5 .3. Фотоэлектронные умножители

Фотоэлектронные умножители (см. (2) на рис. 6.) используются для преобразования световых вспышек сцинтилляторов в электрические сигналы. Световые кванты, испущенные сцинтиллятором (1), падают сквозь прозрачное окно на фотокатод ФЭУ (3) и в результате фотоэффекта выбивают электроны. Вероятность фотону выбить фотоэлектрон характеризуют конверсионной эффективностью фотокатода или квантовым выходом γ, определяемым как отношение среднего числа фотоэлектронов на один падающий фотон с энергией, соответствующей максимуму спектральной чувствительности. Обычно значение γ составляет 0,1 ÷ 0,15. Фотокатоды ФЭУ обладают наибольшей чувствительностью в области видимого света (hν ≈ 3 эВ).

Фотоэлектроны ускоряются и фокусируются электрическим полем фокусирующего электрода (4) таким образом, чтобы достичь специального электрода, который называется динодом (5). Динод изготавливается из вещества с малой работой выхода, способного при бомбардировке электронами испускать вторичные электроны в количестве, превышающем число первичных в несколько раз. Электроны, вылетевшие из динода, вновь ускоряются электрическим полем и падают на следующий динод, также являющийся эмиттером вторичных электронов. При переходе от динода к диноду число электронов в каждом следующем поколении возрастает и, в зависимости от свойств и числа динодов, может превысить первоначальное число электронов, упавших с фотокатода на первый динод, в 10⁵ ÷ 10⁷ раз.

5.4. Форма линии сцинтилляционного детектора

Форму линии можно получить при работе сцинтилляционного детектора совместно с амплитудным анализатором - устройством для сортировки импульсов по амплитудам. Входное устройство анализатора распределяет импульсы в зависимости от их амплитуды по каналам. Блок памяти служит для запоминания числа импульсов в каждом из каналов. Чем больше амплитуда сигнала, тем в канале с большим номером будет зарегистрирован сигнал. Форма линии для заряженных моноэнергетических частиц, как указывалось выше, представляет собой распределение, близкое к распределению Гаусса, полуширина которого определяет энергетическое разрешение детектора.

Форма линии при регистрации моноэнергетических -квантов и нейтронов имеет более сложный вид. При регистрации γ-квантов фотоэффект и образование пар в сцинтилляторе приводят к появлению максимумов в распределении амплитуд импульсов. Комптоновское рассеяние приводит к образованию непрерывного амплитудного распределения.

В результате фотоэффекта энергия γ-кванта E_γ = hν передается одному из атомов сцинтиллятора, в результате чего испускается электрон c одной из оболочек, преимущественно с К-оболочки. Кинетическая энергия фотоэлектрона (первичного электрона) имеет величину E_e= hν – ε_i, в зависимости от энергии связи ε_i электрона на соответствующем энергетическом уровне в атоме. Избыточная энергия атома ε_i, в конечном итоге, преобразуется в кинетическую энергию некоторого количества вторичных электронов. Таким образом, суммарная кинетическая энергия электронов оказывается фактически равной энергии E_γ поглощенного γ-кванта. Часть этой энергии, определяемой конверсионной эффективностью, преобразуется в некоторое число фотонов люминесценции со средней энергией . Перечисленные процессы происходят в течение промежутка времени, много меньшего, чем время высвечивания сцинтиллятора, и регистрируются как одиночный импульс света, среднее количество фотонов в котором пропорционально энергии γ-кванта.

При комптоновском рассеянии γ-квант может передать электрону только часть своей энергии. Энергия комптоновских электронов может принимать непрерывный ряд значений от нуля до максимальной энергии

(3)

которую электрон получает при рассеянии γ-кванта назад (m – масса покоя электрона, с – скорость света в вакууме). Вакансии, которые образуются после вылета электрона из атома, заполняются таким же образом, как и при фотоэффекте. Рассеянный γ-квант, в зависимости от размеров кристалла и энергии первичных γ-квантов, может покинуть сцинтиллятор, или же испытать фотоэффект на одном из атомов сцинтиллятора. В обоих случаях среднее число фотонов люминесценции будет пропорционально количеству энергии, переданной единичным γ-квантом сцинтиллятору.

Поэтому форма линии является распределением той суммарной кинетической энергии, которая передается электронам при каждом акте взаимодействия моноэнергетических γ-квантов с веществом сцинтиллятора. Амплитудное распределение импульсов от моноэнергетических γ-квантов, возникающее в сцинтилляторе NaJ(Tа) средних размеров, содержит импульсы, амплитуда которых соответствует полному поглощению энергии γ-квантов (пик полного поглощения или фотопик), и импульсы, соответствующие только части поглощенной энергии (непрерывное комптоновское распределение). При увеличении размеров кристалла пик полного поглощения возрастает, а относительное число импульсов меньших амплитуд уменьшается. Это вызвано тем, что при многократном комптоновском рассеянии увеличивается вероятность полного поглощения энергии γ-квантов. Рис. 8 качественно иллюстрирует этот эффект. В области, соответствующей энергии γ-квантов 150 - 250 кэВ, на комптоновском распределении наблюдается широкий пик, не связанный непосредственно с исследуемым излучением, а обусловленный рассеянием γ-квантов от ФЭУ и стенок защитного контейнера. Этот пик называют пиком обратного рассеяния. В области энергий, меньших 100 кэВ, могут наблюдаться пики характеристического рентгеновского излучения, возникающего как в источнике γ-квантов, так и в материале защиты.

С увеличением энергии γ-квантов пик полного поглощения уменьшается, так как падает линейный коэффициент ослабления μ_ф для фотоэффекта (рис. 9, кристалл NaJ(Ta)), а все большая часть γ-квантов испытывает комптоновское рассеяние, поскольку комптоновское рассеяние в области энергий 1 ÷ 5 МэВ является основным процессом взаимодействия γ-квантов с веществом (рис. 9, кривая μ_к).

При использовании органических сцинтилляторов небольших размеров, которые обычно имеют эффективный атомный номер Z ≈ 6, пик полного поглощения фактически отсутствует, а наблюдается только непрерывное комптоновское распределение. Это объясняется тем, что сечение фотоэффекта ~ Z ⁵, в то время как сечение комптоновского рассеяния ~ Z.

Особенности в форме линии, вызванные эффектом образования пар, здесь не рассматриваются, так как заметный вклад они начинают давать при энергии γ-квантов более 5 МэВ для неорганических сцинтилляторов, и при энергиях 3 МэВ и выше для органических.

Форма линии от быстрых моноэнергетических нейтронов при регистрации органическими сцинтилляторами, определяется зависимостью энергии протона отдачи от угла вылета и связью между средней величиной амплитуды импульса и энергией протона. На рис. 10 показан энергетический спектр f(E) протонов отдачи при взаимодействии нейтронов с энергией T_n = 4 МэВ с кристаллом стильбена, имеющий характерную форму «ступеньки». Протоны отдачи распределены по энергиям равновероятно потому, что в с истеме центра инерции они имеют изотропное угловое распределение при рассеянии нейтронов с кинетической энергией до 15 Мэв. Однако распределение f(V) импульсов по амплитудам имеет существенно другой вид (рис. 11). Размытие отвесной ч асти «ступеньки» обусловлено поглощением части фотонов световой вспышки внутри сцинтиллятора, а также краевыми эффектами из-за утечки протонов за пределы сцинтиллятора. Искажение плоской части «ступеньки» вызвано зависимостью конверсионной эффективности сцинтиллятора от энергии протонов.