§ 10.5. Измерение активности источников гамма-излучения

Общие замечания. Фотоны обладают еще большей проникающей способностью, чем β- частицы, что позволяет свободнее выбирать ма­териал и толщину стенок измерительных приборов. Однако отно­сительно малая вероятность взаимодействия γ-излучения с вещест­вом приводит в большинстве случаев к низкой собственной эффек­тивности детекторов ε_д. К тому же при вычислении ε_д приходится учитывать очень много различных факторов, и точность расчетов оказывается низкой. Поэтому активность источников стараются оп­ределять по заряженным частицам, а не по сопутствующему им γ-излучению. В тех же случаях, когда все же приходится иметь дело с γ-излучением (например, при работе с источниками, запаян­ными в герметичные ампулы), силу источника обычно определяют по создаваемому им интегральному ионизационному эффекту и выражают в миллиграмм-эквивалентах Ra. Но в некоторых случаях на практике все же приходится сталкиваться с необходи­мостью определения числа испускаемых источником γ-квантов, по­этому ниже рассматриваются измерения обоих типов.

Дифференциальные измерения с малыми телесными углами. Для таких измерений, которые наиболее просты по технике выполнения, обычно применяют счетчики Гейгера – Мюллера или сцинтилляционные счетчики. Основные трудности при этом связаны с нахож­дением собственной эффективности детектора ε_д. Напомним, что для на­хождения бд необходимо учесть ослабление γ- излучения стенками счетчика, вероятность рождения электронов в стенках, угловое и энергетическое распределения возникающих электронов, самопог­лощение и рассеяние электронов в стенках счетчика, вероятность вылета электрона в направлении чувствительного объема счетчика, вероятность того, что попавший в чувствительный объем электрон будет зарегистрирован, а также некоторые другие факторы. Про­вести точный расчет эффективности с учетом всех этих факторов весьма трудно. Для грубой оценки ε_д при условии, что толщина сте­нок счетчика больше пробега возникающих в них электронов, мож­но воспользоваться следующим приближенным соотношением:

, (10.26)

в котором |μ_ф, μ_к, μ_п — линейные коэффициенты поглощения γ-из-лучения в материале стенок счетчика при фотоэффекте, комптон-эффекте и эффекте рождения пар соответственно; R_ф, R_к, R_п— пробег электронов в том же материале. Все величины, входящие в (10.26), можно найти в помощью графиков или таблиц (см. гл. 2). Сравнение с экспериментальными данными показывает, что ре­зультаты расчетов по (10.26) отличаются от истинных значений ε_д более чем в 1,5—2 раза. Зависимость ε_д от E_γ и материала катода дана на рис. 10.7. Как видно, значения е_д практически во всех слу­чаях оказываются порядка 0,01—0,02, имеют легко объяснимую зависимость от E_v и очень слабо зависят от материала стенок, по­скольку рост Z приводит к увеличению μ и уменьшению R. Слабо зависит ε_д и от толщины стенок счетчика (если d>R). При необ­ходимости регистрации γ-излучения малой энергии применяют счет­чики с тонким окном, аналогичные β -счетчикам. Точность опреде­ления ε_д и G при данном методе измерений очень низкая, поэтому для получения точных результатов он малопригоден.

Большие сцинтилляционные детекторы. Активность γ-источника в 4π-геометрии можно измерить, поместив его в центре большого блока рабочего вещества сцинтилляционного детектора. Для по­лучения значения е_д, близкого к 1, размеры сцинтиллятора должны быть достаточно протяженными. Поскольку большие кристаллы не­органических сцинтилляторов очень дороги, чаще такие счетчики делают в виде баков объемом до нескольких сот литров, заполняе­мых жидким сцинтиллятором. Размеры бака можно существенно уменьшить, применив сцинтиллирующую жидкость повышенной

плотности, например гексафторбензол вместо обычно применяемого толуола. По сравнению с большим баком такой компактный счет­чик с тяжелым сцинтиллятором при равной эффективности к у-из-лучению источника обладает значительно меньшим уровнем фона. Основные трудности при конструировании больших сцинтилля-ционных детекторов и при работе с ними связаны с необходимостью обеспечения хорошего сбора света с большого объема, а также с борьбой с фоном и с шумами, которые могут быть весьма значи­тельными.

Метод у — ^/у"^совпаД^ении- Если при одном акте распада ядро ис­пускает два фотона или более (см. рис. 10.6, 0), то для абсолютно­го определения числа распадов в источнике можно использовать метод y — у-совпадений. В данном случае удобно применять два одинаковых счетчика фотоновУОбозначив эффективность регистра­ции £-м счетчиком k-ro фотона 8_г-& (/, &=1, 2), скорости счета в ка­налах установки можно записать в виде

(10.27)

В общем случае решить эту систему из трех уравнений невоз­можно, поскольку она содержит пять неизвестных (en, ei2, 821, 822, Л). Однако, если в установке применены два совершенно одинако­вых счетчика и энергии обоих фотонов в каскаде примерно равны, то можно считать, что en_^ei2~e2i~e₂2. Заменяя все &ik некото­рым средним значением е, вместо системы уравнений (10.34) по­лучаем систему из двух уравнений с двумя неизвестными:

(10.28)

Особенно простое решение эта система имеет при е<С1:

(10.29)

Если энергии двух фотонов в каскаде сильно различаются, то за­мена всех 8ffe одной величиной е некорректна. В этом случае целе­сообразно применять детекторы, чувствительные к энергии фотонов, и с помощью дискриминаторов импульсов настроить один канал на регистрацию только уь а второй канал на регистрацию только

Y2- При ЭТОМ 8i2 ⁼ 82l⁼0 И

(10.30)

Наибольшие трудности при измерениях методом у — у-^совпаД^ении связаны с необходимостью учета угловой корреляции фотонов и их рассеяния из одного счетчика в другой. Необходимость введения поправок на углЪвую корреляцию можно исключить, расположив соответствующим образом счетчики относительно источника, при этом вид функции угловой корреляции исследуемого источника предполагается известным. Эффект рассеяния можно исключить, применив счет-