spez_fiz_pr_zachita

рассеяние на 180°. Небольшой максимум обязан эффекту образования пар. Форма линии мало похожа на спектр электронов отдачи при однократном

рассеянии -квантов, хотя кристалл, для которого получена функция G(E,V ) ,

малых размеров, и вероятность многократного рассеяния мала. Дело в том, что здесь велика вероятность выхода комптоновских электронов за пределы кристалла, поскольку пробеги электронов в органическом кристалле с энергией 3 4 МэВ составляют 1,5–2,0 см. Поэтому в представленном на рис. 9.2, б спектре много импульсов с малыми амплитудами по сравнению с расчетным спектром электронов отдачи.

Рассмотрим теперь вид функции G(E,V ) при регистрации нейтронов. В неорганических кристаллах типа NaI(Tl) нейтроны будут упруго и не упруго

рассеиваться на ядрах, поглощаться. Это основные процессы в области энергий нейтронов до нескольких МэВ. Ядра отдачи Na и I получат очень малую долю энергии нейтронов. Кроме того, плотность ионизации для ядер Na и I велика, и поэтому конверсионная эффективность будет много меньше, чем для электронов. Следовательно, амплитуды импульсов, созданные ядрами отдачи, будут очень небольшими. Так, ядро отдачи натрия при энергии нейтрона 3 МэВ сможет получить энергию не более 0,3 МэВ. Конверсионная эффективность для ядер натрия меньше, чем для электронов, по крайней мере, в 5 раз. Следовательно, максимальные импульсы, созданные ядрами отдачи натрия, эквивалентны импульсам от электронов с энергией 50 кэВ.

В результате неупругого рассеяния нейтронов и их радиационного

захвата (главным образом ядрами I ) появляются -кванты, которые создают в результате взаимодействий электроны отдачи, а последние создают импульсы на выходе фотоумножителя. Таким образом, нейтроны в таких кристаллах будут регистрироваться в результате двух последовательных взаимодействий – сначала нейтронов с ядрами и затем -квантов с электронами. Функция отклика G(E,V ) в этом случае будет слабо зависеть от

энергии нейтронов, и в основном будет определяться спектром -квантов радиационного захвата и неупругого рассеяния.

Регистрация нейтронов оказывается эффективной в органических сцинтилляторах, где люминесценция происходит под действием протонов отдачи. На рис. 9.2, в показана функция G(E,V ) , измеренная с кристаллом

стильбеном и нейтронами энергии 4,0 МэВ. Протоны отдачи от моноэнергетических нейтронов распределены по энергиям равновероятно. Функция G(E,V ) отличается от такого распределения. Это связано, во-

первых, с нелинейной зависимостью амплитуды импульса от энергии протонов при использовании органического сцинтиллятора (см. например, рис. 9.1), во-вторых, с конечным значением энергетического разрешения сцинтилляционного счетчика. Кроме того, в кристалле, хотя и с малой вероятностью, происходят многократные соударения нейтронов с ядрами водорода и углерода, а при энергиях нейтронов выше 10–15 МэВ становится заметной (n 3 ) -реакция. Пунктиром на рис. 9.2, в показана функция

241

отклика в масштабе энергий протонов отдачи G E, Ep . В этом случае ( En 4 МэВ) G E, Ep очень близка к расчетному спектру протонов отдачи.

В заключение опишем функцию G(E,V ) для кристалла 6 LiI , облучаемого нейтронами низких энергий. Для нейтронов низких энергий основной процесс взаимодействия в кристалле – это реакция 6 Li(n, )T .

Кинетические энергии -частицы и тритона равны сумме энергии реакции (4,78 МэВ) и энергии нейтрона. Пока энергия нейтронов мала по сравнению с энергией реакции (в 20 раз меньше), G(E,V ) представляет собой максимум

(с относительной шириной около 10%), положение которого не зависит от энергии нейтронов. Таким образом, с помощью амплитудной селекции можно регистрировать нейтроны низких энергий, избавляясь в значительной степени от импульсов, созданных -квантами.

9.1.3. Физические процессы, приводящие к формированию наиболее характерных участков аппаратурной формы линии-спектрометра

Аппаратурная форма линии спектрометра энергии -излучения со сцинтилляционным детектором показана на рис. 9.3 [20].

части энергии -кванта из детектора:

242

- Утечка фотоэлектронов, образовавшихся вблизи поверхности детектора, что существенно для области E 150 200 кэВ, где вероятность

фотоэффекта возрастает с уменьшением энергии -квантов.

- Утечка характеристического излучения материала детектора

также существенна для малых E вблизи поверхности детектора. Вылет

характеристического излучения приводит к образованию пика с энергией (E EK ) – пика утечки (ПУ). К примеру, энергия связи EK электронов на

K- оболочке для йода (в кристалле NaI(Tl) ) равна 28 кэВ.

-Комптоновское рассеяние -квантов в детекторе с вылетом рассеянного кванта с энергией

EΦ min – минимальная энергия рассеянного кванта (при − ); при E mc2

Распределение почти равномерное с подъемом вблизи (E EΦ min ) , который

называют комптоновским краем или комптоновским пиком (КП).

Появление этого пика обусловлено двукратным комптоновским взаимодействием фотона в чувствительной области детектора и характерно для спектрометров с малым объемом чувствительной области. С увеличением объема чувствительной области детектора пик уменьшается.

- Образование пар с последующим вылетом или рассеянием в детекторе аннигиляционных квантов.

При E 2mc2 EA 2mc2 (где E A – энергия ядра отдачи) в веществе детектора может образоваться электрон – позитронная пара с кинетической энергией порядка E 2mc2 . Если пара образовалась не у поверхности

детектора, то её кинетическая энергия полностью поглощается, после чего происходит аннигиляция позитрона с образованием двух -квантов с

энергией mc2 каждый. Далее возможны следующие ситуации:

- оба кванта вылетают из детектора. В распределении образуется пик, соответствующий поглощенной энергии порядка E 2mc2 , – так

называемый пик двойного вылета (ПДВ); - один -квант вылетает, другой теряет всю энергию в детекторе.

Образуется пик, соответствующий поглощенной энергии порядка E mc2 , –

пик одиночного вылета (ПОВ);

243

- один или оба -кванта рассеиваются. Образуется комптоновское распределение в области от E 2mc2 до E mc2 / 3.

Пики вылета шире ППП из-за доплеровского уширения аннигиляционной линии и плохо аппроксимируются гауссианом. Однако при энергии E 1 4 5 МэВ они становятся больше ППП и могут привлекаться

при обработке спектров.

Попадание в чувствительный объем детектора и поглощение в нем вторичного излучения, образовавшегося при взаимодействии первичного

-кванта с материалами, окружающими детектор. Такое рассеянное излучение также может быть причиной образования в аппаратурном спектре новых пиков либо искажения формы имеющихся, что связано со следующими процессами:

-регистрацией -квантов, рассеянных на малые углы на пути источник излучения – чувствительный объем детектора, что приводит к поднятию левого крыла ППП;

-регистрацией -квантов, рассеянных на большие углы, что приводит к образованию пика, соответствующего поглощенной энергии EΦ min , – так

называемого пика обратного рассеяния (ПОР);

- регистрацией аннигиляционных -квантов при образовании пар вне детектора – так называемый пик аннигиляционного излучения (ПАИ),

соответствующий энергии 0,511 МэВ; - регистрацией характеристического излучения окружающих

материалов, возникающего при фотоэффекте на них первичного -излучения,

– так называемый пик характеристического излучения (ПХИ),

соответствующий энергии EK . С увеличением атомного номера Z материала

увеличиваются вероятность фотоэффекта на нем и энергии характеристического излучения EK , что приводит к росту ПХИ и

перемещению его в более высокоэнергетическую область спектра. Обычно большое Z имеет материал фоновой защиты детектора (свинец, EK =72 кэВ);

соответствующий пик характеристического излучения имеется в аппаратурном спектре.

Наложение импульсов от частиц, последовательно попадающих в детектор и теряющих в нем частично или полностью свою энергию, приводит:

-к общему разбросу амплитуд импульсов, что ухудшает энергетическое разрешение;

-к уменьшению числа импульсов, попадающих в пик полного поглощения и другие участки спектра;

-к появлению в аппаратурном спектре компонент, называемых суммарными распределениями.

Различают суммирование импульсов от коррелированных во времени событий (например, регистрация частиц, образованных в каскаде;

регистрация аннигиляционных -квантов) и случайное суммирование.

244

При регистрации каскадных -квантов с энергиями E 1 и E 2

образуются пик суммирования, соответствующий поглощенной энергии E 1 E 2 , и непрерывное распределение в области 0 (E 1 E 2 EΦ min ) . При исследовании позитронно-активных излучателей возникают пики,

соответствующие поглощенной энергии mc2 mc2 / 3, E mc2 , 2mc2 и

соответствующие им непрерывные распределения. Пики суммирования от коррелированных событий хорошо аппроксимируются распределением Гаусса, как и пики полного поглощения.

При случайном наложении также образуются пик суммирования и непрерывное распределение. Однако пик имеет несимметричную форму и при суммировании импульсов от частиц с одинаковой энергией E 1

простирается от пика полного поглощения до амплитуд, соответствующих поглощенной энергии 2E 1 . Вклад суммарного распределения в

аппаратурный спектр уменьшается с уменьшением светосилы спектрометра, а при случайном суммировании – также при уменьшении временного разрешения спектрометра и интенсивности источника.

9.1.4. Градуировка -спектрометра по энергии

Градуировка по энергии заключается в установлении зависимости между амплитудой импульса v на выходе спектрометра (номером канала анализатора) и энергией частицы.

Анализ аппаратурной формы линии, проведенный в предыдущем

разделе, показывает, что нет однозначной связи между энергией -кванта и выходным сигналом за исключением некоторых участков. В спектрометрах энергии -излучения такими участками являются пики полного поглощения, пики вылета аннигиляционных -квантов, край комптоновского распределения и др. Наиболее точно связь амплитуда сигнала – энергия частицы может быть установлена по положению пика полного поглощения.

Таким образом, для градуировки спектрометра по энергии требуется определить положения пиков для -квантов различной энергии. Для этого снимают спектры излучения нуклидов с хорошо известными энергиями линий – реперов или нормалей энергий. Количество используемых линий m определяется требуемой точностью градуировки. Далее определяют положения v0i (i 1, 2,....., m) тех участков спектра (чаще всего ППП), по

которым можно наиболее точно восстановить энергии квантов. Полученную экспериментальную зависимость в виде точек (Ei , v0i ) наносят на график и

аппроксимируют подходящей функцией.

9.1.5. Образцовые источники для градуировки -спектрометров

Наиболее широкое использование для градуировки сцинтилляционных спектрометров получили комплекты ОСГИ.

Комплект ОСГИ состоит из 11 источников на основе различных радионуклидов, имеющих относительно простую схему распада. Основные

245

ядерно-физические характеристики для нуклидов из комплекта ОСГИ представлены в табл. 9.1.

Здесь T1 2 означает период полураспада нуклида, а Iабс – абсолютная

интенсивность, то есть выраженная в процентах вероятность испускания определенной частицы данной группы или фотона данной энергии на распад. Значения Iабс приводятся на схемах распада после энергии частицы.

Величины в скобках представляют погрешности данного значения в единицах последней значащей цифры этого значения.

Таблица 9.1

Ядерно-физические характеристики нуклидов из комплекта ОСГИ [114]

Простота схемы распада ОСГИ позволяет надежно выделять ППП в аппаратурном спектре, что дает возможность исследовать и другие параметры аппаратурной линии спектрометра.

Вместе с тем энергетический диапазон ОСГИ (0,0559–1,8 МэВ)

недостаточен для решения ряда задач -спектрометрии из-за неравномерного распределения по диапазону реперных линий.

В комплект ОСГИ-М, представляющий многореперные образцовые спектрометрические -источники, включены источники на основе 56Co, 75Se, 110m Ag , 133 Ba , 152 Eu , 182Ta , 192 Ir . Значения периода полураспада и

энергетического диапазона каждого нуклида приведены в табл. 9.2. ОСГИ-М позволяют проводить градуировку спектрометров в диапазоне

от 50 до 3500 кэВ, обеспечивая при этом весь энергетический диапазон достаточно большим числом реперных линий.

Каждый источник ОСГИ-М представляет собой кольцо из дюралюминия с закрепленными на нем двумя дисками из органической пленки, между которыми в центре нанесено радиоактивное вещество в виде пятна. Диаметр источника равен 29 мм, толщина – 2 мм, диаметр активного пятна не более 5 мм.

246

Номинальное значение активности для источников 56Co, 192 Ir составляет 0,5 МБк, для остальных – 0,2 МБк. ОСГИ-М могут служить стандартными образцами энергии относительных интенсивностей и утверждены в качестве стандартных образцов (СОСГИ-М). Дополнительно СОСГИ-М одновременно служат и образцовой мерой внешнего -излучения определенной энергии. В этом заключается их основное отличие от ОСГИ, так как последние являются мерой активности.

Таблица 9.2

Значения периодов полураспада и диапазона энергий -излучения нуклидов, входящих в состав ОСГИ-М [114]

9.1. 6. Энергетическое разрешение спектрометра

Наиболее важным параметром, характеризующим технический уровень спектрометра, является разрешающая способность, т. е. способность обнаружить две группы моноэнергетического излучения одного вида.

Разрешающую способность количественно оценивают по энергетическому разрешению, являющейся величиной обратно пропорциональной разрешающей способности. Под энергетическим разрешением понимается полная ширина ППП на половине его высоты (рис. 9.4).

Обычно энергетическое разрешение выражается в энергетических единицах (эВ, кэВ). Физический смысл этого параметра заключается в том, что он определяет, какая минимальная разница в энергиях E должна быть у двух моноэнергетических групп заряженных частиц или фотонов одинаковой интенсивности, чтобы спектрометр смог их различить.

Относительное энергетическое разрешение спектрометра определяется в

процентах как отношение ширины E пика в единицах энергии на половине его высоты к энергии E, соответствующей максимуму пика [115]

-излучению 137Cs с энергией 660 кэВ. Разрешение спектрометра обратно пропорционально корню квадратному из энергии -излучения [115]

3 ~ 1 E . (9.5)

247

Чем лучше разрешение спектрометра (меньше величина 3 ), тем более близкие линии -излучения могут быть разделены между собою, что особенно

спектрометра линейна, энергетическое разрешение может быть установлено непосредственно по амплитудному распределению импульсов

распространение для анализа спектров -излучения, а среди сцинтилляторов выбор пал на неорганические кристаллы, в первую очередь на NaI(Tl), в силу

их высокой конверсионной эффективности. Основным достоинством таких гамма спектрометров является большая эффективность (светосила), но энергетическое разрешение довольно низкое: 15–4% в области энергий квантов 100 кэВ –10 МэВ.

Как отмечалось выше, энергия -излучения определяется по энергии электронов (или протонов), образующихся в результате взаимодействия

падающего -излучения с веществом сцинтиллятора. Сложный характер этого взаимодействия, т. е. образование вторичных электронов разной энергии при

моноэнергетическом падающем -излучении, приводит к возникновению сложной аппаратурной формы линии в однокристальных сцинтилляционных спектрометрах G(E, V ) , и поэтому не всегда надежно удается определить

спектр -квантов по измеренным амплитудным распределениям. По этой причине разработан ряд многокристальных спектрометров, позволяющих

248

получить функцию отклика G(E, V ) , близкую к идеальной, а именно в виде

одного пика – колоколообразного по форме распределения сигналов по амплитуде. Правда, эффективность многокристальных спектрометров обычно меньше эффективности однокристальных. В таких спектрометрах в светосиле, а иногда и в энергетическом разрешении, приходится проигрывать, но в результате достигается хорошая аппаратурная форма линии. Поэтому многокристальные спектрометры принято называть спектрометрами с улучшенной аппаратурной формой линии.

диаметром и высотой 40 мм, показаны на рис. 9.6.

В амплитудных распределениях виден четко выраженный максимум – пик полного поглощения, обусловленный фотоэлектрическим поглощением

-квантов и их многократным комптоновским взаимодействием в кристалле с последующим поглощением. Между непрерывным распределением,

обусловленным комптоновским рассеянием, и пиком полного поглощения имеется провал, связанный с тем, что при однократном рассеянии-квант не может передать всю свою энергию электрону. Расстояние между пиком полного поглощения и границей комптоновского

распределения составляет E 1 2E m0c2 (т. е. около 250 кэВ). Чем выше

энергия -квантов, тем больше абсолютный разброс по амплитудам импульсов.

приводит к появлению еще двух пиков в амплитудном распределении импульсов. Эти пики отстоят от пика полного поглощения в шкале энергий

на 0,51 и 1,02 МэВ (см. рис. 9.3). С дальнейшим ростом энергии -квантов эти пики все хуже разделяются и при энергиях выше 7 МэВ практически сливаются в один широкий максимум (рис. 9.6).

249