Лекция 22. Детекторы заряженных частиц и γ-квантов

22.1. Основные характеристики детекторов. Детекторами называются приборы, служащие для регистрации частиц. Они делятся на счетчики и трековые детекторы. Счетчики, или электронные детекторы, вырабатывают электрический импульс, когда в него попадает регистрируемая частица. Трековые детекторы позволяют зарегистрировать не только факт и момент попадания частицы, но и зафиксировать след (трек) частицы, воспроизводящий ее траекторию. Наибольшее распространение для детектирования ядерных излучений получили приборы, в которых используются ионизационный эффект или образование центров свечения. Применяются также методы, основанные на регистрации черенковского свечения, химических и структурных изменений в веществе, фазовых переходов и т.д.

Чтобы рассмотреть основные характеристики детекторов излучения, нет необходимости знать, какие процессы происходят в них. Для этого детектор достаточно рассматривать как устройство, на вход которого поступают частицы, а на выходе появляются сигналы (импульсы тока, вспышки света, пузырьки пара и т.п.). При этом методы регистрации и измерения сигналов также могут быть самыми разнообразными.

Важнейшей характеристикой детектора является его эффективность, определяемая как отношение числа зарегистрированных частиц к числу частиц, попавших в детектор. Для заряженных частиц эффективность регистрации большинства детекторов близка к единице. Для γ-квантов и нейтронов, регистрируемых по вторичным заряженным частицам, эффективность определяется вероятностью образования таких частиц. При выборе детектора для регистрации частиц определенного вида всегда необходимо учитывать возможность появления сигналов от частиц другой природы (например, при регистрации α-частиц – образование сигналов от β-частиц и γ-квантов). Для правильного учета этих факторов уже необходимо знать физические основы образования сигнала. Следует принимать во внимание и конструктивные особенности детекторов. Так, при регистрации α- или мягкого β-излучения следует считаться с поглощением их воздухом и оболочкой детектора.

Другой важной характеристикой детектора является разрешающее время – минимальный промежуток временимежду последовательным попаданием в детектор двух частиц, когда их сигналы еще не накладываются друг на друга. Если разрешающее время сравнимо со средним временем между попаданием частиц, значительная их часть не будет подсчитана. Мерой инерционности детектора является т.н. мертвое время – время, за которое детектор, зарегистрировавший одну частицу, успевает вернуться в исходное состояние, чтобы быть готовым к регистрации следующей. Частицы, прошедшие через детектор в период мертвого времени, не регистрируются.

Пространственным разрешением детектора называется погрешность, с которой детектор может фиксировать положение частицы в пространстве. Сравнительные характеристики наиболее распространенных детекторов приведены в табл. 22.1.

Таблица 22.1.

Основные характеристики детекторов

Электронный детектор вместе с приборами, обеспечивающими его работу (усиление сигналов, счет импульсов и т.д.), составляют счетную установку. Эффективность счетной установки не всегда равна эффективности детектора, хотя при правильной работе число импульсов, зарегистрированных установкой, должно быть пропорционально числу импульсов, образовавшихся в детекторе. Кроме импульсов от регистрируемых установкой частиц в ней возникают и посторонние импульсы, образовавшиеся в детекторе или в электронной аппаратуре (фон установки). Очевидно, что количество фоновых импульсов необходимо свести к минимуму, выбирая наиболее подходящий детектор, аппаратуру и условия измерения.

Простейшими задачами, решаемыми с помощью электронных детекторов, являются определение активности или плотности потока излучения. Такие задачи называются радиометрическими. Более сложны спектрометрические задачи, когда изучается распределение испускаемых частиц по энергиям.

Трековые детекторы не только регистрируют акт прохождения заряженной частицы, но и позволяют определять некоторые ее характеристики по плотности ионизации, по величине пробега, по числу δ-электронов. Возможности трековых детекторов увеличиваются, если их помещают в магнитное поле. В этих случаях измерение радиуса кривизны трека дает дополнительную информацию о заряде, импульсе, массе заряженной частицы.

22.2. Газовые ионизационные детекторы.Наиболее обширную группу электронных детекторов представляют ионизационные детекторы, действие которых основано на ионизации атомов и молекул, производимой первичными или вторичными заряженными частицами. Старейшими детекторами этой группы являются газовые детекторы. Газовый ионизационный детектор (рис. 22.1) представляет собой электрический конденсатор, заполненный газом, между электродами которого приложена разность потенциалов. В зависимости от характера процессов, протекающих в газе при попадании в него заряженной частицы (ПРИЛОЖЕНИЕ М), газовые детекторы делятся на ионизационные камеры, пропорциональные счетчики и счетчики Гейгера-Мюллера.

Принцип работы ионизационной камеры достаточно прост: заряженная частица ионизирует заполняющий камеру газ. Образовавшиеся электроны и положительные (и отрицательные) ионы устремляются к электродам, создавая электрический ток, по которому производится регистрация. Напряжение в камере подбирается так, чтобы все образовавшиеся заряженные частицы достигали электродов, не успев рекомбинировать, но при этом не разгонялись бы настолько сильно, чтобы производить ударную ионизацию. Поэтому в камере измеряется полная ионизация, произведенная частицей (т.е. полная энергия частицы), если ее пробег целиком умещается в камере. Необходимо обратить внимание на величину собираемого электродом заряда при попадании в камеру различных частиц. Так, α-частица с энергией 5 МэВ имеет пробег в газе несколько сантиметров и образует при этом примерно 1,5·10⁵ пар ионов. β-частицы с энергией порядка 1 МэВ пролетают в газе несколько метров, а в камере размером ~10 см создают несколько тысяч пар ионов. Это означает, что в ионизационной камере амплитуда импульса от α-частицы на два порядка больше амплитуды импульса от β-частицы. Поэтому ионизационные камеры применяют для регистрации тяжелых нерелятивистских частиц: треки электронов и релятивистских частиц не умещаются в камере целиком.

Ионизационные камеры бывают двух типов: непрерывного действия (иначе – интегрирующие) и импульсные. В камерах непрерывного действия измеряется суммарный ионизационный ток (токовые камеры) или падение напряжения (камеры конденсаторного типа), т.е. величины, пропорциональные потоку энергии проходящих заряженных частиц. В связи с этим они находят применение в дозиметрии ядерных излучений (см. Лекцию 24). Импульсные камеры фиксируют прохождение одиночных частиц. При этом измеряется и энергия заряженной частицы, но с довольно низкой точностью, что обусловлено малостью выходного импульса: необходимо использовать линейный усилитель сигнала с большим коэффициентом усиления.

Последний недостаток ионизационной камеры в значительной мере устранен в пропорциональном счетчике. Этот детектор можно рассматривать как импульсную ионизационную камеру, чувствительность которой в М раз больше (где М >> 1 – коэффициент газового усиления). Значение М в пропорциональных счетчиках 10³-10⁶, амплитуда импульса – до 10 мВ. При газовом усилении импульсов сохраняется зависимость их амплитуды от энергии частицы, так как M практически не зависит от первичной ионизации.

Благодаря газовому усилению при помощи пропорциональных счетчиков можно детектировать частицы, пользуясь электронной аппаратурой с меньшим усилением, чем в случае ионизационных камер, и, следовательно, более простой. Кроме того, при помощи пропорциональных счетчиков можно регистрировать частицы меньших энергий, чем в случае ионизационной камеры: при работе с камерами уровень шумов усилителя ограничивает минимальную величину импульса, который еще регистрируется.

Зависимость величины импульсов от начальной ионизации позволяет дискриминировать излучения. Например, α-частицы можно детектировать в присутствии β-частиц: импульсы β-частиц имеют много меньшую амплитуду, и их легко можно отсортировать счетной системой.

Пропорциональные счетчики широко применяются в радиометрии. Так, для измерения абсолютной активности получили распространение проточные 2p-счетчики и 4p-счетчики, в которых препарат размещается внутри счетчика. При такой геометрии регистрируются либо все вылетающие частицы (телесный угол 4p), либо половина (2p). Применение пропорциональных счетчиков в спектрометрии ограничено тем, что треки длиннопробежных частиц не умещаются в счетчике.

Счетчики Гейгера-Мюллера долго оставались самыми распространенными детекторами ядерных излучений. Причины такой популярности – высокая эффективность регистрации электронов (по сравнению с другими видами излучений), возможность применения сравнительно простой электронной аппаратуры (из-за значительной амплитуды импульсов, достигающей 10 В, эти счетчики не требуют применения усилителей) и низкая требовательность к стабилизации напряжения. Недостатки счетчиков Гейгера-Мюллера – это невозможность измерить энергию частицы и невысокое временное разрешение.

По конструкции счетчики Гейгера-Мюллера можно разделить на два основных типа: цилиндрические и торцевые. Торцевые счетчики имеют в торце окошко, закрытое тонким слоем слюды толщиной 1-5 мг/см². Их можно использовать для регистрации электронов (в том числе и низкоэнергетических) и даже α-частиц. Эффективность цилиндрических счетчиков к β-частицам определяется их поглощением в стенке счетчика. Вследствие вторичных эффектов, связанных с повторным разрядом, эффективность детектора к заряженным частицам может быть выше единицы.

Цилиндрические счетчики предназначены для регистрации излучения, проникающего в чувствительный объем через цилиндрическую поверхность. При этом фотоны регистрируются только в том случае, если они создают вторичные электроны. Для фотонов высокой энергии их поглощение в газе пренебрежимо мало. Чтобы процесс регистрации фотонного излучения происходил с заметной эффективностью, необходимо его взаимодействие со стенками детектора. Эффективность регистрации фотонов можно определить как число вторичных электронов, попадающих в чувствительный объем счетчика, приходящихся на один фотон, падающий на счетчик. Она зависит не только от того, какая доля фотонов поглощается в стенках, но и от того, достигают ли вторичные электроны, возникающие при поглощении фотонов, чувствительного объема счетчика. Очевидно, что попасть в чувствительный объем и вызвать разряд могут лишь те вторичные электроны, которые образуются в стенках счетчика на расстояниях от внутренней поверхности, не превышающих длину пробега этих электронов в материале стенки.

В промежуточной области энергий фотонов, где основную роль в создании вторичных электронов играет эффект Комптона, материал стенок мало влияет на величину эффективности регистрации.[180] Мало влияет на эффективность и толщина стенки: в тонкой стенке образуется мало вторичных электронов, в толстой большая их часть поглощается самой стенкой. Таким образом, для каждого материала существует оптимальная толщина стенки, при которой эффективность счета фотонов данной энергии наибольшая.

22.3. Полупроводниковые детекторы.В последние десятилетия для регистрации ионизирующих излучений наибольшее распространение получили полупроводниковые детекторы (ППД) – германиевые, кремниевые и т.д. Принцип их действия подобен принципу действия ионизационной камеры. В среде с низкой проводимостью (ПРИЛОЖЕНИЕ Н) создается электрическое поле. При проникновении в эту среду ионизирующих частиц происходит образование носителей заряда (электронов проводимости и дырок). Заряды разделяются электрическим полем и собираются на электродах, формируя электрический импульс, который можно усилить и измерить.

В среднем на образование одной электронно-дырочной пары независимо от вида излучения расходуется 3,75 эВ в кремнии и около 3 эВ в германии, т.е. средняя энергия ионизации W на порядок меньше, чем в воздухе. Поэтому возникающий при собирании заряда электрический импульс будет соответственно на порядок выше, что облегчает регистрацию частиц. При этом следует учесть, что плотность вещества полупроводникового детектора примерно на три порядка выше плотности газа в обычном газоразрядном счетчике. Поэтому поглощенная энергия (в расчете на одинаковую плотность потока излучения) в ППД на несколько порядков выше, чем в газовом. Если пробег быстрой заряженной частицы в рабочей области детектора меньше ее толщины, то количество образующихся электронно-дырочных пар пропорционально энергии этой частицы. Это способствует широкому использованию ППД в спектрометрии. Малые размеры рабочей области и высокая подвижность электронов и дырок определяют малое время собирания зарядов на электродах и, как следствие, малое разрешающее время (~ 10^–8 с). В области относительно невысоких энергий ионизирующего излучения (электроны до 2 МэВ, протоны до 20 МэВ и т.п.) ППД обладают практически стопроцентной эффективностью к заряженным частицам и превосходят счетчики других типов по компактности и точности измерения энергии.

Отметим, что свойства ППД способны заметно ухудшаться вследствие радиационных повреждений кристаллической структуры уже при небольших интегральных потоках проходящих частиц.

22.4. Сцинтилляционные детекторы. Сцинтилляцией (от лат. scintillatio – мерцание) называется вспышка света, возникающая в среде, способной люминесцировать – люминофоре, или сцинтилляторе. Люминофорами могут служить неорганические кристаллы (сульфиды, галогениды), ароматические углеводороды (нафталин, антрацен и т.д.) в кристаллическом состоянии или в растворе, инертные газы. Сцинтилляции, сопровождающие ядерное излучение, вызываются возбуждением и ионизацией, которые производятся в веществе излучением (ПРИЛОЖЕНИЕ О). Таким образом, сцинтилляционный метод регистрации излучения сводится к наблюдению и счету световых вспышек.

Оптические свойства свечения (спектр излучения, продолжительность высвечивания) определяются свойствами люминесцирующей среды, а его интенсивность – удельными ионизационными потерями.

Отношение энергии образовавшихся фотонов к поглощенной в сцинтилляторе энергии излучения называется физическим световым выходом. Эта величина меньше единицы (обычно несколько процентов), так как значительная часть энергии тратится на переходы без испускания света. Отношение световой энергии, выходящей из сцинтиллятора, к поглощенной энергии называется техническим световым выходом. Технический световой выход зависит от прозрачности сцинтиллятора к собственному излучению, его геометрических характеристик и химической чистоты. У качественных сцинтилляторов технический световой выход близок к физическому.

Световой выход для различных видов ионизирующих излучений в одном и том же сцинтилляторе различен: он зависит от массы, заряда и энергии частицы. Поэтому вводят характеристику, называемую отношением a/b, показывающую, какую долю составляет световой выход под действием α-частиц от светового выхода под действием электронов той же энергии.

Процесс выхода световой энергии из сцинтиллятора называется высвечиванием. Интенсивность высвечивания убывает со временем по экспоненциальному закону I ~ e^–t/t , где величина t называется временем высвечивания. Для регистрации ядерных излучений пригодны сцинтилляторы с малым временем высвечивания (10^–7-10^–9 с), так как в противном случае возрастает разрешающее время сцинтилляционного детектора.

Еще одной важной характеристикой сцинтиллятора является спектр люминесценции, т.е. распределение испускаемых фотонов по энергиям. Этот спектр должен соответствовать спектральной чувствительности вторичного регистрирующего прибора – фотоэлектронного умножителя (ФЭУ). Необходимость использования ФЭУ вызывается малой интенсивностью сцинтилляций. Так в кристалле NaI с хорошим световым выходом на 100 эВ поглощенной энергии испускается всего 2-3 фотона. Фотоны, образующиеся внутри сцинтиллятора, попадают на фотокатод ФЭУ (рис. 22.2). На поверхности фотокатода приблизительно каждый десятый фотон выбивает фотоэлектрон. Таким образом, при поглощении сцинтиллятором частицы с энергией 1 МэВ образуется, в лучшем случае, 2-3 тысячи фотоэлектронов. Этот весьма малый начальный ток усиливается в ФЭУ следующим образом. Вырванные из фотокатода электроны ускоряются электрическим полем между фотокатодом и диафрагмой, а затем и первым электродом-умножителем – динодом. Вырванный из него электронный поток, существенно увеличенный за счет вторичной электронной эмиссии, попадает на второй динод и т.д. В результате многократного повторения такого каскадного процесса приходящий на анод импульсный электронный поток усиливается. Так как усиление ФЭУ K = σⁿ, где s – усиление одного каскада, a n – число каскадов, то при s = 3-5 и n =10 величина тока возрастает примерно в 10⁶ раз. Такой импульс после соответствующего радиотехнического усиления может быть достаточно просто зарегистрирован и измерен.

В правильно сконструированном ФЭУ все электроны, вырванные из фотокатода, проходят практически одинаковый путь. Вследствие этого форма импульса фототока не искажается при его усилении. Так как между фотокатодом, динодамии анодомприкладывается разность потенциалов в общей сложности порядка 1-2 кВ, весь процесс электронного умножения происходит достаточно быстро: за ~10^–8 с. Поэтому разрешающее время сцинтилляционного детектора – величина того же порядка.

Выбор того или иного типа сцинтиллятора обусловливается конкретной задачей исследования. Подобрать такой сцинтиллятор, который был бы универсальным детектором для регистрации любых частиц, невозможно. В зависимости от характера задачи приходится жертвовать одними требованиями для оптимального удовлетворения других. В связи с этим набор сцинтилляторов, применяемых в ядерной физике, разнообразен.

В тех случаях, когда сцинтилляционный счетчик предполагается использовать для регистрации очень редких частиц или для измерения энергии частиц с большим пробегом, необходимо увеличить объем сцинтиллятора. Тогда на первое место выдвигается требование идеальной оптической прозрачности. Такому условию удовлетворяют жидкие и пластические сцинтилляторы, прозрачные даже при размерах в десятки сантиметров. Первые представляют собой растворы твердых органических люминофоров, например, в бензоле, вторые – твердые растворы люминофоров в прозрачных пластмассах.

Если необходимо измерить энергию частиц, используют неорганические и органические кристаллы, для которых в широком интервале энергий световая вспышка пропорциональна энергии, потерянной частицей в кристалле.

Лучшим сцинтиллятором для регистрации α-частиц является ZnS, активированный серебром. Этот материал имеет очень высокие значения светового выхода и a/b отношения. Однако величина его прозрачности для собственного излучения весьма мала, поэтому сцинтилляторы из ZnS делают небольшой толщины, сравнимой с пробегом α-частиц. Сцинтилляторы из ZnS иногда наносятся непосредственно на колбу фотоумножителя, однако чаще используется конструкция, в которой сульфидом покрывается прозрачный материал, находящийся в оптическом контакте с ФЭУ.

Несмотря на то, что все сцинтилляторы чувствительны к электронам, наиболее широко для их регистрации применяются органические сцинтилляторы. Это объясняется малым временем высвечивания органических материалов, а также тем, что их можно приготовить в виде твердых и жидких растворов или в виде кристаллов. Особенно удобны органические сцинтилляторы для регистрации мягкого β-излучения. В этом случае β-излучатель можно смешать с жидким раствором люминофора. Концентрация сцинтиллятора в растворе, как правило, очень мала, и β-частицы возбуждают в основном только молекулы растворителя. Однако возбуждение мигрирует с одной молекулы растворителя на другую до тех пор, пока не локализуется на молекуле люминофора, после чего происходит высвечивание фотона. При такой технике измерения исключается поглощение излучения как в окошке счетчика, так и в источнике.

Эффективность регистрации фотонного излучения сцинтилляционным детектором можно оценить путем определения доли фотонов, поглощенных в сцинтилляторе. Если предположить, что все процессы взаимодействия фотоннов с веществом приводят к появлению сигнала, то для параллельного пучка фотонов, падающих нормально на пластинку толщиной х, эффективность регистрации

, (22.1)

где μ – коэффициент ослабления (п. 21.5).

Для регистрации фотонного излучения обычно используются неорганические кристаллы, в частности NaI, активированный таллием: благодаря своей высокой плотности и высокому атомному номеру он оказывается особенно подходящим для этой цели. Эффективность регистрации мягких рентгеновских фотонов с помощью NaI приближается к 100%. Однако для достижения высокой эффективности регистрации жестких γ-квантов требуется существенно увеличивать размеры детектора, что возможно лишь при переходе к жидким и пластическим сцинтилляторам.

22.5. Черенковские счетчики. В основе работы черенковских счетчиков лежит явление, описанное в п. 20.7. Среда черенковского счетчика (радиатор) должна быть прозрачна для черенковского излучения и иметь низкий уровень сцинтилляций, создающих фон. В качестве радиаторов часто применяют воду (n = 1,33), органическое стекло (n = 1,5), фреон и т.п. Черенковское излучение, генерируемое заряженной частицей в радиаторе, попадает на фотокатод ФЭУ. Интенсивность световой вспышки в черенковском счетчике меньше, чем в сцинтилляционном, но все-таки достаточна для регистрации.

Черенковские счетчики могут быть с оптической фокусировкой и без нее. Счетчики без фокусировки используются для счета всех частиц, прошедших через радиатор со скоростью больше заданного значения v (пороговой). В этом случае радиатор окружается стенками, обладающими высокой отражающей способностью; объем радиатора просматривается одним или несколькими ФЭУ.

Характерная особенность черенковского излучения – однозначная связь между направлением волнового фронта излучения и скоростью частицы, выражаемая формулой (20.13), – позволяет создавать оптические системы, эффективно собирающие свет только от частиц, скорости которых заключены в интервале v₁ < v < v₂. Это достигается системой оптической фокусировки, выделяющей лучи, распространяющиеся под определенными углами между θ₁ и θ₂ к направлению движения пучка частиц.

В некоторых случаях черенковский счетчик и без фокусировки можно использовать для определения энергии электрона или фотона с энергией, достаточной для образования электрон-фотонного ливня (п. 21.4). Для этого радиатор изготавливают из стекла с большим содержанием свинца. При толщине радиатора ~0,5 м в нем практически полностью тормозятся электроны с энергией до 10 ГэВ. Количество света, образовавшегося в таком счетчике, пропорционально энергии первичного электрона (γ-кванта).

Так как испускание черенковского излучения происходит практически мгновенно, разрешающее время черенковских счетчиков достигает 10^–9 с.

22.6. Трековые детекторы (обзор). Наиболее простыми и дешевыми трековыми детекторами заряженных частиц являются толстослойные ядерные фотоэмульсии, отличающиеся от обычных фотоэмульсий большей чувствительностью и большей толщиной. Пластинки, покрытые слоем такой фотоэмульсии, ставятся на пути ионизирующих частиц, после чего проявляются. В результате частица оставляет след, образованный зернами восстановленного металлического серебра (размер зерна – около 0,3 мкм). Главный недостаток метода – очень большая трудоемкость, так как каждую пластинку приходится рассматривать под сильным микроскопом (с увеличением в 500-1000 раз).

Старейшим трековым детектором является камера Вильсона, изобретенная Ч. Вильсоном еще в 1912 г. Принцип ее действия основан на конденсации пересыщенных паров жидкости на ионах, образующихся вдоль траектории заряженной частицы. Дно камеры – диафрагма, при движении которой образуется пересыщенное состояние пара. Верхнюю крышку камеры и боковые стенки обычно делают стеклянными. В нужный момент времени камера освещается через боковые стенки импульсным источником света и фотографируется через верхнюю крышку несколькими фотоаппаратами для получения стереоскопических изображений треков. Рабочий цикл камеры (от нескольких секунд до нескольких минут) включает в себя расширение, включение освещения, фотографирование треков и сжатие.

Плотность капель вдоль треков заряженных частиц пропорциональна плотности ионизации. Часто камеры Вильсона помещают в магнитное поле: измеряя кривизну трека в сильном магнитном поле, можно определить импульс частицы и знак ее заряда. Камера Вильсона сыграла выдающуюся роль в ядерной физике, оставаясь долгое время единственным трековым детектором. Она утратила свое значение только в середине XX в., уступив место пузырьковым и искровым камерам.

В отличие от перенасыщенного пара в камере Вильсона, пузырьковая камера содержит перегретую жидкость (обычно используются сжиженные газы: водород, дейтерий, пропан и т.д.). При прохождении через камеру заряженная частица образует вдоль трека центры кипения. Образование пузырьков пара происходит в результате локального выделения тепла, в которое преобразуется кинетическая энергия δ-электронов (п. 19.1). За время порядка 1 мс пузырьки достигают размера около 100 мкм и при освещении импульсным источником света могут быть сфотографированы.

Эффективность регистрации определяется размерами пузырьковой камеры. Обычно такие камеры имеют размеры до нескольких метров и представляют собой сложные инженерные сооружения. Главный недостаток пузырьковой камеры – невозможность в процессе работы отбирать нужные события; при исследовании редких событий это приводит к необходимости просматривать большое количество фотографий.

Сочетание полноты получаемой информации с ее немедленной обработкой реализуется в искровой камере. Искровая камера состоит из набора плоскопараллельных электродов, пространство между которыми заполнено инертным газом. После прохождения через искровую камеру ионизирующей частицы на электроды подается короткий импульс напряжения в десятки или сотни кВ. Свободные электроны, образовавшиеся при ионизации вблизи траектории частицы, ускоряются электрическим полем и вызывают в малом объеме вблизи трека свечение газа (искровой разряд). Светящийся след прошедшей частицы фотографируется. Кроме фотографирования применяются методы регистрации с использованием ЭВМ: координаты искр сразу же записываются в память и подвергаются математической обработке.

Искровая камера была создана на основе более старого детектора – искрового счетчика. Последний до сих пор сохранил свое значение как прибор с очень малым временем запаздывания сигнала по отношению к времени возникновения ионизации в его чувствительном объеме. Общим для обоих детекторов является механизм возникновения и развития пробоя в межэлектродном промежутке.

Усовершенствованный вариант искровой камеры – стримерная камера. В ней разряд, вызванный импульсом высокого напряжения, обрывается на ранней стадии. В результате треки заряженных частиц, прошедших через камеру, выглядят как цепочки отдельных, не сливающихся друг с другом светящихся областей небольшого объема – стримеров. Поскольку размеры стримеров небольшие (несколько мм), они способны воссоздавать треки, идущие в любом направлении, а не только от одной пластины к другой.

Искровые и стримерные камеры могут работать и в магнитном поле. Они обладают высокой эффективностью к одновременной регистрации многих частиц (ливней частиц), а также малой пространственной и угловой погрешностью определения траектории.