Файл: Спектрометрия ионизирующих излучений.pdf

СПЕКТРОМЕТРИЯ
ИОНИЗИРУЮЩИХ
ИЗЛУЧЕНИЙ
1

Спектрометрия
- получение измерительной информации о спектре распределения ионизирующего излучения по одному или более параметрам характеризующим источники и поля ионизирующего излучения.
2

СПЕКТРОМЕТРИЯ
ИЗЛУЧЕНИЯ
Эффективность регистрации
излучения Вероятность
регистрации ионизирующей
частицы (излучения) при
прохождении через рабочую
среду детектора определяется
вероятностью передачи частицей
своей энергии, частично или
полностью, рабочей среде. Эта
вероятность зависит от вида
излучения, его энергии, плотности
рабочей среды детектора, его
размеров и геометрии измерений.
Она определяется выражением:
p = 1-exp(-mrl),
где m - массовый коэффициент
поглощения излучения данного
вида и энергии в рабочей среде
(см2/г), r - плотность среды, l -
средняя длина пробега частиц в
среде.
Эффективность регистрации
излученияявляется энергетической пространственно-угловой функцией вероятности процесса взаимодействия излучения с рабочей средой детектора. Она может иметь средние значения от 0 до 1.
ε(E) = n/(s

φ(E)),
где s - площадь входного окна детектора (для изотропных детекторов - площадь сечения), φ(E)
- плотность потока излучения, n - частота актов регистрации выходных сигналов детектора.
3

Энергетическое разрешение детекторов
R = r/Eo, где Eo - энергия центра распределения.
При аппроксимации фотопика функцией Гаусса имеет место:
r = 2.36 σ,
где σ - среднее квадратическое отклонение энергии зарегистрированных сигналов от среднего значения Eo.
При удельной энергии e на образование первичных носителей заряда, формирующих выходной сигнал, среднее число носителей заряда N при поглощении частицы с энергией Е, дисперсия их числа и значение относительного энергетического разрешения равны:
N=E/e, σ
2
= F N, R=2.36 σ /N.
где F- поправочный коэффициент на частичное нарушение статистики процесса. Значение коэффициента F для каждого типа, размеров и конструкции детектора определяется индивидуально.
При известном разрешении детектора
R1 для энергетической линии E1 оценка разрешения R2 для любой другой энергии E2 может производиться по формуле:
R
2
= R
1
√
Е
1
/Е
2
4

Таблица В1. Удельная энергия преобразования и
энергетическое разрешение детекторов по
энергетической линии излучения 662 кэВ
5

Сцинтилляционные детекторы
электромагнитного излучения
Конверсионная (сцинтилляционная) эффективность – отношение энергии световой вспышки к энергии, выделившейся при регистрации кванта. От этой характеристики зависит в основном энергетическое разрешение.
Конверсионная эффективность наиболее распространенного сцинтилляционного кристалла NaI(Tl) составляет 8-13% и условно принята за «1».
Время высвечивания – временной интервал, в течение которого интенсивность вспышки затухает в e раз. Эта характеристика сцинтиллятора определяет предельно достижимую скорость счета.
6

Параметры некоторых распространенных
неорганических сцинтилляторов
7

Энергетическое разрешение - R - определяется как
отношение ширины распределения на половине
высоты к положению максимума
Рис.1 Амплитудное
распределение, полученное на
выходе сцинтилляционного блока
детектирования с кристаллом
NaI(Tl) при регистрации излучения
55
Fe.
Рис.2. Амплитудное
распределение, полученное от
Cs
137.
Кристалл CsI(Tl)
8

Сцинтилляционные детекторы с
полупроводниковыми фотоприемниками
Рис.3. Амплитудное распределение, полученное от источника Am-241.
9

Рис.4. Амплитудное распределение, полученное от источника Со-60.
Кристалл объемом 20 см3, p-i-n фотодиод площадью 10х10 мм2 10

Пропорциональный счетчик
Рис.6. Эффективность регистрации в
зависимости от энергии квантов для
различных газов, заполняющих
счетчик. Толщина слоя газа 2 см.
Давление атмосферное.
Рис.7. Пропускание окон детекторов: 1.
нитроцеллюлоза 0.3 мкм; 2. лавсан 2
мкм; 3. бериллий 25 мкм; 4. бериллий 100
мкм; 5. алюминий 10 мкм.
11

Пропорциональный счётчик
Рис. 1. Схема пропорционального
счётчика в продольном (а) и поперечном
(б) разрезах (аналогично устроен счетчик
Гейгера и цилиндрическая
ионизационная камера):
1 - нить-анод, 2 - цилиндрический катод, 3
- изолятор, 4 - траектория заряженной частицы, 5 - электронная лавина.
Электроны и ионы, созданные частицей в результате первичной ионизации атомов инертного газа, показаны соответственно темными и белыми кружочками.
Рис.5. Зависимость коэффициента
газового усиления от напряжения
питания. коэффициент газового усиления может достигать 10 3
-10 4
Временнoе разрешение пропорционального счетчика может достигать10-
7
с.
12

Пропорциональный счётчик
Рис.8. Амплитудное распределение ,
полученное при регистрации излучения
Fe-55 пропорциональным счетчиком с
ксеноновым наполнением.
Рис.9. Излучение радиоизотопного
источника Am-241, измеренное счетчиком
с ксеноновым заполнением.
13

Рис.3. Амплитудное распределение,
полученное от источника Am-241.
Рис.9. Излучение радиоизотопного
источника Am-241, измеренное счетчиком
с ксеноновым заполнением.

ПОЛУПРОВОДНИКОВЫЕ ДЕТЕКТОРЫ
Рис. 3.13 Схема включения
полупроводникового детектора
Полупроводниковый детектор
можно рассматривать как
ионизационную камеру с твердым
диэлектриком между электродами
(это тип полупроводниковых
детекторов, работающих в режиме
сбора заряда без усиления, т.е.
являющиеся аналогом импульсной
ионизационной камеры)
полупроводниковые материалы, к которым относятся – кристаллические кремний и германий, арсенид галлия, арсенид мышьяка, фосфид индия и др.
15

Преимущества полупроводниковых детекторов перед
газонаполненными:
1.
В чувствительном объеме этих камер содержится гораздо большая
масса вещества, чем в газовом промежутке. Следовательно, в
твердотельной камере полностью укладываются пробеги
ионизирующих частиц с гораздо большей энергией, чем в
газонаполненной. При регистрации

–квантов эффективность
твердотельных камер также существенно выше.
2. Твердотельные камеры имеют существенно лучшее энергетическое и
временное разрешение, что связано с иными, чем в газонаполненной
камере, процессами образования и движения носителей зарядов (и
это еще более важно).
3. Полупроводниковые детекторы характеризуются малым значением
средней энергии, расходуемой заряженной частицей для создания
одной пары носителей заряда, следовательно, чем меньше значение
средней энергии, тем больше носителей возникает в чувствительном
объеме, тем больше сигнал, снимаемый с камеры, и тем меньше
относительная флуктуация этого сигнала, которая определяет
предел энергетического разрешения камеры.
4. Отсутствие рекомбинации и захвата носителей.
5. Большой и близкой по величине подвижностью носителей обоих
знаков.
6. Большим удельным электрическим сопротивлением.
16

Основные недостатки полупроводниковых детекторов :
1. Сложность изготовления. Создание таких
детекторов стало возможным в результате развития
высокотехнологичных процессов получения особо
чистых веществ.
2. Многие детекторы, в частности германиевые,
должны работать и храниться при низкой
температуре, обычно при температуре жидкого
азота.
3. Большая чувствительность к радиационным
повреждениям
17

Идентификация заряженных частиц низких и средних
энергий
на основе измерений удельных потерь энергии и полной энергии
(ΔE-E-метод)
AZ
2
эфф
= EΔE
на основе измерений энергии и времени пролета (E-t-метод
)
2E/A = (d/t
f
)
с помощью магнитного анализа
(A/q
2
) = E/(BR)
2
18
Использование кривой Брегга для идентификации частиц

19
Идентификация заряженных частиц низких и средних энергий на основе
измерений удельных потерь энергии и полной энергии (ΔE-E-метод)
AZ
2
эфф
=
EΔE
Основной метод при исследовании реакций с легкими ионами (
1
Н,
2
Н,
3
Н,
3
Нe,
4
Нe). В нем используется телескоп детекторов, состоящий из тонкого прострельного детектора
ΔE и детектора полного поглощения энергии E. (В качестве ΔE-детектора используют тонкие кремниевые детекторы, а также ионизационные камеры и пропорциональные счетчики, в качестве детектора полного поглощения – кремниевые детекторы или детекторы из сверхчистого германия HpGe).
Потери энергии
в ΔE-детекторе ΔE = (dE/dx)d, (1) где dE/dx - удельные потери энергии в прострельном детекторе, d - его толщина.
Формулу для
удельных потерь Бете-Блоха
в нерелятивистском случае, пренебрегая слабо зависящим от энергии логарифмическим членом, можно записать в виде dE/dx kAZ
2
/E, (2) где k – коэффициент AZ
2
, не зависящий от массового числа A и заряда Z частицы, носит название параметра идентификации.
Величина сигнала ΔE-канала kAZ
2
/E,
Е-канала (E - kAZ
2
/E).
Толщина прострельного детектора определяет нижнюю и верхнюю границы измеряемого энергетического диапазона для данного нуклида. Если энергия мала, то частица оставит практически всю энергию в прострельном детекторе, а сигнал от детектора полного поглощения будет мал и "утонет" в шумах.

20
Рис. 3. Блок-схема электроники для идентификации частиц ΔE-E-методом.
Факторы, ограничивающие возможности ΔE-E-метода:
-
Статистические флуктуации потерь в тонких детекторах.
- Неоднородность толщины ΔE-детектора, которая приводит к разбросу потерь энергии в нем и в Е детекторе.
- Разброс пробегов и потери энергии в мертвых слоях детекторов.
- Флуктуации величины заряда. Средний заряд иона Zэф при прохождении ΔE детектора совпадает с атомным номером Z только у самых легких ионов. По мере роста Z и/или уменьшения энергии различие между Z и Zэф возрастает. Для тяжелых ионов влияние этого эффекта на разрешение может быть заметно больше, чем влияние статистических флуктуаций потерь.
Чем тяжелее ионы, тем указанные факторы сильнее ограничивают возможности
ΔE-E-метода. Относительное изменение параметра идентификации для двух соседних изотопов данного элемента
ΔA/A у протонов 1, у
20
Ne -
0.05, у изотопов аргона -
0.025, а у изотопов ксенона -
<00.1.
Кроме того, для идентификации тяжелых ионов нужны очень тонкие прострельные детекторы.

21
Идентификация заряженных частиц низких и средних энергий на основе измерений
энергии и времени пролета (E-t-метод
) 2E/A = (d/t
f
)
Для нерелятивистских частиц время пролета связано с кинетической энергией соотношением
[ . . .]
[
]
72.3 [ ]
[
]
f
A à å ì
t í ñ
d ì
E Ì ýÂ

(4) где t f
- время пролета в наносекундах, d - пролетная база в метрах, A - массовое число частицы в атомных единицах массы, E - кинетическая энергия частицы в МэВ.
Таким образом, одновременно измеряя энергию и время пролета можно провести идентификацию частиц по массам, измеряя двумерные распределения энергия - время пролета. Ионы, имеющие
близкие
массы
, но
разные заряды
, естественно различаться не будут.
Разрешение по массам E-t-метода при использовании полупроводникового детектора практически полностью определяется временным разрешением
ΔА/A = ΔE/E + 2Δt/t = 2Δt/t. (5)
Представим (5) в следующем виде
ΔА/A = [2Δt/72.3d](E/A)
1/2
. (6)
При гауссовом распределении и ΔА = 0.59 а.е.м. 95% частиц будут зарегистрированы в правильном массовом интервале.
∆E-дететор start stop
E-детектор
источник d
Величина сигнала ΔE-канала kAZ
2
/E
Величина сигнала Е-канала (E - kAZ
2
/E).
Комбинация E-t и ΔE-E-методов позволяет продвинуться в разделении нуклидов по Z до 28, а по А до 60.

22
Упрощенная блок-схема электроники для комбинация E-t и ΔE-E-методов
Предусилитель
Быстрый усилитель
Спектрометрический усилитель
АЦП
E
∆E
∆E-
E-детектор
Величина сигнала ΔE-канала
kAZ
2
/E
Величина сигнала Е-канала
(E - kAZ2/E).
Три тракта:
Два спектрометрических и один таймирующий
Импульсы ВАКа, амплитуда которых пропорциональна времени пролета поступают в АЦП Т-канала.
В другие два АЦП поступают сигналы со спектромет-рических усилителей, амплитуда которых пропорциональна Е и ΔЕ, соответствен-но. Сигналы с 3-х АЦП поступают в систему трехмерного анализа.
Стоп

23
Идентификация заряженных частиц низких и средних энергий с помощью
магнитного анализа
Схема магнитного анализа в сочетании
с ∆E-E-методом.
∆E-E распределение после магнитного анализа
Из уравнения магнитного анализа
(A/q2) = E/(BR)
2
, где А - массовое число иона, q - его заряд,
Е - кинетическая энергия иона, В – напряженность магнитного поля, R - радиус кривизны иона в магнитном поле, следует, что фиксируя B и R в магнитном спектрометре и одновременно измеряя кинетическую энергию E, можно определять отношение массового числа к квадрату ионного заряда, т.е. производить идентификацию.
Недостатком такой системы является ее низкая эффективность. В детектор попадают частицы из очень узкого энергетического диапазона. Для того чтобы снять весь спектр, необходимо неоднократно менять напряженность магнитного поля. Этот недостаток можно частично преодолеть, поставив в фокальную плоскость позиционно-чувствительные детекторы.
Другой недостаток заключается в том, что не происходит разделения изотопов с близкими значениями
A/q
2
, например, изобар соседних элементов, находящихся в одинаковых зарядовых состояниях.
Преодолеть этот недостаток позволяет объединение магнитного анализа с ΔE-E-методом. Вырождение по изобарам с одинаковыми ионными состояниями здесь снимается, т.к. величина удельной ионизации зависит не от ионного заряда, а от среднего заряда иона Zэф.

24
Использование кривой Брегга для идентификации частиц
Кривая зависимости удельных ионизационных потерь энергии от пробега (кривая Брегга)
- "визитная карточка" для заряженной частицы. В начале 80-х было предложено использовать ее для идентификации частиц. Для реализации этой идеи были созданы соответствующие ионизационные камеры.
Измерения кривой Брегга в газовой среде позволяют получить следующие характеристики частицы: ее энергию Е, пробег R, удельные потери dE/dx и амплитуду брегговского пика ABP (удельные потери в максимуме кривой Брегга). Существует два способа идентификации частиц, основанных на измерениях характеристик кривой
Брегга. В первом траектория частиц перпендикулярна электродам ионизационной камеры
– Bragg Curve Spectroscopy (BCS), во втором – параллельна – Range Sensitive Telescope
(RST) Detector.
Схема ионизационной камеры с электродами, параллельными траектории частицы.
Схемы ионизационной камеры и BCS-метода