сигнала можно выразить через вели-
чину эквивалентного шумового заряда
а = и<2ш,	(П.27)
где а/ — энергия, необходимая для генерирования одного электронного заряда
на входе предварительного усилителя (например, в камере, наполненной
воздухом, 35 эв, в пропорциональном счетчике, наполненном метаном
при газовом усилении М, — 30/М эв, в кремниевом полупроводниковом детек-
торе— 3,5 эв ит. д.).
Из-за шумов бесконечно узкая линия энергии ц(^) =	—5Г0) при
W « IFo расширяется, превращаясь в T|(W'):
__	1	__Й7„)21
мгЧ (П 28)
(нормальное распределение). Эта так называемая нормальная форма линии
представлена иа рис П.&. Если первоначальная линия имеет исходную форму,
Рис. П.6. Нормальная форма спектральной
линии.
получаемую от детекторов (см. например рис. 2.2), то расширенная из-за
шумов линия г](IF) получается как свертка исходной формы t](IF) и НОР"
мального распределения (П.28):
+оо
~	(•	1 Г	(W—а»)2
11(Г)=	—
—00
dw.
(П.29)
Если t)(IF)—нормальная линия со среднеквадратическим отклонением Оь.
то соотношение (П.29) дает для т](1Г) тоже нормальную линию с полным
отклонением
СТполн = У o2L + с2 •
(П.30)
* Иногда применяют термин МДП-транзистор (металл — диэлектрик —
полупроводник) — Прим. рео.
336

Обычно разрешение * Р определяется как полная ширина линии на поло-
вине максимума (FWHM). Из рис. П.6 имеем
Р — 2,35ополи •	(П.31)
В качестве примера определим разрешение фотопика 57 Со с энергией 122 кэв
для германиевого полупроводникового детектора (w = 2,6 эв, /д = 1 на,
Свнош = Ю пф) и предварительного усилителя иа вакуумной лампе, за кото-
рым следует основной усилитель с однократным /?С-дифференцированием
и интегрированием (тд = тв = т = 1 мксек; Qm.o = 200 электронов, dQm/dC—
= 7 электрон/пф). Согласно (П.26) Qm = 270 электронов, к которым следует
прибавить 2е/дт/е2 из (П.14) и (П.21):	Qm = V 2/дт/е+(270)2 =
= 292 электрона. Следовательно, о = 0,76 кэв. Сигнал состоит из Дж/а> =
= 122 000/2,6 = 47000 электронов. Принимая фактор Фано f = 0,5, получаем
среднеквадратичеекое отклонение сигнала V47000/2	= 153 электрону или
aL = 0,40 кэв. Из (П.30) Стпоян = 0,86 кэв и из (П.31) разрешение Р ~ 2 кэв.
* В русской литературе нет термина «разрешение», поэтому для упроще-
ния записи FWHM обозначим Р — Прим ред.
22 Заказ 199

ЛИТЕРАТУРА
К гмве 1
1. De Waard Н., Lazarus D. Modern Electronics. Reading Massachu-
setts. Addison—Wesley, 1966.
2. Samueli J. J., Pigueret J, Sarazi n A. Instrumentation electroni-
que en physique nucleaire (Mesures de temps et d’energie). Paris. Masson
et Cie, Editeurs, 1968.
К главе 2
1.	Franzen W, Cochran W. Pulse Ionization Chambers and Propor-
tional Counters. In Nuclear Instruments and their Uses (ed. A. H Snell),
p. 3. N. Y. John Wiley and Sons, 1962.
2.	Gray L H. Proc. Cambridge Phil. Soc, 40, 72 (1944).
3.	Neu er t H. Kernphysikalische Mefiverfahren. Karlsruhe- G. Braun, 1966.
4	Landau L. D. J. Phys. USSR, 8, 72 (1944). 
5.	Birkhoff R. D. In: Handbuch der Physik, 34. Berlin—Gottingen—
Heidelberg, Springer, 1958.
6.	Wegner H. E. Nucl. Electronics IAEA, 1, 427 (1962).
7.	Fa no V. Phys. Rev., 72, 26 (1947).
8.	Wilkinson D. H. Ionisation Chambers and Counters. Cambridge
University Press, 1950
9.	Buneman O.Cranshaw T. E., Harvey J. A. Canad. J Res , A-27,
191 (1949).
10.	Frisch O. Brit. Atomic Energy Com. Report BR-49 (1944).
11	M i 11 e r H. L. Rev. Scient. Instrum., 27, 330 (1956).
12.	Tsukuda M. Nucl. Jnstrum. Methods, 14, 241 (1961).
13.	Ogawa L, Doke T., Tsukuda M. Nucl. Instrum. Methods, 13, 164
(1961).
14.	Benoit R , В e r t о 1 i n i G., R e s t e 11 i G. Electronique Nucleair Pa-
ris, SFER, 1963, p. 485.
15	Бочагов E. А., Воробьев А. А., Комар А П «Изв. АН СССР.
Сер. физ.», 20, 1455 41956).
16.	Бочагов E. А.. Воробьев А. А., Комар А. П. «Ж. техн. физ.».
27, 1575 (1957).
17.	Джиллеспи А. Б. Сигнал, шум и разрешающая способность усили-
телей Перев. с англ. М., Атомиздат, 1964.
18	Baldinger Е„ Franzen W. Advances in Electronics and Electron
Physics, 8, 255 (1956). N. Y., Academic Press
19.	E n g e 1 к e m e i г D. W., Magnusson L. B. Rev.' Scient. Instrum., 26,
295 (1955).
20	С о 11 i n i С. E. et al. Nuovo cimento, 3, 473 (1956).
21.	Hanna G., Kirkwood D. H. W., Pontecorvo B. Phys. Rev., 75,
985 (1949).
22.	Альфа-, бета- и гамма-спектроскопия. Вып. 1. Под ред. К- Зигбана.
Перев. с англ. М., Атомиздат, 1969, стр. 312.
23.	Snyder Н. S. Phys. Rev., 72, 181 (1947).
338

24.	С u г г a n S. С., С о с к с г о f t A. L., A n g u s J Philos Маг 40 ooi
(1949).	S’’	’
25.	Sauter F. Z. Naturforsch., 4a, 682 (1949)
26.	Hoyt R. C. Rev. Scient lustrum., 20, 178 (1949).
27.	В i s i A., Z a p p a L. Nuovo cimento, 2, 988 (1965).
28	West D. Proc. Phys. Soc., (London), A-66, 306 (1953)
29.	Schlumbohm H Zur Statistik der Elektronenlavinen im Proportional-
zahlrohr. Diplomarbeit. Hamburg, 1958.
30.	Byrne J. Proc. Roy. Soc. Edinburgh, 66, 33 (1962)
•31. Lausiart A., Morucci J. P. J. Phys, et Radium, 23, 102-A <1962»
32.	Prescott J. R., Takhar P. S. IRE Trans Nucl. Sci., NS-9 3 36
(1962).	’ ’
33.	Prescott J R, Takhar	P. S. Nucl. Instrum.	Methods, 22,	256	(1963'
34.	Prescott J. R., Takhar	P. S. Nucl. Instrum.	Methods, 39,	173	(I9g<
35	M с C u t c h e n C. W. Rev. Scient. Instrum , 27, 106 (1956)
36.	Na gat a ni T„ S а к a к i	Y. Rev. Scient. Instrum, 33, 556	(1962).
37.	May F., Semturs F. Nucl. Instrum. Methods,	34, 121 (1965)
38.	G e i g e r H„ M ii 11 e r W. Phys. Z., 29, 839 (1928).
39.	A 1 d e r F. E. et al. Helv. Phys. Acta, 20, 73 (1947).
40.	V a n D u u г e n K- A. et al. Nucleonics, 176, 86 (1959).
41.	Gebauer H. A T. M. J. O., 76/9 (1961).
42.	Stevenson A. Rev. Scient. lustrum, 23, 93 (1952).
43.	Stevenson A. Ibid.
44.	Ramsey W. E. Ibid., p. 95
45.	P о r t e r W. C , R a m s e у W. E. Ibid.
46.	M a n d e v i 11 e С. E., Scher b M. V. Nucleonics, 3, 2 (1948).
47.	Kelley G. G., J о r d a n W. H , В e 11 P. R. Rev. Scient. Instrum, 21
330 (1950).
48.	M a n d e v i 11 e С. E. Rev Scient. Instrum., 23, 94 (1952).
49	Loveless F. C, Grossart J. Nucl. Electronics IAEA, 2, 317 (1962)
50.	Elliot H. Proc Phys Soc., A-62, 369 (1949).
51	N e h e г H V., H a r p e r W. W. Phys. Rev., 49, 940 (1936).
52	Neher H. V., Harper W. W, Pickering W. H. Phys. Rev., 53.
316 (1938).
53	Getting LA. Ibid., p 103.
54.	M a i e r - L e i b n i t z H. W. Rev. Scient. Instrum, 19, 500 (1948).
55	Crane H R. Rev. Scient. Instrum., 32, 953 (1961).
56.	Crowell A D., Low P. R. Rev. Scient Instrum., 29, 245 (1958).
57	Kramers J. H. Nucl. Instrum. Methods, 32, 37 (1965).
58.	Simpson LA. Phys. Rev, 66, 39 (1944).
59	Hodson A L J. Scient Instrum., 25, 11 (1948)
60	Porter W. C. Nucleonics, 11/3, 32 (1953).
61.	Gibson W. M, Miller G. L, Donovan P. F. In- Alpha-, Beta-
and Gamma-Ray Spectroscopy Ed (by К Siegbahn), Amsterdam, 1965,
p. 345.
62	Seiler K. Physik und Technik der Halbleiter. Stuttgart, 1964
63	Sal o*w H. et al. Der Transistor. Physikalische und technische Grund-
lagen. Berlin, 1963
64.	Д и p и л и Дж., Нортроп Д. Полупроводниковые счетчики ядерных
излучений. Перев. с англ Под ред. И. С. Абрамсона н А. Н. Могилевско-
го. М , Изд-во иностр лит , 1956.
65	Goulding F. S Nucl Instrum. Methods, 43, 1 (1966).
66	Huth G. C. et al. Rev. Scient lustrum., 34, 1283 (1963)	„ _
67.	Hansen W. L.Goulding F. S. Nucl. Instrum. Methods, 29, o4o
(1964)
68	Buck T. M„ Wheatley G. H, Rodgers J W. IEEE Trans. Nuc .
Sci., NS-11/3, 294 (1964).
69	Cappellani F., Restelli G. Nucl. Instrum. Methods, 25, 230 (1964).
70.	Siftert P„ Coche A. IEEE Trans. Nucl Sci., NS-12/1, 284 (1965)
71.	KI ema E. D Ibid, p. 288.
22*
339

72.	В u s s о 1 a t i C. Nucl. Instrum. Methods, 33, 293 (1965).
73.	Andersson-Lindstrom G., Zausig B. Nucl. Instrum. Methods,
40, 277 (1966)
74.	Pell E. M. N. R. C Publ., 871, 136 (1961).
75.	P e 11 E. M. J. Appl. Phys., 31, 291 (1960)
76т M a у e r J. W. J. Appl Phys., 33, 2894 (1962).
77.	Ammerlaan C. A. J., Mu 1 der K. Nucl. Instrum. Methods, 21, 97
(1963).
78.	Ta ven dale A. J IEEE Trans. Nucl. Sci., NS-13/3, 315 (1966.
79,	Fiedler J. H. et al. Nucl. Instrum. Methods, 40, 229 (1966).
80.	Sah С. T., Noyce R. N., Shockley W. Proc. IRE, 45, 1228 (1957).
81.	Goulding F. S., Hansen W L. Nucl. Instrum. Methods, 12, 249
(1961).
82.	Shockley W. Czech J. Phys., Bll, 81 (1961).
83.	Baldi nger E, Czaja W, Cutman J. Helv. Phys. Acta, 35, 559
(1962).
84.	Mayer J. W J. Appl. Phys., 30, 1937 (1959).
85.	В u s s о 1 a 11 i C., F i о r e n t i n i A., F a b r i G. Phys. Rev., 136A, 1756
(1964).
86.	Mayer J. W. Nucl. Instrum. Methods, 43, 55 (1966).
87	Fabri G, Gatti E.. Svelto V. Phys. Rev., 131, 134 (1963).
88	Brytsvn К. I, Smirnov A. A. Solid State Phys. (USSR), 8/1, 163
(1966).
89.	Van Roosbroeck W. Phys. Rev., 139-A,. 1703 (1965).
90.	Bilger H. R. Nucl. Instrum. Methods, 40. 54 (1966).
91.	Prior A. C. J Chem. Phys., Solids, 12, 175 (1960).
92.	Tove P. A., Falk K. Nucl Instrum. Methods, 12, 278 (1961).
93.	Cava Iler i G. et. al Nucl Instrum. Methods, 21, 177 (1963).
94.	Ramo S. Proc IRE, 27, 584 (1939)
95.	Jen С. K- Proc IRE, 29, 345 (1941).
96.	Jen С. K. Ibid , p. 464.
97.	Tove P A., Fa 1 к К Nucl. Instrum. Methods, 29, 66 (1964).
98.	A 1 b e r i g i - Q’u a r a n t a A. et al. Ibid., p. 173.
99	Cott ini C, Gatti E., Svelto V. NAS-NRC Publ, 1184, 53 (1964).
100	Meyer II IEEE Trans Nucl. Sci., NS-13/3, 180 (1966).
101.	Miller G L., G i b s о n W. M. Nucl Electronics IAEA, 1, 477 (1961)
102.	AxtmannR C.Kedemo D Nucl. Instrum. Methods, 32, 70 (1965).
103	Kuhn A. Czech. J. Phys., 16, 697 (1966).
104	Fabri G., Gatti E., S v e 11 о V. NAS-NRC Publ., 1184, 49 (1964).
105	Poenaru D. N, Vilcov N. Nucl. Instrum. Methods, 36, 52 (1965).
106	Dubrau H. J. Nucl Instrum. Methods, 15, 77 (1962).
107.	Blankenship J L. IEEE Trans. Nucl. Sci., NS-1.1/3, 373 (1964).
108	Blankenship J. L, Pinasco S. F. IEEE Trans. Nucl Sci.,
77 (1965).
109.	LeventhalE A Nucl. Instrum. Methods, 35, 325 (1965).
110.	Chase R. L et. al. IRE Trans. Nucl. Sci., NS-8/1, 147 (1961).
111.	Heywood D. R., White B. L. Rev. Scient. Instrum, 34, 1050 (1963).
112.	Hahn J, Meyer R. O. IRE Trans. Nucl. Sci., NS-9/4, 20 (1962).
113.	Hahn J. Nucl Instrum Methods, 29, 277 (1964).
114.	La ng man n H. J., Meyer O. Nucl. Instrum Methods, 30, 135 (1964).
115.	К a ndiah K. NAS-NRC Publ, 1184, 65 (1964)
116.	Takeda S Nucl. Instrum. Methods, 27, 269 (1964).
117	Wahl H. Nucl. Instrum. Methods, 25, 247 (1964).
118	Emmer T. L. IRE Trans. Nucl Sci., NS-8/1, 140 (1961).
119.	Emmer T. L. IRE Trans. Nucl. Sci., NS-9/3, 305 (1962).
120	S p I i c h a 1 W. F. Nucl. Instrum. Methods, 41. 156 (1966).
121.	Jonasson L G. Nucl. Instrum. Methods, 26, 104 (1964).
122.	Chase R. L In- Semiconductor Nuclear Particle Detectors NAS-NRC
Publ, 871. 221 (1961).
123.	Radeka V., C h a s e R. L. IEEE Trans. Nucl. Sci, NS-13/3, 477 (1966).
340

124.	Radeka V., Chase R. L. NAS-NRC Publ., 1184, 70 (1964).
125.	Blalock T. V. IEEE Trans. Nucl. Sci., NS-11/3, 365 (1964)
126.	Blalock TV. IEEE Trans. Nucl. Sci., NS-13/3, 457 (1966).
127.	Smith K- F, Cline J. E. IEEE Trans. Nucl. Sci., NS-13/3, 468 (1966).
128.	E 1 a d E Nucl. Instrum. Methods, 37, 327 (1965).
129.	Nybakken T. W., Vali V. Nucl. Instrum. Methods, 33, 164 (1965).
130.	Meyer O. Nucl. Instrum. Methods, 33, 164 (1965).
131.	Radeka V. Nucleonics, 23/7, 52 (1965).
132	Fairstein E. In: Semiconductor Nuclear Particle Detectors. NAS-NRC
Publ., 871 (1961).
133.	Fairstein E IRE Trans. Nucl. Sci., NS-8/1, 129 (1961).
134.	Aiberigi-Quaranta A. et al. Nucl. Instrum. Methods, 32, 352
(1965).
135.	Mott W E., Sutton R B. In: Handbuch der Physik. Ed. S. FlOgge.
Vol. LXV. Berlin—Gottingen—Heidelberg, Springer, 1958, p. 86.
136.	Murray R. B. In: Nuclear Instruments and their Uses. Ed. A. H. Snell.
Vol. 1. N. Y. John Wiley & Sons, 1962, p. 82.
137.	Schram E. Organic Scintillation Detectors. Amsterdam, Elsevier Publ.
Comp., 1963
138.	Мейл ер Дж., Белл П В кн. Альфа-, бета- и гамма-спектроскопия.
Под ред. К. Зигбана. Перев. с англ. Вып. 1. М., Атомиздат, 1969, стр. 255.
139.	Birks J. В. The Theory and Practice of Scintillation Counting. Oxford,
Pergamon Press,11964
140.	Gwin R„ M u г г a у R. В. Phys. Rev., 131, 508 (1963).
141.	H r e h-u s s G. Nucl. Instrum Methods, 8, 344 (1960).
142.	Kowalski E., Anlikir R, Schmid K. Int. J. Appl. Rad. Isoto-
pes, 18, 307 (1967).
143.	В a Id in ger E., F r a n z e n W. In- Advances in Electronics and Elect-
ron Physics. Ed L Marton, 8, 255 (1956).
144.	Гольданскнй В. И., Куценко А. В., Подгорецкий М. И.
Статистика отсчетов при регистрации ядерных частиц. М, Физматгиз,
1959.
145.	Lewis I. A. D., Wе 11 s F Н. Millimicrosecond Pulse Techniques. Lon-
don, Pergamon Press, 1959.
146.	Tanasescu T. IRE Trans. Nucl. Sci., NS-7/2, 3, 39 (1960).
147.	Pfeffer G. et al. Nucl. Instrum. Methods, 23, 74 (1963)
148.	Bonitz M., Mei ling W., Stary F. Nucl. Instrum. Methods, 29,
309 (1964).
149.	D’Alessio J. T., L u d w i g P. К., В u r t о n M. Rev. Scient. Instrum.,
35, 1015 (1964).
150	D’Alessio J. T., Ludwig P. K, Burton M. IEEE Trans. Nucl.
Sci, NS-12/1, 351 (1965)
151.	К u c k u c k R. W., Chong Lee J. Ibid , p. 356.
152.	DeMaria A. J., Stetser D. A., Heyman H. Appl. Lett. 8, 174
(1966).
153.	DiDomenico, Jr., et al. Appl. Phys. Lett., 8, 180 (1966).
154.	Crowell M. H. IEEE J. Quant Electr., OE-1/1, 12 (1965)
155	Weber H. P., Mathieu E., Meyer K- P- J- Appl. Phys, 37, 3584
(1966).
156.	Franken P. A., Ward J F. Rev. Mod. Phys., 35, 23 (1963).
157.	Newton T. D. Phys. Rev., 78,490 (1950).
158	Bay Z. Phys. Rev, 77, 419 (1950).
159.	Bay Z., Meijer R. R, Papp G. Phys. Rev., 82, 754 (1951).
160.	S j о 1 i n P. G. Nucl. Instrum. Methods, 37, 45 (1965).
161.	McGuire R. L. et al. IEEE Trans. Nucl. Sci, NS-12/1, 24 (1965).
162.	Y a t e s E. С., С r a n d a 11 D. G. IEEE Trans Nucl. Sci., NS-13/3, 153
163.	Philips Photomultiplier Tubes. Philips Bulletin 23/007/D/E-3-63.
164.	Breitenberger E. Scintillation Spectrometer Statistics. Progr. Nucl.
Phys. Ed. O. R. Frisch. Vol. 4. London, Pergamon Press, 1955, p. 56
341

165.	Baicker J. A. IRE Trans. Nucl. Sci., NS-7 2—3, 74 (1960).
166.	St. J oh n R. M Rev. Scient. Instrum., 32, 370 (1961).
167.	Harman G G. Rev. Scient. Instrum., 30, 743 (1959).
168.	Franklin A R., Holloway W. W., Jr., McMahon D. H. Rev.
Scient. Instrum.. 36, 232 (1965).
169.	Morton G. A., R о b i n s о n K. W. Nucleonics, 4/2, 25 (1949).
170	Packard L. E. In: Liquid Scintillation Counting. Ed. kC G. Bell,
F. N. Hayes. Vol. 50. Oxford. Pergamon Press, 1958.
171.	Nishiwaki Y. et al. Japan J. Appl. Phys., 1/4, 237 (1962).
172	Swank R. K. In: Liquid Scintillation Counting. Ed. C. G. Bell,
F. N Hayes. Vol 23. Oxford, Pergamon Press, 1958.
173.	Forte M., Anzani A. Metrology of Radionuclides. Wien, IAEA, I960,
p. 269.
174	Landis D., G о u 1 d i n g F. S. NAS-NRC Publ., 1184, 143 (1964).
175	Landis D., G о u 1 d i n g F. S., Nucl. Instrum. Methods, 33, 303 (1965).
176	Damerell C. J. S. Nucl. Instrum. Methods, 15, 171 (1962).
177.	Birk M., Kerns O. A., Tusting R. F. IEEE Trans. Nucl. Sci,
NS-11 129 (1964).
178.	Kra 1’1 H. R. IEEE Trans Nucl. Sci., NS-12/1, 39 (1965)
179.	Discussion contribution by D. A. Mack. NAS-NRC Publ., 1184, 88 (1964).
180.	Farinelli U., Malvano R. Rev Scient. Instrum., 29, 699 (1958).
181.	R о о s e U. J. Nucl. Instrum. Methods, 36, 333 (1965).
182	GSrlich P. et al. IEEE Trans. Nucl. Sci., NS-13/3) 112 (1966)
183.	Mu chin Su V., et al. Nucl. Instrum. Methods, 33, 339 (1965).
184	Jovanovic D. T., Stoj.a novic В. M.. I lie R. P. Nucl. Instrum.
Methods, 22, 113 (1963).
185.	I zu mi J., Kokubu M. Nucl. Instrum. Methods, 28, 349 (1964).
186.	Sheen E M., Ratcliffe C. A. Nucl. Instrum. Methods, 31, 339 (1964).
187	Frevert L, Kreisel W. D. Nucl. Instrum. Methods, 34, 69 (1965).
188	Wagner S. W. Stromversorgung elektronischer Schaltungen und Gerate.
Hamburg, R. v. Decker’s Verlag, 1964
189.	Pagano R., Damerell C. J. S., Cherry R. D Rev. Scient. Instrum.,
33, 955 (1962)
190	Walton P W Rev Scient. Instrum., 35, 518 (1964).
191.	Beilettini G. et al. Nucl. Instrum. Methods, 21, 106 (1963).
192.	В e 1 1 e 11 i n i G Nucl. Instrum Methods, 27, 38 (1964).
193	Gibson W A Rev. Scient Instrum., 37, 631 (1966).
194	Davis H F„ Spore H A. IEEE Trans. Nucl Sci., NS-12/4, 245
(1965)
195.	Ness S, Smith-Saville R. J. Nucl Instrum. Methods, 40, 175
(1966).
196	Barna A Nucl Instrum. Methods, 24, 247 (1963).
197	Murray R. B, Manning J. J. IRE Trans. Nucl. Sci., NS-7/2, 3, 80
(1960).
198	Cameron J. E„ Clayton C. G., Spackman R A. Nucl. Electro-
nics IAEA, 1, 95 (1962).
199	Rhode R E. IEEE Trans. Nucl. Sci., NS-12/1, 16 (1965).
200	Jung H, Panussi Ph., J а песке J Nucl Instrum. Methods, 9,
121 (1960).
201.	Chery R J. Phys. Radium, 21, 679 (1960).
202	Michaelis W, Schmidt H., Weitkamp C. Nucl. Instrum. Met-
hods, 21, 65 (1963).
203	Schneider H., Weingardt C. Nucl. Instrum. Methods, 40, 305
(1966).
204.	Covell D. F Nucl. Instrum Methods, 38, 229 (1965).
205	De Waard H. Nucleonics, 13/7, 36 (1955).
206	Haun S., Kamke D. Nucl. Instrum. Methods, 8, 331 (1960).
207.	Scherbatskoy S. A. Rev. Scient. Instrum., 32, 599 (1961).
208	Valckx F. P. G. Nucl. Instrum. Methods, 10, 234 (1961).
209.	Rijks H. Nucl. Instrum. Methods, 14, 76 (1961).
342

2Ю. Marlow К. W. NucJ. Instrum. Methods, 15, 188 (1962).
211.	Demuynck J. L., Sega ert O. J. Nucl. Instrum. Methods, 16, 358
(1962).
212.	Dixon J. Nucl. Instrum. Methods, 25, 26 (1963).
213.	Dudley R. A., Scarpatetti R. Nucl. Instrum. Methods, 25, 297
(1964).
214.	Age no M„ Felici C. Rev. Scient. Instrum., 34, 997 (1963).
215.	Stenman E. Nucl. Instrum. Methods, 29, 107 (1964).
216.	Patwardhan P.'K- Nucl. Instrum. Methods, 31, 169 (1964).
217.	Black J. L, Valentine E. Ibid., p. 325.
218.	Kerns O. A., Tusting R. F. NAS-NRC Publ, 1184, 220 (1964).
219.	Hinrichsen P. F. IEEE Trans. Nucl. Sci., NS-11/3, 420 (1964).
220.	Comunetti A. Nucl. Instrum. Methods, 37, 125 (1965).
221.	Borbas R. et al. Ibid., p. 183.
222.	Williams D., Snelling G. F„ Pickup J. Nucl. Instrum. Methods,
39, 141 (1966).
223.	Pakkaneu A., Stenman F. Nucl. Instrum. Methods, 44, 321 (1966).
224.	Tamm U. Nucl. Instrum. Methods, 40, 355 (1966).
225.	BrimhaH J. E., P a g e L. A. Nucl. Instrum. Methods, 35, 328 (1965).
226.	Moyer B. J. In: Nuclear Instruments and their Uses. Ed. A. H. Snell.
N. Y„ 1962, p. 166.
227.	Birk M, Kerns O. A., Tusting R. F. IEEE Trans. Nucl. Sci,
NS-ll/3, 129 (1964).
228,	В о 1 1 i n g e r L. M„ Thomas G. E. Rev. Scient. Instrum, 32, 1044
(1961).
229.	Ro del W. Nucl. Instrum. Methods, 41, 169 (1966).
230	Moon L. L. Nucl. Instrum. Methods, 48, 162 (1967).
231.	Carver J H., M i t c h e 11 P. Nucl. Instrum. Methods, 52, 130 (1967).
232.	Charles M. W., Cooke B. A. Nucl. Instrum. Methods, 61, 31 (1968).
233.	Bennett E. F. Nucl. Instrum. Methods, 48, 170 (1967).
234.	Glaser M. Nucl. Instrum. Methods, 61, 217 (1968).
235.	Klein C. A. IEEE Trans. Nucl. Sci., NS-15/3, 214 (1968).
236.	Ba Ila nd J. C., Pigueret J., Samueli J. J. Nucl. Instrum. Met-
hods, 52, 351 (1967).
237	Moszynski M„ Kurcewicz W., Przyborski W. Nucl Instrum.
Methods, 61, 173 (1968).
238	Moszynski M„ Kurcewicz W., Przyborski W. Nucl. Instrum.
Methods, 64, 244 (1968).
239.	Libs G., De Rosny G. Nucl. Instrum. Methods, 44, 39 (1966).
240.	Goldsworthy W. W. Nucl. Instrum. Methods, 52, 343 (1967).
241.	Elad E., Nakamura M. Nucl. Instrum. Methods, 42, 315 <1966).
242.	Pinasco S. F Nucl. Instrum Methods, 46, 355 (1967).
243.	Harris R. J., Jr, S h u 11 e r R. J , S h u 1 e r W. B. Nucl. Instrum. Met-
hods, 51, 341 (1967).
244.	Ferrari A. M. R. Nucl. Instrum. Methods, 52, 179 (1967).
245	Elad E., Nakamura M. Nucl. Instrum. Methods, 54, 308 (1967)
246	Elad E., Nakamura M. IEEE Trans. Nucl. Sci., NS-15/1, 283 (1968).
247.	Elad E., Nakamura M. IEEE Trans Nucl. Sci., NS-15/3, 477 (1968).
248.	Goldsworthy W. W. Nucl. Instrum. Methods, 54, 301 (1967).
249.	Wilcox G. F. IEEE Trans. Nucl. Sci., NS-14/1, 460 (1967).
250.	Chevalier P. Nucl. Instrum. Methods, 50, 346 (1967).
251.	Tawara H. Nucl. Instrum. Methods, 42, 318 (1966).
252.	Franke H. G.Schmeing H. Nucl Instrum. Methods, 52, 171
(1967).
253	Johnson J., Porat D. Rev. Scient. Instrum., 38, 1796 (1967).
254	Math fi Gy. Nucl. Instrum. Methods, 63, 117 (1968).
255.	Eberhardt E. H. IEEE Trans. Nucl. Sci., NS-14/2, 7 (1967).
256.	Lodge J. A. et al. IEEE Trans. Nucl. Sci., NS-15/1, 491 (1968).
257.	К r e h b i e 1 H. Nucl. Instrum. Methods, 54, 302 (1967).
258.	Weitkamp C. et al. Nucl. Instrum Methods, 61, 122 (1968).
343

259	Bacci C, Bidoli V.. Baidini-Celio R. Nuoi. Instrum. Methods,
57, 100 (1967).
К главе 3
1.	Kovar ik A. E. Phys. R«v„ 13, 153 (1919).
2.	Greinacher H. Z. Phys., 23, 361 (1924).
3.	Greinacher H. Z Phys., 36, 364 (1926).
4	Wynn -W a lliams С E, Ward F. A. Proc. Roy. Soc. London, A131,
391 (1931).
5.	Fairstein E., Hahn J Part I. Nucleonics, 23/7, 56 (1965).
6	Fairstein	E.,	Hahn	J	Part	II. Nucleonics, 23/9, 81 (1965).
7.	Fairstein	E.,	H a h n	J.	Part	III. Nucleonics, 23/11. 50 (1965).
8.	F a i r s t e i n	E.,	H a h n	J.	Part	IV. Nucleonics, 24/1, 54 (1966).
9.	F a i r s t e i n	E.,	H a h n	J.	Part	V and Appendix. Nucleonics,	24/3, 66
(1966).
10	Shea R. F. Transistortechnik (German translation, 2nd edition). Stutt-
gart, 1962.
11	Shea R. F. Amplifier Handbook. N. Y., McGraw-Hill, 1966.
12.	L i 11 a u e r R. Pulse Electronics. N. Y., McGraw-Hill, 1965.
13.	Franz K.PauckschH. Nucl. Instrum. Methods, 27, 126 (1964).
14.	Thomason J. G. Linear Feedback Analysis. London, Pergamon Press,
1955
15.	A r b с 1 A. F. Nucl. Instrum. Methods, 32, 341 (1965).
16.	Arbel A F, Bar-Da vid J. Nucl. Instrum. Methods, 7, 153 (I960);
9, 244 (1960).
17.	Kuhlenkamp A. Der Regler Stuttgart. DVA, 1963
18.	Fairstein E. Rev. Scient. Instrum., 25, 1134 (1954).
19	Schlegel H. R., Nowak A. Impulstechnik Prien/Chiemsee: C. F.
Winter’sche Verlagsbuchhandlung, 1961, p 237.
20.	M a d e 1 u n g E. Die mathematischen Hilfsmittel des Physikers. 7th ed.
Berlin—Gottingen—Heidelberg, Springer, 1964.
21.	Fairstein E. Rev. Scient. Instrum., 27, 483 (1956).
22.	Fairstein E In: Nuclear Instruments and their Uses. Ed. A. H. Snell.
N. Y„ John Wiley & Sons, 1962, p. 194.
23.	Stoddard H. F., NAS-NRS Publ., 467, 26 (1957).
24.	Chase R. L., Svelto V. IRE Trans. Nucl. Sci., NS-8/3, 45 (19«).
25	Hahn J., Guiragossian V. IEEE Trans. Nucl. Sci., NS-16/3, 44
(1963).
26	Fairstein E. Rev. Scient. Instrum, 27, 475 (1956).
27.	Fairstein E. NAS-NRC Publ, 467, 23 (1957).
28.	Nowlin С. H., В 1 a n ke n s h i p J. L. Rev. Scient. Instrum., 36, 1800
(1965).
29.	NowlinC H., Blankenship J.L (в печати).
30.	В 1 a n к e n s h i p J. L., Nowlin С. H. IEEE Trans. Nucl. Sci., NS-13/3,
495 (1966)
31	С о 11 i n i C., G a 11 i E., Zagli E. Energia Nucleate, 6, 588 (1959).
32.	Goulding F. S., N i c h о 1 so n R. W., Waugh J. B. Nucl. Instrum
Methods, 8, 272 (1960).
33	P a t г о n i s E. T. Nucl. Instrum. Methods, 22, 83 (1963).
34	Blalock T. V. Rev. Scient. Instrum., 36, 1448 (1965).
35.	G о 1 d s w о r t h у W. W. Ibid., p. 1643.
36.	Den H a r t о g H., M u 11 e r F. A Phvsica, 13, 571 (1947).
37	Wilson R. Philos. Mag., 41, 66 (1950)’.
38.	Nowlin С. H., Blankenship J. L, Blalock T. V. Rev. Scient.
Instrum., 36, 1063 (1965).
39.	Джиллеспи А. Б. Сигнал, шум и разрешающая способность усили-
телей. М., Атомиздат, 1964.
40.	Blankenship J. L. IEEE Trans Nucl. Sci., NS-11/3, 373 (1964).
41.	Fairstein E. IRE Trans. Nucl. Sci., NS-8/1, 129 (1961).
3*44

42.	Chase R. L. Nuclear Pulse Spectrometry. N. Y„ McGraw-Hill, 1961.
43.	Ar be 1 A. F. NAS-NRC Publ., 1184, 79 (1964).
44.	Campbell N. R., Francis V. J. J. Instr. Elec Engng, 3, No. 93, 45
(1946).
45.	De Lotto I., Dotti D. Nucl. Instrum. Methods, 39, 281 (1965).
46	Soucek B. Nucl. Instrum. Methods, 28, 306 (1964).
47.	Soucek B. Rev. Scient. Iiistrum., 36, 1582 (1965).
48.	De Lotto I., DottiD., Mariotti D. Nucl. Instrum. Methods, 40,
169 (1966).
49.	Rozen S. Nucl. Instrum. Methods, 11, 316 (1961).
50.	Schwarzschild-A. Nucl. Instrum. Methods, 21, 1 (1963).
51.	Weisberg H. Nucl. Instrum. Methods, 32, 138 (1965).
52.	Gupta S. K-, Jyengar К. V. К.., В h a 1 er а о P. J. Nucl. Instrum
Methods, 44, 123 (1966).
53.	Mo ni er L. F., Tri pa rd G. E. Rev. Scient. Instrum., 37, 316 (1966).
54.	Chase R. L., Higinbot ham W. A. Rev. Scient. Instrum., 23, 34
(1952).
55.	Co Hinge B., West C., Lloyd G. H. Nucl. Instrum. Methods, 35,
313 (1965).
56	Larsen R. N. Nucl. Instrum. Methods, 32, 147 (1965).
57.	Lascaris C., Papadopoulos L. Nucl. Instrpm. Methods, 31, 250
(1964).
58.	Goldsworthy W. W. IEEE Trans. Nucl. Sci., NS-10/1, 61 (1963).
59.	Goulding F. S., Landis D. NAS-NRC Publ., 1184, 124 (1964).
60.	Marlow K. W. Nucl. Instrum Methods, 15, 188 (1962).
61.	Pakkanen A., Stenman F. Nucl. Instrum. Methods, 44, 321 (1966).
62.	Arque-Aliharaz H. Nucl. Instrum. Methods, 32, 283 (1965).
63.	Patwardhan P. K- Nucl. Instrum. Methods, 31, 169 (1964).
64.	Strauss M. G., В r e n n er R. Rev. Scient. Instrum., 30, 1857 (1965).
65	Sikorsky E. IEEE Trans. Nucl. Sci., NS-10/1, 42 (1963).
66.	Shockley W. Electrons and Holes in Semiconductors. N. Y., Van
Nncfrnnrl 10ЦЛ/1056
67.	Hi r a mot о T. Nucl. Instrum. Methods, 32, 141 (1965).
68.	Kaiser R. C. NAS-NRC Publ., 1184, 140 (1964).
69.	Kahn H. L. Rev. Scient. Instrum., 33, 235 (1962); 35, 135 (1964).
70.	S a h С. T. IRE Trans. Electron Devices, ED-9, 94 (1962).
71.	G i a n ne 11 i G., S t a nch i L. Nucl. Instrum. Methods, 8, 79 (1960).
72.	P a t e r s о n W. L. Rev. Scient. Instrum ,34, 1311 (1963).
73.	Cooke-Yarborough E. H. NAS-NRC Publ., 1184, 136 (1964).
74.	L u n s f о r d J. S. Rev. Scient. Instrum., 36, 461 (1965).
75.	Wa h 1 i n L. Nucl. Instrum. Methods, 14, 281 (1961).
76.	Vincent С. H„ Kaine D. IEEE Trans. Nucl. Sci., NS-9/3, 327 (1962).
77.	Goldsworthy W. W. IEEE Trans. Nucl. Sci., NS-12/1, 336 (1965).
78.	Aitken J. H. Nucl. Instrum. Methods, 14, 343 (1961).
79.	Griffiths R. J. et al. Nucl. Instrum. Methods, 15, 309 (1962).
80.	Bayer R. Nuclear Electronics. IAEA, 2, 337 (1962).
81.	Tsukuda M. Nucl. Instrum. Methods, 25, 265 (1963).
82.	Kuhlmann W. R., Schimmer B. Nucl. Instrum. Methods, 40, 113
(1966).
83.	Konrad M. Nucl Electronics, IAEA, 2, 405 (1962).
84.	Miller G. L, Radeka V. NAS-NCR Publ., 1184, 104 (164).
85.	Grunberg J., Sold V., G a 1 i 1 V. Nucl. Instrum. Methods, 34, 311
(1965).
86.	Gere E. A., Miller G. L. IEEE Trans. Nucl. Sci., NS-11/3, 382 (1964).
87	Grliter H. Nucl. Instrum. Methods, 33, 159 (1965).
88.	Briscoe W. L. Rev. Scient. Instrum., 29, 401 (1958).
89	Coffey W. L. Rev. Scient Instrum., 36, 1580 (1965)
90.	Horn L. S.Khasanov В. 1. Nucl. Instrum. Methods, 40, 267 (1966).
91.	E m m e r T. L. IRE Trans. Nucl. Sci., NS-9/3, 305 (1962).
92.	Kandiah K- NAS-NRC Publ., 1184, 119 (1964).
23 Заказ 199
345

93.	F a b r i G., Gatti E., Svelto V. Nucl. Instrum. Methods, 15, 237
(1962).
94.	Bertolaccini M., Bussolati C., Cova S. Nucl. Instrum. Methods,
32, 31 (1965).
95.	M i 11 m a n J., T a u b H. Pulse and Digital Circuits. N. Y., McGraw-
Hill, 1956.
96.	G о u 1 d i n g F. S. NAS-NRC Publ., 1184, 121 (1964)
97.	Barna A, Marshall J. H. Rev. Scient. Instrum., 35, 881 (1964).
98.	Feldman M. Rev. Scient. Instrum., 36, 241 (1965).
99.	Hillman J., Puckett T. H. Proc. IRE, 43, 27 (1955).
100.	Coli M., Lupini S. Nucl. Instrum. Methods, 34, 235 (1965).
101.	Keller К- B. Rev. Scient. Instrum., 35, 1360 (1964).
102.	Chagnon P. R. Rev. Scient. Instrum., 32, 68 (1961).
103.	Gingell С. E. L. IEEE Trans. Nucl. Sci., NS-10/3, 32 (1963).
104.	Chaplin G. В. В., С о 1 e A. J. Nucl. Instrum. Methods,	7, 45 (1960).
105	V a 1 с к x F. P. G., D у m a n u	s A. Ibid., p. 197.
106.	Sasaki A., Tsukuda M.	Nucl. Instrum. Methods,	33,	252	(1965).
107.	Liu F. F., L о e f f 1 e r F. J.	Nucl. Instrum. Methods,	12,	124	(1961).
108.	Seiler K- Physik und Technik der Halblecter. Stuttgart. WVG, 1964.
109.	Ko W. H. IRE Trans. Electron Devices, ED-8/2, 123 (1961).
110.	Kelly G. Nucleonics, 10/4, 34 (1952).
111.	Meyer M A. Nucl. Instrum. Methods, 1, 62 (1957).
112.	S a r a z i n A. Nucl. Instrum. Methods, 8, 70 (1960).
113.	Cummius W. F, Branum D. R. Rev. Scient. Instrum., 31, 1247
(1960).
114.	Weddigen C., Haase E. L. Nucl. Instrum. Methods, 33, 157 71965).
115.	С r a i b J. F. Electronics, 24/6, 129, (1951)
116.	Ger sh о A. Proc IEEE, 54, 1574 (1966).
117.	Espley D. S. J. IEE, 93, 314 (1946).
118.	G i n z t о n E. L. et al. Proc. IRE, 36, 956 (1948).
119.	Ho st on W. H., Jasberg J. H., N о e J. D. Proc. IRE, 38, 748 (1950).
120.	Yu PY P., К a 11 m a n H. E., C h r i s t a 1 d i P. S. Electronics, 24/7, 106
(1951).
121.	Percival W. S. J. Televis. Soc., 7, 445 (1955).
122.	Beneteau P. J., Blaser L. A 175 Me Distributed Amplifier Using
Silicon Mesa Transistors. Fairchild Application Data APP-14/2.
123	Sa low H. et al. Der Transistor Berlin—Gottingen—Heidelberg, Sprin-
ger, 1963.
124.	Elmore W. C. J. Appl. Phys., 19, 55 (1948).
125.	Williams C. W, N e i 1 e r J H. IRE Trans. Nucl. Sci., NS-9/5, 1
(1962).
126.	Alberigi-Quaranta A., Martini M. Nucl. Instrum. Methods, 25,
125 (1963).
127.	Liuvill J. G., D a n о n G. Electronique Nucleaire. Paris, SFER, 1963,
p. 829.
128.	Rush Ch. J. Rev. Scient. Instrum., 35, 149 (1964).
129.	Baldinger E, S immen A. ZAMP, 15, 71 (1964).
130.	R e d d i V. G. K. Transistor Pulse Amplifiers. Fairchild Application Data
App_______32/2.
131	С о И M. et al. Nucl. Instrum. Methods, 33, 298 (1965).
132.	Lunsford J. S. Rev. Scient. Instrum, 35, 1483 (1964).
133	Ve г w e i j H. Nucl. Instrum. Methods, 20, 323 (1963).
134.	Ver we i j H. Nucl. Instrum. Methods, 24, 39 (1963).
135.	Alberigi-Quaranta A., Martini M. NAS-NRC Publ., 1184, 89
(1964).
136.	A1 b e r i g i - Q u a r a n t a A, Martini M. Nucl. Instrum. Methods,
23, 169 (1963).
137.	Epstein R. J. Nucl. Instrum. Methods, 24, 333 (1963).
138.	Lavaille A. Electronique Nucleaire. Paris, SFER, 1963, p. 761.
139.	Schapper M. Nucl. Instrum. Methods, 27, 172 (1964).
346

140.	Jackson H. G. Nucl. Instrum. Methods, 33, 161 (1965).
141.	Ageno M.-, FeLici C. Nucl. Instrum. Methods, 16, 59 (1962).
142.	Дубровский А. И. «Приборы и техника эксперимента», №2, 5.
(1966).
143.	К a n d i a h К. Nucl. Electronics, IAEA, 2, 11 (1962).
144.	Franz K. Nucl. Instrum. Methods, 47, 217 (1967).
145.	Straus M. G. et al. Rev. Scient. Instrum., 38, 725 (1967).
146.	Ferrari A. M. R., F a i r s t e i n E. Nucl. Instrum. Methods, 63, 218
(1968).
147.	G о r n i S. Nucl. Instrum. Methods, 47, 74 (1967).
148.	Ra deka V. Rev. Scient. Instrum., 38, 1397 (1967).
149.	Bertolaccini M. et al. Nucl. Instrum. Methods, 42, 286 (1966).
150.	Nygaard K- Nucl. Instrum. Methods, 54, 98 (1967).
151.	Pinasco S. F. Nucl. Instrum. Methods, 47, 71 (1967).
152	Bertolaccini M., Bussolati C., Gatti E. Nucl. Instrum. Met-
hods, 41, 173 (1966).
153.	Konrad M. IEEE Trans. Nucl. Sci., NS-15/1, 268 (1968).
154.	Bertolaccini Met. al. Nucl. Instrum. Methods, 61, 84 (1968).
155.	Bertolaccini M. et al. Nucl. Instrum. Methods, 62, 221 (1968).
156	Goldsworthy W. Ibid., p. 93.
157.	Weise К Nucl. Instrum. Methods, 61, 241 (1968).
158.	Schuster H. J. Nucl. Instrum. Methods, 63, 342 (1968).
159.	Radeka V., Karlovac N. Nucl. Instrum. Methods, 52, 86 (1967).
160.	Radeka V., Karlovas N. IEEE Trans. Nucl. Sci, NS-15/3, 455
(1968).
161	De Wit P., Wolff A. C. Nucl. Instrum. Methods, 61, 237 (1968).
162.	White G. Nucl. Instrum. Methods, 45, 270 (1966).
163	Goldsworthy W. IEEE Trans. Nucl. Sci., NS-14/1, 70 (1967).
164.	Connelly J. A., Pierce J. F. Nucl. Instrum. Methods, 64, 7 (1968).
165.	Amsel G., Bosshard R., Zajde C. IEEE Trans. Nucl. Sci.,
NS-14/1, 1 (1967).
166.	Fuschini E., Maroni C., Veronesi P. Nucl. Instrum. Methods,
41, 153 (1966).
167.	Gracovetsky S., Lou de J. F. Nucl. Instrum. Methods, 63, 349
(1968).
168.	Moszynski M., Jastrzebski J., Bengsfon B. Nucl. Instrum,
Methods, 47, 61 (1967).
169.	Williams C. W. IEEE Trans. Nucl. Sci., NS-15/1, 297 (1968)
170.	Remigolsky B., Tepper L. Nucl. Instrum. Methods, 53, 29 (1967).
171.	Byrd J. S. Nucl. Instrum. Methods, 48, 296 (1967).
172.	Turos A., Zieminski A. Nucl. Instrum. Methods, 44, 119 (1966).
173.	Fisher P. S, Scott D. K. Nucl. Instrum. Methods, 49, 301 (1967).
174.	Chaminade R., Faivre J. C., Pain J. Nucl. Instrum. Methods,
49, 217 (1967).
175.	Manfredi P. F., Ma r a n e s i P., R i m i n i A. Rev. Scient. Instrum.,
38, 1253 (1967).
176.	Mills A. P. Nucl. Instrum. Methods, 50, 132 (1967).
177.	V i s e n t i n R. Nucl. Instrum. Methods, 64, 21 (1968).
178.	Smith B. Nucl. Instrum. Methods, 55, 138 (1967).
179.	Schuster H. J. Nucl. Instrum. Methods, 58, 179 (1968).
180.	G о у о t M. et al. Nucl. Instrum. Methods, 53, 87 (1967).
181.	Looten A., Baldinger E., Simmen A. Nucl. Instrum. Methods,
53, 128 (1967).
182.	Owens A. R., White G. Nucl. Instrum. Methods, ,49, 291 (1967).
183.	Manfredi P. F. Ibid., p. 71.
184.	Nybakken T. W. Nucl. Instrum. Methods, 53, 331 (1967).
185.	To j о A. Nucl. Instrum. Methods, 50, 45 (1967)
186.	Millard J. K. Rev. Scient. Instrum., 38, 169 (1967).
187.	Goyot M., Samueli J. J., Sarazin A Nucl. Instrum. Methods,
46, 149 (1967).
23*
347

К главе 4
1.	Littauer R. Pulse Electronics. N. Y., McGraw-Hill, 1965.
2.	Schmitt О. H. J. Scient. Instrum., 15, 24 (1938).
3.	M i 11 m a n J., T a u b H. Pulse and Digital Circuits. N. Y., McGraw-
Hill, 1956.
4.	Robinson L. B. Rev. Scient. Instrum., 32, 1057 (1961).
5.	Goul ding F. S. NAS-NRC Publ., 1184, 121 (1964).
6.	G о u 1 d i n g F. S., M c N a u g h t R. A. Nucl. Instrum. Methods, 8, 282
(1960).
7.	Chase R. L. Nuclear Pulse Spectrometry. N. Y., McGraw-Hill, 1961.
8.	V e r w e i j H. Nucl. Instrum. Methods, 10, 308 (1961).
9.	Lecomte J. L, A11 e m a n d R. Nucl. Electronics, IAEA, 2, 399
(1962).
10.	К a n d i a h K- Nucl. Electronics, IAEA, 2, 239 (1962).
11.	Larsen R. N. Nucl. Instrum. Methods, 32, 147 (1965).
12.	К a ndiah К Proc. IEE, II, 101, 239 (1954)
13.	Ba raba sc hi S., Cottini C., Gatti E. Nuovo cimento. Ser. 10, 2,
1042 (1955).
14.	В i n a r d L., Gotnski E. Nucl. Electronics, IAEA, 3, 167 (1962).
15.	Giannelli G., Stanchi L. Nucl. Instrum. Methods, 8, 79 (1960);
9, 244 (1960).
16.	Strauss M. G., Brenner R. Rev. Scient. Instrum., 36, 1857 (1965).
17.	Van Rennes A. B. Nucleonics, 10/7, 20 (1952); 10/8, 22 (1952); 10/9,
32 (1952) ; 10/10, 50 (1952).
18.	Sold U., Bro j do S. Nucl. Instrum. Methods, 26, 147 (1964).
19.	Polly P. Nucl. Instrum. Methods, 16,214 (1962).
20.	Brafman H. Nucl. Instrum. Methods, 32, 321 (1965).
21.	Audrieux H., Guitton J., Hugolin L. Nucl. Electronics, IAEA,
2, 329 (1962).
22.	Welter L. M. Rev. Scient.	Instrum.,	36, 487 (1965).
23.	G a 11 i E , P i v a F. Nuovo	cimento,	Ser. 9,	10, 984	(1953).
24.	Gatti E.Piva F Nuovo	cimento,	Ser 9,	11, 153	(1954).
25.	С о 1 о m b о S., С о 11 i n i	C., G a 11 i E.	Nuovo	cimento, Ser. 10, 5, 748
(1957).
26.	Mori G. M. Nucl. Instrum. Methods, 27, 348 (1964).
27.	Moody N. F., В a 11 e 1 i W. J., Howell W. D. Rev. Scient. Instrum.,
22, 551 (1959)
28.	Brandi B.Cappeller U. Nucl. Electronics, IAEA, 2, 167 (1962).
29.	Bonitz M.Berlowitsch J. Nucl. Instrum. Methods, 4, 133 (1959).
30.	W e i n z i e r i P. Rev. Scient. Instrum., 27, 226 (1956).
31.	J о h a n s s о n B. Nucl. Instrum. Methods, 1, 274 (1957).
32	Fairstein E. A Pulse Crossover Pickoff Gate for Use with a Medium
Speed Coincidence Circuit. ORNL Instrument and Controls Div. Arne.
Report (1. July 1957).
33.	Gruhle W. Nucl. Instrum Methods, 4, 112 (1959).
34.	Chase R. L. Rev Scient. Instrum., 31, 945 (1960).
35.	G a 11 i E., V a g h i F., Z a g 1 i о E. Nucl. Electronics, IAEA, 3, 105
(1962).
36.	Emmer T. L. The Use of Time Discrimination in Pulse Height Analysis.
NAS-NRC Publ., 1184, 112 (1964).
37.	Strauss M. G. Rev. Scient. Instrum., 34, 1248 (1963).
38.	Bell R. E. Nucl. Instrum. Methods, 42, 211 (1966).
39.	Bell R. E„ Jorgensen M. H. Canad. J. Phys., 38, 652 (1960).
40.	Esaki L. Phys. Rev., 109, 603 (1958).
41.	De Blust E. et al. Electronique Nucleaire. Paris, SFER, 1963, p. 785.
42.	Lacour J. Nucl. Electronics, IAEA, 3, 179 (1962).
43.	Winter J. Nucl. Instrum. Methods, 28, 229 (1964).
44.	van Zurk R. Nucl Instrum. Methods, 16, 157 (1962).
45.	Banner M., Teiger J. Nucl. Instrum. Methods, 31, 205 (1964).
348

46.	R i g h i n i B. Nucl. Instrum. Methods, 29, 89 (1964).
47.	Ward С. B, York С. M. Nucl. Instrum. Methods, 23, 213 (1963)
48.	С о 1 i M. Nucl. Instrum. Methods, 39, 297 (1966).
49.	Papadopoulos L. J. Scient. Instrum., 43, 202 (1966).
50.	Hvam T., Smedsdal M Nucl. Instrum. Methods, 24, 55 (1963).
51.	Pandarese F., Villa F. Nucl. Instrum. Methods, 20, 319 (1963).
52.	Or ma n P. R. Nucl. Instrum. Methods, 21, 121 (1963).
53.	Kandiah K- NAS-NRC Publ., 1184, 117 (1964).
54.	Alston W. J., Draper J. E. Nucl. Instrum. Methods, 35, 155 (1965).
55.	W i e g a n d C. Nucl. Instrum. Methods, 20, 313 (1963).
56.	Garvey J. Nucl. Instrum. Methods, 29, 137 (1964).
57.	S u s s к i n d A. Notes on Analog-Digital Conversion Techniques. N. Y„
John Wiley & Sons, 1957.
58.	В о r u с к i L„ D i 11 m a n n J. Digitale Messtechnik. Berlin—Heidelberg—
New York, Springer, 1966.
59.	Wilkinson D. H. Proc Cambridge Philos. Soc., 46, 508 (1950).
60.	Frank S. G., Frisch O. R., S с а г г о 11 G. G. Philos Mag. 42, 603
(1951).
61.	G u i 11 о n H. J. Phys. Radium, 14, 1 (1953).
62.	К a n d i ati K- Nucl. Instrum. Methods, 2, 112 (1958).
63.	Kandiah K. Nucl. Electronics. IAEA, 2, 11 (1962).
64.	G u i 11 о n H. Nucl. Instrum. Methods, 43, 240 (1966).
65.	Manfredi F. F, Rimini A. NAS-NRC Publ, 1184, 186 (1964).
66.	S z a v i t s O. Nucl. Instrum. Methods, 39, 293 (1966).
67.	Cooke-Yarborough E. H. NAS-NRC Publ, 1184, 169 (1964).
68.	Gere E. A, Miller G. L. IEEE Trans. Nucl. Sci, NS-13/3, 508 (1966).
69.	C omi skey G. F, Ka r 1 i n R. A, Carlson R. O. IEEE Trans,
NS-12/1, 325 (1965).
70.	Emm er T. L. IEEE Trans, NS-12/1, 329 (1965).
71.	Arbel A. F. Nucl. Electronics, IAEA, 2, 3 (1962).
72.	G о u r s к i V, G о u i 11 о n H. Electronique Nucleaire. Paris, SFER,
1963, p. 313.
73.	В о n s i g n о r i С, M a 1 о s t i D, Pellegrini U. Nucl. I nstrum.
Methods, 20, 362 (1963).
74.	Strauss M. G. Rev. Scient. Instrum, 34, 335 (1963).
75.	Kandiah K. NAS-NRC Publ, 1184, 177 (1964).
76.	Catz Ph, Majerowicz J. Nucl. Instrum. Methods, 45, 59 (1966).
77.	Ch a se R. L. IRE Trans. Nucl. Sci, NS-9/3, 275 (1962).
78.	Stanford G. S. Nucl. Instrum. Methods, 34, 1 (1965).
79.	Dudley R. A, Scarpatetti R. Nucl. Instrum. Methods, 25, 297
> (1964).
80.	C h a s e R. L. IRE Trans. Nucl. Sci, NS-9/1, 119 (1962).
81.	Byington P, Johnstone C. IRE National Convention Record,
Part, 10, 204 (1955).
82.	Arque-Almaraz H. Nucl. Instrum. Methods, 33, 61 (1965).
83.	Costrell L, Brueckman R. E. Nucl. Electronics, IAEA, 2, 29
(1962).
84.	Rumphorst R. F, DaumC, KoertsL. A. Nucl. Electronics,
IAEA, 3, 195 (1962).
85.	Draper J. E, Alston W. J. Rev. Scent. Instrum, 30, 805 (1959).
86.	Franz K, S c h u 1 z J. NAS-NRC Publ, 1184, 172 (1964).
87.	Leng J, Patwardhan P. K. NAS-NRC Publ, 1184, 180 (1964).
88.	Cottini C, Gatti E, Svelto V. Nucl. Instrum. Methods, 24, 241
(1963).
89.	Cottini C, Gatti E. Electronique Nucleaire. Paris, SFER, 1963.
p. 309.
90	G a sstrom R. V. Nucl. Electronics, IAEA, 317 (1959).
91.	M a с M a h о n J. P. Nucl. Electronics, IAEA, 291 (1959).
92.	P i z e r H. I. Nucl. Instrum Methods, 20, 358 (1963).
349

93.	Alberigi-Quaranta A., Righini B. Nucl. Instrum. Methods, 20,
355 (1963).
94.	О v e n R. B. IRE Trans. Nucl. Sci., NS-9/3, 285 (1962).
95.	A m m e r 1 a a n C. A. J., R u m p h о r s t R. F., Ch. К о e r t s L. A. Nud.
Instrum. Methods, 22, 189 (1963).
96.	Scheer J. A. Ibid., p. 45.
97.	Alexander T. K. et al. Phys. Rev. Lett., 13, 86 (1964).
98.	M a t h i e s о n E., Sanford P. W. Electronique Nucleaire. Paris, SFER,
1963, p. 65.
99.	Sayres A., Coppola M. Rev. Scient. .Instrum., 35, 431 (1964).
100.	Mendel 1 R. В., К or f f S. A. Rev. Scient. Instrum., 34, 1356 (1963).
101	Crawford R. L.Erteza A. Nucl. Instrum. Methods, 30, 303 (1964).
102.	Dvorak R. F., F e r g u s R. W. IEEE Trans. Nucl. Sci, NS-11/3, 415
(1964).
103	Legg J. C. Nucl. Instrum Methods, 36, 343 (1965).
104.	Brooks F. D. Nucl. Instrum. Methods, 4, 151 (1959).
105	Suhami A., Ophir D. Nucl. Instrum. Methods, 30, 141 (1964).
106.	Alexander T. K., Goul di ng F. S. Nucl. Instrum. Methods, 13, 244
(1961).
107.	Landis D„ G о u 1 d i n g F. S. NAS-NRC Publ., 1184, 143 (1964[.
108	Peele R. W, L о v e T. A. Ibid., p. 146.
109.	Roush M L., Wils*on M. A., Hornyak W F. Nucl. Instrum. Met-
hods, 31, 112 (1964).
110.	Ma the Gy., Schlenk B. Nucl. Instrum. Methods, 27, 10 (1964).
111.	FOlle R., Ma the Gy.Netzband D. Nucl. Instrum. Methods, 35,
250 (1965).
112.	Ma the Gy. Nucl. Instrum. Methods, 39, 356 (1966).
113.	Bass R., Kessel W., Majoni G. Nucl. Instrum. Methods, 30, 237
(1964).
114.	Bass R., Kessel W., Majoni G. Nucl. Instrum. Methods, 34, 169
(1965).
115.	Nadav E., Kaufman B. Nucl. Instrum. Methods, 33, 289 (1965).
116.	S c h w e i m e r W. Nucl. Instrum. Methods, 39, 393 (1966).
117.	Varga L. Nucl. Instruni. Methods, 14, 24 (1961).
118.	Gatti E„ De Martini F. Nucl. Electronics, IAEA, 2, 265 (1962).
119.	Takami Y., Hosoe M. Nucl. Instrum. Methods, 31, 347 (1964).
120.	Nizan A. I., Elad E. Nucl. Instrum. Methods, 47, 210 (1967).
121.	Nizan A. L, E1 a d E. Nucl. Instrum. Methods, 51, 270 (1967).
122.	Chase R. L„ P о u 1 о L. R. IEEE Trans. Nucl. Sci., NS-14/1, 83 (1967).
123.	P a t z e 11 R. Nucl. Instrum. Methods, 59, 283 (1968).
124.	Williams C W. IEEE Trans. Nucl. Sci., NS-15/1, 297 (1968).
125.	Gere E. A., Miller G. L. IEEE Trans. Nucl. Sci., NS-14/1, 89 (1967).
126	Klein S. S, Hulstman L., Blok J. Nucl Instrum Methods, 60, 88
(1968).
127.	В e r n a rd P. et al Ibid., p. 213.
128.	S a 11 Гег E. Nucl. Instrum. Methods, 64, 221 (1968).
129.	Lewyn L. L. IEEE Trans. Nucl. Sci., NS-14/1, 126 (1967).
130	Wa u gh J. B. S Nucl. Instrum. Methods, 61, 121 (1968).
131.	Gedcke D. A., Mc D о na 1 d W. J. Nucl Instrum. Methods, 56, 148
(1967).
132	G r i e d e r P. K- F. Nucl Instrum. Methods, 56, 229 (1967).
133.	Gedcke D A., McDonald W. J. Nucl. Instrum Methods, 58, 253
(1968).
134.	Compton P. D., Jr., Johnson W. A. IEEE Trans. Sci., NS-14/1, 116
(1967).
135.	Abbatista N., Coli M., Plantamura V. L. Nucl. Instrum Met-
hods, 44, 29 (1966).
136.	Abbatista N, Coli M., Plantamura V. L. Nucl. Instrum. Met-
hods, 43, 383 (1966)
137.	Nutt R IEEE Trans. Nucl Sci., NS-14/1, 110 (1967).
350

138.	Т о v е Р. А., Р е t г u s s о n Е., С h о Z. Н. Nucl. Instrum. Methods. 47,
249 (1967).
139.	Mantakas Ch. Nucl. Instrum. Methods, 48, 179 (1967); Erratum. Nucl.
Instrum. Methods, 51, 357 (1967).
140	Gorodetszky J. et al. Nucl. Instrum Methods, 45, 72 (1966).
141.	Tur ко В. Nucl. Instrum. Methods, 56, 261 (1967).
142	Lycklama H., К e n n e 11 T. J. Nucl. Instrum. Methods, 59, 56 (1968)
143	Gardner F. M., McKee the n R. Nucl Instrum. Methods, 46, 121
(1967).
144	Strauss M. G. et al. IEEE Trans. Nucl. Sci., NS-15/3, 518 (1968).
145	Greenblatt J., Kuchela K- S, Sherman N. K. Nucl. Instrum.
Methods, 49, 86 (1967).
146	Schuster H. J. Nucl. Instrum. Methods, 63, 182 (1968).
147.	Hrisoho A. Nucl. Instrum. Methods, 55,344 (1967).
148.	A b b a 11 i s t a N., Coli M., Plantamura V. L. Nucl. Instrum.
Methods, 59, 163 (1968).
149.	Robinson L. B., G i n F., G о u 1 d i n g F. S. Nucl. Instrum. Methods,
62, 237 (1968).
150	Colombo G., Stanch! L. IEEE Trans. Nucl. Sci, NS-15/1, 291
(1968).
151	Alberigi-Quaranta A,Righini B., Volta R. Nucl. Instrum.
Methods, 54, 199 (1967).
152.	Johnson F. A. Nucl. Instrum. Methods, 58, 134 (1968).
153.	Tamm U., Michaelis W., Coussieu P. Nucl. Instrum. Methods,
48, 301 (1967)
154.	T о j о A. Nucl. Instrum. Methods, 50, 38 (1967).
155.	S о u ё e к В., C h a s e R. L. Ibid., p. 71.
156.	Sabbah B., Suhami A. Nucl. Instrum. Methods, 58, 102 (1968).
157.	Abe K, Kawamura N., Mutsuro N. Nucl. Instrum. Methods, 63,
105 (1968).
158	Jones D. W. IEEE Trans. Nucl. Sci., NS-15/3, 491 (1968).
К главе 5
1	Bell R. E. In: Alpha-, Beta- and Gamma-Ray Spectroscopy. Ed. K. Sieg-
bahn. Vol. 2. Amsterdam, North-Holland Publishing. Company, 1965, p. 905.
2	De BenedettiS., Findley R. W. Handbuch der Physik. Ed. S. Flug-
ge. Vol. LXV. Berlin—Gottingen—Heidelberg, Springer, 1958, p. 222.
3.	M i e h e J. A., О s t e r t a g E., Coche A. IEEE Trans. Nucl. Sci,
NS-13/3, 127 (1966).
4.	Bell R. E , P e t c h H. E. Phys. Rev., 76, 1409 (1949).
5.	Bell R. E. et al. Canad. J Phys., 30, 35 (1952).
6	Aspelund O. Nucl. Instrum. Methods, 23, 1 (1963).
7	Sugarman R. M., Merritt F., Higinbotham W. Nanosecond
counter circuit manual. BNL 711 (19622; cf. e. g. R. M. Sugarman und
F Merritt: Experimental performance of high-speed limiters for fast coin-
cidence circuits. BNL Millimicro—Note No. 3 (1960) and Transistor limi-
ters with overload protection, BNL Millimicro—Note No. 4 (1960).
8.	Vergezac P., Kahane J. Nucl. Instrum. Methods, 26, 317 (1964)
9	Barna A. et al. Nucl. Instrum. Methods, 7, 124 (1960).
10	S i d i M., Sold U. Nucl. Instrum. Methods, 21, 89 (1963).
11	Whetstone A., Ko u nos u S. Rev. Scient. Instrum., 33, 423 (1962)
12.	Bjerke A E., Kerns Q. A, Nunamaker T. A Nucl. Instrum Met-
hods, 15, 249 (1962).
13	Wiegand C. Nucl. Instrum. Methods, 20, 313 (1963).
14.	Orman P. R. Nucl. Instrum. Methods, 21, 121 (1963).
15.	Garvey J. Nucl. Instrum. Methods, 29, 137 (1964).
16.	Scheer J. A. Nucl. Instrum. Methods, 22, 45 (1963)
17.	Williams C. W., Biggerstaff J. A. Nucl Instrum. Methods, 25,
370 (1964).
351

18.	Bell R. E. Nucl. Instrum. Methods, 42, 211 (1966).
19.	Gatti E., Vaghi F., Zaglio E. Nucl. Electronics, IAEA, 3, 105
(1962).
20.	G a 11 i E. et al. Nucl. Instrum. Methods, 39, 309 (1966).
21.	Schwarzschild A. Nucl. Instrum. Methods, 21, 1 (1963).
22.	В e и о i t P., A u b r e t C., D u m a s J. C. Electronique Nucleaire. Paris,
SFER, 1963, p. 747.
23.	Stuckenberg H. J. In: Kernphysikalische Meflverfahren. Ed. H. Neuert.
Karlsruhe, Verlag G. Braun, 1966, p. 408.
24.	Agouridis D. C. Rev. Scient. Instrum., 33, 1396 (1962).
25.	Ragsdale R. H. Rev. Scient. Instrum., 34, 450 (1963).
26.	Blaugrund A. E., Vager Z. Nucl. Instrum. Methods, 29, 131 (1964).
27.	Emmer T. L. NAS-NRC Publ., 1184, 112 (1964).
28.	В о the W. Z. Phys., 59, 1 (1930).
29.	Fischer J., Marshall J. Rev. Scient. Instrum., 23, 417 (1952).
30.	Rossi B. Nature, 125, 636 (1930).
31.	De Benedetti S„ Richin gs H. J. Rev. Scient. Instrum., 23, 37
(1952).
32.	De Vries H. Nucl. Electronics, IAEA, 3, 59 (1962).
33.	Brunner W. Nucl. Instrum. Methods, 30, 109 (1964).
34.	Dumas J. C., Aubret C., Benoit P. Nucl. Instrum. Methods, 21,
323 (1963).
35.	Goul di ng F. S., Me Naught R. A. Nucl. Instrum. Methods, 8, 282
(1960).
36.	Garwin R. Rev. Scient. Instrum., 24, 618 (1953).
37.	В a ker S. C. Nucl. Instrum. Methods, 12, 20 (1961).
38.	Baldinger E., Huber P., Meyer К. P. Rev. Scient. Instrum., 19,
473 (1948).
39.	Bay Z. Phys. Rev, 83, 242 (1951); Rev. Scient Instrum., 22, 398 (1951).
40.	Mi nton G. H. J. Res. NRS, 57, 119 (1956).
41.	M e i 1 i n g W., Schintelmeister J., Stary F. Nucl. Instrum.
Methods, 11, 355 (1961).
42.	К u 11 a n d e r S. Nucl. Instrum. Methods, 24, 342 (1963).
43.	Neddermeyer S. H. et al. Rev. Scient. Instrum., 18, 488 (1947).
44.	L e w i s 1. A. D, W e 11 s F. H. Millimicrosecond Pulse Techniques. Lon-
don, Pergamon Press, 1959.
45.	Chase R. L. Nuclear Pulse Spectrometry. N. Y., McGraw-Hill, 1961.
46.	Bjerke A E, Kerns Q. A., Nunamaker T. A. Nucl. Instrum.
Methods, 12, 25 (1961).
47.	G a 11 i E, S v e 11 о V. Nucleonics, 23/7, 62 (1965).
48.	В о n i t z M. Nucl. Instrum Methods, 22, 238 (1963).
49.	Schumann R. W. Rev. Scient. Instrum., 27, 686 (1956).
50.	Ollivier B., Poussot R., Thenard J. Nucl. Electronics, IAEA, 2,
81 (1962).
51.	Lundy R. A. Rev. Scient. Instrum., 34, 146 (1963).
52	Durand P., G i r a u d P. Electronique Nucleaire. Paris, SFER, 1963,
p. 643.
53.	W h i 11 a к er J. K., Cavanagh P. Electronique Nucleaire Paris,
SFER, 1963, p. 679.
54.	Wh i 11 а кeг J. К, Ca va nagh P. Nucl. Instrum. Methods, 28, 293
(1964).
55.	Ivanov A. A. Instr. Exptl. Techn UdSSR, 1966, p. 113.
56.	G i a n e 11 i G. Nucl. Electronics, IAEA, 2, 49 (1962).
57.	The na rd J. Ibid., p. 101.
58.	Thenard J., Victor G. Electronique Nucleaire. Paris, SFER, 1963,
p. 333
59.	T h e n a r d J. Nucl. Instrum. Methods, 26, 45 (1964).
60.	Meyer H. Electronique Nuclfeaire. Paris, SFER, 1963, p. 633.
61.	D u r a n d P. et al. Ibid., p. 651.
62.	Bell R. E, Jorgensen M. H. Canad. J. Phys., 38, 652 (1960).
352

63.	R о d d a J. L., G r i f f i n J. E., S t e w a r t M. G. Nucl. Instrum. Methods
23, 137 (1963).
64.	Thieberger P. Nucl. Instrum. Methods, 44, 349 (1966).
65.	Weber W., Johnstone C. W., Cranberg L. Rev. Scient. Instrum.,
27, 166 (1956).
66.	Meiling W:, SchintelmeisterJ., Stary F. Nucl. Instrum. Met-
hods, 21, 275 (1963).
67.	Culligan G, Lipman N. Rev. Scient. Instrum., 31, 1209 (1960).
68.	Ophir D. Nucl. Instrum. Methods, 28, 237 (1964).
69.	В r u n J. С., В r e n i 1 R., V i c t о r C. Nucl. Electronics. IAEA, 3, 99
(1962).
70.	W i e b e r D. L. Nucl. Instrum. Methods, 24, 269 (1963).
71.	Roddick R. G., Lynch F. J. IEEE Trans. Nucl. Sci, NS-11/3, 399
(1964).
72.	Scbweimer W. Nucl. Instrum. Methods, 32, 190 (1965).
73.	M a у d a n D. Nucl. Instrum. Methods, 34, 229 (1965)
74.	В r a f m a n H. Ibid., p. 239.
75.	Christiansen J. Nucl. Electronics, IAEA, 3, 93 (1962).
76.	В loess D., Miinnich F. Nucl. Instrum. Methods, 28, 286 (1964)
77.	Kowalski E. Nucl. Instrum. Methods, 52, 357 (1967).
78.	He neb г у W. M., Rasiel A. IEEE Trans. Nucl. Sci., NS-13/2, 64
(1966).
79.	BalliniR,Pomelas E. Nucl. Instrum. Methods, 11, 331 (1961).
80.	Weisberg H. L., Berko S. IEEE Trans. Nucl. Sci., NS-11/3, 406
(1964).
81.	Weisberg H. Nucl. Instrum. Methods, 32, 133 (1965).
82.	Green R. E., Bell R. E. Nucl. Instrum. Methods, 3, 127 (1958).
83.	T i n t a F. Nucl. Electronics, IAEA, 3, 71 (1962).
84.	Rogerieux M., Vergez P. Nucl. Electronics, IAEA, 3, 205 (1962).
85.	G о г о d e t z к у S. et al. Nucl. Instrum. Methods, 7, 50 (1960).
86.	J u n g H. Nucl. Instrum. Methods, 24, 197 (1963).
87.	Sunyar A. W. Proc. 2Bd Conf. Peacef. Atom. Energy., 14, 347 (1958).
88.	Jones G. J. Scient. Instrum., 37, 318 (1960.
89.	Vergezac P , К a h a n e J. Electronique Nucleaire. Paris, SFER, 1963,
p. 629.
90.	Grin G. A., Joseph C. Nucl. Instrum. Methods, 24, 331 (1963).
91.	Bell J., Tao S. J., Green J. H. Nucl. Instrum. Methods, 35, 213
(1965).
92.	Bell J, G r e e n J. H„ T a о S. J. Ibid., p. 320.
93.	Simms P. C. Rev. Scient Instrum., 32, 894 (1961).
94.	Jones G., Falk W. R. Nucl. Instrum. Methods, 37, 22 (1965)
95.	Bonitz M„ Berlovich E. J. Nucl. Instrum. Methods, 9, 13 (1960).
96.	Cottini C, Gatti E. Nuovo cimento, 4, 1550 (1956).
97.	Amr am Y. Proc. Conference EANDC. Karlsruhe, 1964, p. 268.
98.	De Lotto 1., Gatti E.Vaghi F. Proc. Conference EANDC Karl-
sruhe, 1964, p. 291.
99.	De Lotto I., Gatti E., Vaghi F. Alta Frequenza, 33, 839 (1964).
100.	Lefevre H. W., Russell J. T. Rev. Scient. Instrum., 30, 159 (1959).
101.	C r e s s w e 11 J., Wilde P. Proc. Conference EANDC. Karlsruhe, 1964,
p. 300.
102.	Graham R. L. et al. Nucl. Instrum. Methods, 15, 40 (1962).
103.	Weber J. Nucl. Instrum. Methods, 25, 285 (1964).
104.	Falk W., Jones G,Orth R. Nucl. Instrum. Methods, 33, 345 (1965).
105.	Seyfried P., Deike S. Nucl. Instrum. Methods, 39, 313 (1966).
106.	Langkau R. Nucl. Instrum. Methods, 45, 351 (1966).
107.	laci G., LoSavio M. Nucl. Instrum. Methods, 65, 103 (1968).
108.	Van Zurk R. Nucl. Instrum. Methods, 46, 125 (1967).
109.	Murn R. Nucl. Instrum. Methods, 63, 233 (1968).
110.	Bernaola O. A., Filevich A., Thieberger P Nucl. Instrum.
Methods, 50, 299 (1967).
353

Ill	Abbatista N„ Plantamura V. L„ Coli M. Nucl. Instrum. Met-
hods, 49, 155 (1967).
112.	G о r n i S. et al. Nucl. Instrum. Methods, 53, 349 (1967).
113.	Michaelis W. Nucl. Instrum. Methods, 61, 109 (1968).
114	Fouan J. P., Passerieux J. P. Nucl. Instrum. Methods, 62, 327
(1968).
115.	Sherman I. S., Roddick R. G„ Metz A. J. IEEE Trans. Nucl. Sci.,
NS-15/3, 500 (1968).
116.	Waugh J. B. S. Ibid., p. 509.
117.	Va n Z urk R. Nucl. Instrum. Methods, 53, 45 (1967).
118.	V e r w e i j H. Nucl. Instrum. Methods, 41, 181 (1966).
119.	Ab batt is t a N„ Coli M., Plantamura V. L. Nucl. Instrum.
Methods, 44, 153 (1966).
120.	Conrad R. Nucl. Instrum. Methods, 48, 229 (1967).
121.	Bucher W. P., Hollandsworth С. E. Rev. Scient. Instrum., 38,
1259 (1967).
122.	Metz A. J. Ibid., p. 1445.
123.	Ried in ger M. et al. Nucl. Instrum. Methods, 47, 100 (1967).
124.	Moszynski M. Nucl. Instrum. Methods, 56, 141 (1967).
125.	Barna A., Richter B. Nucl. Instrum. Methods, 59, 141 (1968).
126.	Griffin J. E., Souder W. W. Nucl. Instrum. Methods, 64, 85 (1968).
127.	Leung C. Y„ P a u 1 D. A. L. IEEE Trans. Nucl. Sci., NS-15/3, 531
(1968).
128.	Stanchi L. IEEE Trans. Nucl. Sci., NS-15/1, 315 (1968).
129.	Rota A., Bert ol ini G., Cocchi M. IEEE Trans. Nucl. Sci., NS-14/1,
152 (1967).
130.	Polly P. Nucl. Instrum. Methods, 49, 341 (1967).
131.	Whittaker J. K. Nucl. Instrum. Methods, 45, 138 (1966).
132.	Avid a R., Gorni S. Nucl. Instrum. Methods, 52, 125 (1967).
133.	Johnson FA. Nucl. Instrum. Methods, 59, 237 (1968).
134.	Ogata A., T a о S. J., G r e e n J. H. Nucl. Instrum. Methods, 60, 141
(1968).
135.	Eckhause M, Siegel R. T., Welsh R. E. Nucl. Instrum. Methods,
43, 365 (1966).
136.	Yousefkhani A. Nucl. Instrum. Methods, 53, 01 (1967).
137.	Sen P., Patro A. P. Nucl. Instrum. Methods, 59, 289 (1968).
138	Hauser V. et al. Rev. Scient. Instrum, 38, 1220 (1967).
139.	D a r d i n i C. et al. Nucl. Instrum. Methods, 47, 233 (1967).
140.	White G. Nucl. Instrum. Methods, 55, 157 (1967).
141.	Sen P, Patro A. P. Nucl. Instrum. Methods, 60, 335 (1968).
142.	Cho Z. H., Gidefeldt L., Eriksson I. Nucl. Instrum. Methods,
52, 273 (1967); Erratum. Nucl. Instrum. Methods, 57, 357 (1967).
143.	Kiesler R., Righini B. Nucl. Instrum. Methods, 56, 357 (1967).
144.	Franke H. G, Fritz R. Nucl. Instrum. Methods, 52, 163 (1967).
145.	Baker C. A., Batty C. J., W i 11 i a m s L. E Nucl. Instrum. Methods,
59, 125 (1968).
146.	Nadav E., P a 1 m a i M., S a 1 z m a n n D. Ibid., p. 173.
К главе 6
1.	Миллман Я., Тауб Г. Импульсные и цифровые устройства. Перев.
с англ. М,—Л., Госэнергоиздат, 1960.
2.	Pressman A. I. Design of Transistorized Circuits for Digital Computer.
New York, John F. Rider Publisher 1959. cf. also german translation:
Digitale Schaltungen mit Transistoren. Stuttgart. Berliner Union, 1964.
3.	Stauton W. A. Pulse Technology. N. Y., John Wiley & Sons, 1964.
4.	R u m p f К- H., P u 1 v e r s M. Transistor Elektronik. Berlin, VEB Verlag
Technik, 1964.
5.	Weber S. Modern digital circuits (109 papers from Electronics. 1961
to 1963) N. Y., McGraw-Hill, 1964
354

6.	D e a n К. J. Digital Instruments. London, Chapman and Hall, Ltd., 1965.
7	Borucki L., Dittman J. Digitate Mefitechnik. Berlin—Heidelberg—
New York, Springer, 1966.
8	Brillouin L. Science and Information Theory. N. Y., Academic Press,
1962.
9.	Wiener N. Kybernetik. Dusseldorf, Econ-Verlag GmbH, 1963.
10	S h a n n о n С. E. Trans. AIEE, 57, 713 (1938).
11.	Weyh U. Elemente der Schaltungsalgebra. Miinchen. R. Oldenbourg,
1964.
12.	Speiser A. P. Digitale Rechenanlagen. Berlin—Heidelberg—New York,
Springer, 1965.
13	К hambat A. J. Introduction to integrated semiconductor circuits. N. Y.,
John Wiley & Sons, 1963.
14.	Fog 1 esong R. L. The design of high speed all transistor logic circuits.
SGS Fairchild Boliettino Applicazioni Semiconduetori. BAS 46, 1963.
15.	V e r w e i j H. Nucl. Instrum. Methods, 20, 323 (1963).
16.	Jackson H. G., R о b i n s о n L. B., Wiebe r D. L. Nucl. Instrum.
Methods, 30, 261 (1964).
17.	Bergman R. H„ Cooperman M. RCA Rev., 23, 152 (1962).
18.	Coo per man M. IEEE Trans. El. Comp., EC-13, 18 (1964).
19.	H a z о n i Y. Nucl. Instrum. Methods, 13, 95 (1961).
20.	D u c h e m i n J. P. Electronique Nucleaire. Paris, SFER, 1963, p. 755.
21.	Verroust G., Victor C. Nucl. Electronics. IAEA, 3, 19 (1962).
22	R a d eka V. Nucl. Instrum. Methods, 22, 153 (1963).
23.	Goto E. et al. IRE Trans. El. Comp. EC-9, 25 (1960)
24.	L e b a i 1 P. Electronique Nucleaire. Paris, SFER, 1963, p. 769.
25.	S u g а г m a n R„ H i c i n b о t h a m W. A., Y ouda A. H. Nucl. Electro-
nics, IAEA, 3, 3 (1962)
26	Baldinger E. Nucl. Instrum. Methods, 20, 309 (1963).
27	Weber J. Nucl. Instrum. Methods, 26, 325 (1964).
28	Spiegel P. Rev. Scient. Instrum., 31, 754 (I960).
29	Rabinovici B. Rev. Scient. Instrum., 33, 1391 (1962).
30	StanchiL Proc IEEE, 54, 68 (1966).
31.	Foote R S., Johnson D. Rev. Scient. Instrum, 35, 1126 (1964).
32.	Baldinger E., Simmen A. Nucl. Instrum. Methods, 33, 363 (1965).
33	Maxwell L„ M a r a z z i C. Proc. IEE, 113, 271 (1966).
34.	Alexander T. K., Heywood D. R. Nucl. Instrum Methods, 13, 83
(1961)
35	Kuchela K-S. Nucl. Instrum. Methods, 16, 287 (1962).
36	Bondar L. Nucl. Instrum. Methods, 24, 280 (1963)
37.	С о о к e - Y a r b о г о u g h E. H., S a у 1 e E. А., К e г г у J. P. Nucl. Inst-
rum Methods, 30, 106 (1964).
38.	Tarczy-Hornoch M. Electronic Design, 9/2, 34 (1961).
39	Engelmann R. Electronics, 36/46, 34 (1963).
40	В irk M et al Nucl. Electronics, IAEA, 2, 429 (1962).
41.	R a d e к a V. Ibid, p 437
42	Reker H. Nucl. Instrum. Methods, 29, 299 (1964)
43.	Vincent С H. Ibid., p 306.
44	A m г a m Y., G u i 11 о n H., Thenard J. Nucl. Electronics, IAEA, 2
(1961).
45	Brun J. C. et al Nucl. Electronics, IAEA, 3, 267 (1962).
46.	McNaught R., Pearson A. Proc. Conference EANDC. Karlsruhe.
1964, p. 409.
47.	Horstmann H. Ibid., p 413
48.	Brini D., Gandolfi A., Tabellini G L. Nucl. Instrum. Methods,
8, 46 (1960).
49.	Oxley A. J. Nucl. Instrum. Methods, 26, 77 (1964).
50	Rowles J. B„ Steels R. A. W., Vincenz С H. Nucl. Instrum.
Methods, 27, 129 (1964).
51.	Couleur J. F. IRE Trans. El Comp., EC-7/4 (1958).
355

52.	Meyerhoff A. J. Digital Applications of Magnetic Devices. N. Y., John
Wiley & Sons, 1960.
53.	Q u a r 11 у C. J. Square-Loop Ferrite Circuity. London, Iliffe Books Ltd,
1962.
54.	S t e i n b u c h K. Taschenbuch der Nachrichtenverarbeitung. Berlin—
Gottingen—Heidelberg, Springer, 1962.
55.	Alexandre B., Antier G., Grunberg G. Electronique Nucleaire,
p. 657, Paris, SFER, 1963, p. 657.
56.	Emm er T. L. IEEE Trans. Nucl. Sci., NS-12/1, 329 (1965).
57.	D a к i n C. J , С о о к e С E. G. Circuits for digital equipment. London,
Iliffe Books Ltd, 1967, p. 362.
58.	E 1 m о r e W. C, Sa n ds M. Electronics. N. Y., McGraw-Hill, 1949.
59.	Giannelli G., Mandi V. Rev. Scient. Instrum., 31, 623 (1960).
60.	Marvin J. F., Miller W. D., Loken M. K. Rev. Scient. Instrum,
31, 1238 (1960).
61.	Thomas S IEEE Trans. Nucl. Sci., NS-lff/1, 36 (1963).
62.	Cooke-Yarboroush E. H., Pulsford E. W. Proc. IRE, 98/11, 196
(1951).
63.	Vincent С. H., Rowles J. B. Nucl. Instrum. Methods, 22, 201 (1963).
64	Vincent С. H., Rowles J. B., Steels R A. W Nucl. Instrum.
Methods, 26, 221 (1964).
65.	Werner M. Nucl. Instrum. Methods, 34, 103 (1965).
66.	Kost ic V. N., Kovac В. 1. Nucl. Electronics. IAEA, 2, 445 (1962).
67.	Z a d i c a r i о J., Grunberg J., S о 1 d U. Nucl. Instrum. Methods, 33,
238 (1965).
68.	Dakin C. J., Cooke С. E. G. Circuits for digital equipment London,
Iliffe Books Ltd , 1967.
69.	Tan Z. C. Nucl. Instrum. Methods, 63, 333 (1968).
70.	M u r a t a Y. Nucl. Instrum. Methods, 64, 349 (1968).
71.	Baldinger E., Simmen A. Nucl. Instrum. Methods, 57, 141 (1967).
72.	Tan Z. C. Rev. Scient. Instrum., 38, 1415 (1967).
73.	T a n Z. C., Maxwell P. C. Nucl Instrum. Methods, 63, 230 (1968).
74	Tan Z. C. Nucl. Instrum. Methods, 53, 133 (1967); Erratum. Nucl. Instrum.
Methods, 57, 357 (1967).
75.	F r a n z H. W., Fick D., F 1 ii g e 1 E. Nucl. Instrum. Methods, 46, 106
(1967).
76.	S e v e r u s R. P., T u r n e r T. F., К о e 11 e A. R. IEEE Trans. Nucl. Sci.,
NS-14/3, 1078 (1967).
77.	Budge E. C. Ibid., p. 1074.
78.	Polychronakis G., Philokyprou G. Nucl. Instrum. Methods, 44,
90 (1966).
79.	Vincent С. H. Nucl. Instrum. Methods, 47, 157 (1967).
80.	Tolmie R. W., Bristow Q. IEEE Trans. Nucl. Sci., NS-14/1, 158
(1967).
К приложению
1	Gillespie A. В. Signal. Noise and Resolution in Nuclear Counter Ampli-
fiers. London, Pergamon Press, 1953.
2.	Baldinger E., Franzen W. In: Advances in Electronics and Elect-
ron Physics, 8, 255 (1956).
3.	Tsukuda M. Nucl. Instrum. Methods, 14, 241 (1961).
4.	Dearnaley G., Whitehead A. B. Nucl. Instrum. Methods, 12, 205
(1961).
5.	T h о m a s о n J. G. Linear Feedback Analysis. London, Pergamon Press,
1955.
6.	Bilger H. R. Nucl. Instrum. Methods, 40, 54 (1966).
7.	Blankenship J. L. IEEE Trans. Sci., NS-11/3, 373 (1964).
8.	F a i r s t e i n E. IRE Trans. Nucl. Sci., NS-8/1, 129 (1961).
9.	Van der Ziel A. Proc. IEEE, 51, 461 (1963).
356

10. R a d е к a V. Field-Effect Transistors in Charge-Sensitive Preamnlifiers
NAS-NRC Publ., 1184 (1964).	И
11.	Radeka V. IEEE Trans. Nucl. Sci., NS-11/3, 358 (1964)
12.	Bia lock T. V. Ibid., p. 365.
13.	Radeka V. Nucleonics, 23/7, 52 (1965).
14.	Hahn J., May’er R. IRE Trans. Nucl. Sci., NS-9/4, 20 (1962).
15.	A r b e I A. F. IEEE Trans. Nucl. Set, NS-15/4, 2 (1968).
16.	Hatch K. IEEE Trans. Nucl. Sci., NS-15/1, 303 (1968).

ОГЛАВЛЕНИЕ
Предисловие к русскому изданию...................................5
Глава 1. Введение................................................9
Г л а в а' 2. Детекторы излучении и связанные с ними схемы ... 12
2.1.	Ионизационные камеры.....................................12
2.2.	Пропорциональные счетчики................................22
2.3.	Счетчики Гейгера — Мюллера	... 28
2.4.	Полупроводниковые детекторы.............................35
2.5.	Сцинтилляционные счетчики и счетчики Черенкова .... 56
Глава 3. Аналоговые схемы........................................82
3.1.	Линейные импульсные усилители ....	.... 82
3.2.	Арифметические операции с аналоговыми сигналами .	. 125
3.3.	Дискриминирующие или пороговые усилители...............135
3.4.	Линейные пропускатели	.	................138
3	5. Расширители импульсов................................144
3.6.	Быстродействующие импульсные усилители.................149
Глава 4. Аналого-цифровые преобразователи......................157
4.1.	Амплитудные дискриминаторы.............................158
4.2.	Кодирование амплитуды импульсов........................194
4.3.	Дискриминаторы формы импульсов	 209
Глава 5. Получение временной информации........................217
5 1. Общие принципы, разрешение.............................217
5.2. Формирующие каскады для схем совпадений и преобразователей
временной информации в цифровую..........................221
5 3. Схемы совпадений.......................................232
5.4. Цифровое кодирование временных интервалов..............246
5.5. Вспомогательные схемы	 268
Глава 6 Цифровые схемы.........................................272
Введение ...	...................................272
6.1.	Основные цифровые схемы	............. .	. 273
6.2.	Пересчетные схемы и регистры	.	.	 301
6.3.	Логические и арифметические цифровые схемы.............314
6.4.	Запоминающие системы ............................. .	322
6.5.	Измерители скорости счета..............................325
Приложение. Шумы	 328
Литература.....................................................338

Е. Ковальский
ЯДЕРНАЯ ЭЛЕКТРОНИКА
Редактор Мелешко В. К.
Художественный редактор Александров А. С.
Переплет художника Евдокимова В. В.
Технический редактор Власова Н. А.
Корректор Смирнова Н. А.
Подписано к печати 31/VIII 1972 г
Сдано в набор 21/IV 1972 г
Формат 60 X 90*/|в
Бумага типографская № 3
Усл печ. л. 22,5 Уч -изд л 22,69
Тираж 4 650 экз. Зак нзд. 71005
Зак. тип. 199	Цена 2 р. 47
к.
Атомиздат 103031. Москва, К-31, ул Жданова, 5/7
Экспериментальная типография ВНИИ полиграфии
Государственного Комитета Совета
Министров СССР по делам издательств,
полиграфии н книжной торговли
Москва К-51, Цветной бульвар, 30