С хема регистрации -излучения ппд

Рис. 3

Падающие -лучи непосредственно не образуют электронно-дырочные пары, они могут взаимодействовать с атомами кристалла с образованием фотоэлектронов или передавать энергию электронам кристалла в процессе комптоновского рассеяния. Вторичные электроны могут создавать электронно-дырочные пары, которые собираются электростатическим полем. Соответствующие электрические импульсы регистрируются радиотехнической аппаратурой. Амплитудное распределение импульсов, возникающих при регистрации -излучения ¹³⁷Cs с энергией 662 кэВ Ge(Li)-детектором показано на рис. 4.

Г амма-спектр 137Cs

Рис. 4

Наблюдается характерный узкий пик, соответствующий поглощению -лучей. При меньших энергиях наблюдается сплошной спектр импульсов, соответствующих частичному поглощению -лучей. Эта часть спектра обусловлена комптоновски рассеянными лучами. Максимальная энергия, которая может быть передана электрону в одном акте комптоновского рассеяния, равна

Е_е(max)=E_[(m₀c²)/2E_]. (7)

Эта энергия соответствует комптоновскому краю, показанному на рис. 11 стрелкой. Имеется определённая вероятность того, что комптоновски рассеянный -квант снова будет взаимодействовать с атомами кристалла и может быть зарегистрирован. Эта вероятность зависит от размера кристалла. Отношение площадки пика полного поглощения к площади комптоновского распределения увеличивается с увеличением размеров кристалла. Площадь пика полного поглощения, который является наиболее характерной чертой спектра, в основном определяется сечением фотоэффекта. На рис. 5 показана зависимость сечения взаимодействия -квантов с кремниевыми (-) и германиевыми кристаллами (….) от энергии -квантов (1 – фотоэффект, 2 – комптон-эффект, 3 – образование пар).

 (отн. ед)

100

1

10 2

1

3

0,1

50 100 500 1000 5000 Е_, кэВ

Рис. 5. Сечения взаимодействия гамма-квантов с кремнием и германием

Вероятность фотоэффекта в Ge примерно в (Z₁/Z₂)⁵=(32/14)⁵40 раз больше, чем в Si, поэтому для изготовления -детекторов следует использовать германий. Очевидно, что материалы с ещё большим Z являются более предпочтительными. В качестве таких материалов предлагаются CdTe, HgI₂ и InSb, однако широкого распространения эти кристаллы пока не получили.

-Лучи с энергией более 2m₀c² (1,022 МэВ) могут поглощаться в веществе с образованием пар электрон-позитрон. Сечение этого процесса быстро возрастает с энергией и при энергии 1,5 МэВ в германии оно становится равным сечению фотоэффекта. При энергии более 2 МэВ вклад образования пар в пик полного поглощения становится преобладающим. Процесс образования пар сопровождается появлением в спектре так называемых пиков вылета. Происхождение этих пиков схематично показано на рис. 6.

Рис. 6. Образование пиков вылета

При аннигиляции позитрона возникают два -кванта, каждый с энергией m₀c²=511,0 кэВ. Если оба аннигиляционных -кванта не зарегистрируются кристаллом, то получается пик при энергии Е_m₀c². Для небольших кристаллов это наиболее вероятный процесс. Возможен случай, когда только один из аннигиляционных -квантов покинет кристалл. Это сопровождается появлением пика при энергии Е_ m₀c². Возможно также поглощение обоих -квантов. Таким образом, взаимодействие каждого жёсткого кванта сопровождается появлением в спектре трёх пиков, смещённых друг относительно друга на 511,0 кэВ. Пример такого спектра показан на рис. 7.

Рис. 7. Пики вылета для гамма-лучей 2614 кэВ ²⁰⁸Tl

Пики вылета часто используются для калибровки -спектрометров по энергии. Основными факторами, влияющими на энергетическое разрешение, являются:

1. статистические флуктуации в процессах образования пар электрон-дырка и собирания их на электродах;

2. токи утечки детектора;

3. шумы предусилителей.

При энергии -квантов менее 100 кэВ наибольший вклад в ширину линии вносят токи утечки и шумы предусилителя, при больших энергиях более существенными становятся статистические флуктуации, которые дают преобладающий вклад при Е_  2 МэВ. Если считать фактор Фано для германия равным F=0,16, то ожидаемая полуширина -линии с энергией 1 МэВ равна 1,8 кэВ.

Отставание реально достигнутого разрешения от предельно возможного объясняется эффектом неполного сбора заряда в больших кристаллах из-за их неоднородности. Этот эффект уменьшается при повышении напряжения на детекторе, однако при больших напряжениях становится заметными токи утечки.

Использование полупроводниковых детекторов в -спектроскопии позволило существенно повысить точность измерения энергии -лучей, что весьма важно для установления энергетических уровней атомных ядер. Точность определения энергии лучей зависит:

1. от точности определения максимума линии;

2. от точности калибровки -спектрометра;

3. от дрейфа усиления во всём тракте;

4. от линейности анализирующей системы.

Точность в определении положения линии зависит от числа набранных импульсов и от знания формы линии. Использование ЭВМ даёт возможность определения максимума линии с погрешностью ~ 1 % от её полуширины, что составляет ~ 10 эВ при Е_=500 кэВ. Современные радиотехнические устройства обеспечивают линейность передачи в широком диапазоне энергий. Небольшие отклонения от линейности обычно не превышают

~ 0,3% в пределах 100…2000 кэВ и не оказывают существенного влияния на точность измерений, так как - спектрометр может быть прокалиброван по многим линиям с хорошо известной энергией. Зависимость положения линии в спектре от энергии апроксимируется полиномом, обычно 3…6 степени.

При изучении спектров - лучей важно определять не только значения энергий линий, но их интенсивность. Интенсивность наблюдаемых в спектре линий зависит от эффективности спектрометра, которая определяется свойствами детектора и телесным углом.

Чаще всего интенсивность определяется по пику полного поглощения. При низких энергиях (Е_ = 200 кэВ) большая часть пика полного поглощения вызывается фотоэффектом. При небольших энергиях заметен вклад от комптоновского рассеяния. Разница между кривыми возникает за счет комптоновски рассеянных -лучей. Для больших кристаллов вклад от многократного рассеяния ещё больше. Этот вклад можно рассчитать статическим методом (метод Монте-Карло). В настоящее время чувствительный объём получен в Ge(Li)- детекторах коаксиального типа более 250 см³. Эффективность таких детекторов близка к эффективности сцинтилляционных кристаллов средних размеров. Ограничение объёма чувствительного слоя связано с качеством имеющихся заготовок германия.