Климанов Физика ядерной медицины Ч.1 2012

1.2.4. Плато Гейгера–Мюллера

Во время своего движения к анодной проволоке ускоряемые электроны не только создают вторичную ионизацию, но также вызывают возбуждение большого количества молекул газа. Возбужденная молекула может испустить избыточную энергию в виде ультрафиолетового фотона, который перемещаясь к другой части детектирующего объема, может там испытать эффект фотоэлектрического поглощения. При этом образуется новый свободный электрон, который включается в процесс ускорения и последующей вторичной ионизации и возбуждения молекул газа. Таким образом, лавинный процесс ионизации быстро распространяется в объеме газа, приводя к большому импульсу тока на аноде, который легко регистрируется электронным пересчетным устройством. Данный процесс называется гейгеровским разрядом. Так как каждый акт поглощения энергии излучения в объеме газа приводит к такой цепной реакции, все импульсы от детектора в этом режиме одинаковы и не содержат никакой другой информации, кроме регистрации события первичного поглощения энергии. Гейгеровские счетчики обычно заполняются неэлектроотрицательным газом (электроны при столкновении с молекулами такого газа "не прилипают" к ним), как например гелием при пониженном давлении, и герметически запаиваются.

Гейгеровский разряд продолжается до тех пор, пока весь газ вокруг анодной проволоки не будет ионизован. Процесс развития разряда завершается полностью в течение долей микросекунды. В этот же короткий промежуток времени происходит собирание электронов. Чехол же положительных ионов в течение этого времени практически не смещается вследствие малой подвижности тяжелых положительных ионов. В конце концов, этот чехол вокруг анодной нити сильно снижает напряженность поля и гейгеровский разряд затухает. Однако может возникнуть следующий разряд, когда положительные ионы достигнут катода. Некоторые из этих ионов при столкновении с катодом выбивают из него электроны, которые начинают ускоряться к аноду, и в результате гейгеровский разряд возобновляется. Для предотвращения данного эффекта к основному газу счетчика добавляют порядка 10 % гасящего разряд газа, в качестве которого применяют галогены (хлор или бром) и

81

пары углеводородов. При столкновении с положительными ионами молекул таких газов, последние передают электрон ионам и, таким образом, нейтрализуют положительные ионы. Теперь к катоду движутся положительно заряженные молекулы гасящего газа, но их столкновение с катодом приводит не к вырыванию электронов с поверхности катода, а к диссоциации молекул гасящего газа.

Гейгеровские счетчики, в которых для гашения разряда используются пары тяжелой органики, имеют конечный ресурс работы (~109 импульсов), так как молекулы этих газов не рекомбинируют. В то же время галогены обладают способностью к рекомбинации (например, Cl Cl Cl2 ), поэтому такие счетчики имеют очень

большой ресурс работы.

Гейгеровские детекторы излучения нашли широкое применение в ядерной медицине, особенно в качестве различных мониторов и приборов радиационного контроля.

1.2.5. Область непрерывного разряда

При достаточно высоком потенциале газ в детекторе перестает работать как изолятор. Очень сильное электрическое поле, обусловленное большой разностью потенциалов на электродах детектора, способно ионизировать газ непосредственно без необходимости первичной ионизации, вызываемой излучением. В результате будет создан громадный импульс тока, который с большой вероятностью расплавит электроды и разрушит детектор.

1.3. Ионизационные радиационные детекторы в ядерной медицине

Рассмотрим несколько практических аспектов, связанных с применением и особенностью конструкции некоторых типов ионизационных детекторов в ядерной медицине.

Первое, для того чтобы зарегистрировать ионизирующее излучение, оно должно быть направлено на детектор. Это имеет особое значение при детектировании излучения, которое испускается изотропно, т.е. с равной вероятностью по разным направлениям. Относительная доля частиц, движущаяся в направлении детектора, называется геометрической эффективностью, εg, и зависит от размера и формы детектора и расстояния между источником и детек-

82

тором. Специальный, но достаточно распространенный случай представляет точечный источник, расположенный в неослабляющей излучение среде на расстоянии r от оси цилиндрического детектора радиусом a (рис. 2.5,а). Доля излучения, испускаемая в конус в направлении детектора, равна

где приближенное равенство выполняется для r a. Погрешность приближения меньше 1 %, если источник находится дальше, чем на 5 диаметров от детектора.

Рис. 2.4. Радиоактивный источник в неослабляющей излучение среде (а) и внутри детектора колодезного типа (б)

Как пример важности геометрической эффективности рассмотрим два случая. Пусть маленькая капля радиоактивности разлита на торцовой поверхности цилиндрического детектора. В этом варианте r = 0, поэтому εg = 1/2, т.е. половина эмиссии направляется в сторону детектора, а половина уходит в пространство вне детектора. Пусть теперь небольшой источник размещается на дне цилиндрической воздушной полости (колодца) в цилиндрическом детекторе (рис. 2.4,б). Такая геометрия используется при дозовой калибровке. Уравнение (2.2) теперь определяет долю испускаемого источником излучения, которое выходит через открытый верх колодца в детекторе. Если глубина колодца 27 см и диаметр 7 см, то эта

83

доля равняется 0,0041. Следовательно, доля частиц, проходящих через детектор в этом варианте, равна 0,996. Таким образом, этот тип детекторов очень высокую геометрическую эффективность.

Второе, чтобы произошла регистрация частицы излучения, она должна иметь возможность или проникнуть в детектор через стенки детектора, или образовать в стенках детектора вторичные электроны, проникающие в чувствительный объем детектора. Эта проблема ввиду малости пробегов имеет особое значение для α-частиц и низкоэнергетических β-частиц. Поэтому при их регистрации входные окошки детекторов делают очень малой толщины и изготавливают из материалов с малым атомным номером. Конструкция некоторых пропорциональных счетчиков позволяет вводить источники прямо внутрь чувствительного объема счетчика, после чего объем заполняется электроотрицательным газом. При регистрации же γ-излучения, так как оно является редко ионизирующим излучением, возникает противоположная проблема, а именно, малая вероятность взаимодействия фотонов с веществом газа при средних и высоких энергиях излучения. Чтобы процесс регистрации таких фотонов проходил с заметной эффективностью необходимо взаимодействие излучения со стенками детектора.

Таким образом, физическая (внутренняя) эффективность детектирования представляет собой вероятность того, что частица радиации, входящая в детектор, будет иметь взаимодействие с веществом детектора, в результате чего произойдет передача энергии от частицы в вещество, приводящее к образованию первичной ионизации в чувствительном объеме детектора.

Другими словами, эффективность регистрации γ-излучения εγ с помощью счетчиков Гейгера–Мюллера можно определить как число вторичных электронов, попадающих в чувствительный объем счетчика, приходящихся на один фотон, падающий на счетчик. Отсюда вытекает, что ослабление фотонов стенками счетчика влияет на величину эффективности регистрации. Она зависит не только от того, какая доля фотонов поглощается в стенках, но и от того, достигают ли вторичные электроны, возникающие при взаимодействии фотонов с материалом стенки, чувствительного объема счетчика. Попасть в чувствительный объем и вызвать разряд могут лишь те вторичные электроны, которые образуются в стенках на расстояниях от внутренней поверхности, не превышающих длину

84

пробега этих электронов в материале стенки. Точное вычисление εγ представляет трудную задачу. Приближенное выражение имеет вид

где τ, σ, χ – линейные коэффициенты ослабления фотонов в материале стенок путем фотоэлектрического поглощения, комптоновского рассеяния и процесса образования пар; Rτ, Rσ, Rχ – пробеги соответствующих вторичных электронов в материале стенок.

Типичные зависимости эффективности регистрации от энергии γ- излучения для счетчиков Гейгера–Мюллера с разными материалами катодов показаны на рис. 2.5.

Рис.2.5. Зависимость эффективности регистрации фотонов от их энергии для счетчиков Гейгера-Мюллера с разными материалами катодов

.

85

Рис. 2.6. Радиометр РИС-А1 "ДОЗКАЛИБРАТОР", используемый для измерения активности γ-излучающих радионуклидов. Детектором является вертикальная герметизированная газонаполненная ионизационная камера со свинцовым защитным экраном толщиной 6 см. В базовой комплектации прибор настраивается на измерение активности Tc-99m, для экспонирования образцов большой активности применяется специальный пенал для измерения шприцев

Рис. 2.7. Дозиметр-радиометр ДРБП-03. Прибор состоит из пульта со встроенным детектором γ-излучения, выносного блока детектирования γ-излучения БДГ-01 и выносного блока α- и β-излучения БДБФ-02. В качестве детекторов использованы газоразрядные счетчики

В клинической ядерной медицине газовые ионизационные детекторы нашли широкое применение. Аппаратуру, в которых они используются, можно разделить на три вида: приборы радиационного контроля на основе ионизационных камер; приборы радиационного контроля и мониторы на основе счетчиков ГейгераМюллера; приборы для дозовой калибровки. В России наиболее широкий выбор приборов для радиометрии и дозиметрии ионизи-

86

рующих излучений и отдельно детекторов предлагает ЗАО "НПП" "Доза". На рис. 2.6 и 2.7 приводится образцы приборов, предлагаемых "НПП" "Доза", в которых применяются газонаполненные ионизационные детекторы.

2. Сцинтилляционные детекторы и системы регистрации

2.1. Общие требования к детекторам

Радионуклиды обладают двумя принципиальными особенностями, которые их делают привлекательными как трассеры. Первое, масса радиоактивного вещества, необходимая для клинических исследований очень мала (обычно меньше, чем 10-10 моля), поэтому добавление радиотрассера (или радиоиндикатора) не приводит к заметному возмущению в исследуемом органе. Второе, фотоны, испускаемые при радиоактивном распаде таких веществ, имеют достаточно высокую энергию, чтобы выйти из тела и быть зарегистрированными каким-либо прибором. Это позволяет осуществлять неинвазивный мониторинг поступления, распределения и выведения радиотрассеров. Для реализации такого мониторинга необходимо иметь соответствующую аппаратуру. Идеальный детектор γ- излучения должен обладать многими свойствами, в том числе следующими:

высокой вероятностью поглощения фотонов (высокой физической эффективностью);

способностью преобразовывать поглощенную энергию фотона в электрический сигнал;

способностью количественного определения поглощен-

ной энергии фотона (энергетическое разрешение).

Этим требованиям в комплексе наилучшим образом отвечают сцинтилляционные детекторы, и в особенности йодистый натрий, активированный таллием (NaI(Tl)).

2.2. Сцинтилляторы

Сцинтиллятором называется вещество, которое испускает световое излучение при поглощении энергии частиц ионизирующих излучений. Большая часть сцинтилляторов, применяемых для реги-

87

страции x-лучей и фотонов, являются твердыми веществами, хотя имеется и ряд жидких органических сцинтилляторов, применяемых в основном для регистрации низкоэнергетического β-излучения. В этом разделе речь пойдет, главным образом, о неорганических сцинтилляторах.

Сцинтилляции возникают в кристаллических структурах. Механизм возникновения сцинтилляций хорошо описывается при помощи зонной теории твердого тела. В одиночном атоме энергетические уровни, занимаемые электронами, имеют малую ширину и отделены друг от друга (рис. 2.8,а).

Рис. 2.8. Энергетические уровни в твердом теле: (а) – дискретные энергетические уровни отдельного атома; (б) – структура энергетических уровней в твердом кристалле; (в) – энергия, поглощенная в кристалле при взаимодействии с фотоном, идет частично на перевод возбужденного электрона из валентной зоны в зону проводимости; (г) – при переходе электрона из возбужденного состояния в невозбужденное испускается фотон с энергией, равной ширине запрещенной зоны

В чистом кристалле энергетические состояния электронов определяются уже структурой кристалла. В кристалле образуется валентная непрерывная зона, которая при нормальных условиях полностью заполнена электронами, и непрерывная зона проводимости, которая обычно не заполнена. Последняя зона расположена выше

88

первой и отделена от нее запрещенной зоной энергии. Любые дефекты в кристалле, такие как атомы примеси или свободные места в решетке, могут создавать в отдельных точках внутри кристалла уровни энергии в запрещенной зоне (рис. 2.8,б).

Когда электроны в нижней зоне поглощают достаточно энергии (например, при взаимодействии с фотоном), то они оказываются в возбужденном состоянии и в результате могут перейти в зону проводимости. Электроны могут снять возбуждение и вернуться обратно в валентную зону. При этом электронами будет освобождаться энергия, равная ширине запрещенной зоны. Эта энергия может диссипироваться различными способами, одним из которых является испускание фотона с энергией, равной ширине запрещенной зоны (рис. 2.8,г). Если данная энергия попадает в интервал видимого света, то такой материал называется сцинтиллятором.

Хотя чистый кристалл йодистого натрия является сцинтиллятором, количество света, образующегося в нем при комнатной температуре, очень небольшое. Однако, если в кристалл добавлено небольшое количество таллия, структура уровней изменяется, и внутри запрещенной зоны создаются новые энергетические уровни, известные как ловушки. Эти ловушки очень сильно увеличивают вероятность диссипации энергии, поглощенной в кристалле при взаимодействии фотонов, через сцинтилляции. По этой причине таллий называют активатором, а новые энергетические уровни – активационными центрами.

Желательными качествами сцинтиллятора являются высокие атомный номер и плотность, высокий выход света, хорошая прозрачность, низкий коэффициент преломления, малое время высвечивания, стабильность и невысокая стоимость. Высокий атомный номер и плотность необходимы для эффективного поглощения γ- излучения. Высокий световой выход, хорошая прозрачность и низкий коэффициент преломления нужны для хорошего энергетического разрешения. Длительность высвечивания сцинтилляции определяет максимально допустимую скорость счета детектора. Немногие кристаллы обладают полным набором таких свойств. В табл. 2.1 приводятся характеристики наиболее часто используемых сцинтилляторов.

Йодистый натрий, активированный таллием, начал широко применяться в пятидесятых годах прошлого века в ядерной физике. У

89

кристаллов Na(Tl) 13 % поглощенной энергии испускается в виде световых фотонов, что является очень хорошим показателем. Его эффективный атомный номер равен 50, плотность 3,67 г/см3. Он имеет высокую эффективность регистрации для фотонов с энергией ниже 200 кэВ и может выпускаться различных размеров и формы (диаметр от 1 до 60 см). Вместе с тем, Na(Tl) обладает ограниченной механической прочностью, имеет тенденцию к растрескиванию при изменении температуры со скоростью выше, чем 5 градусов/час, является гигроскопичным. Поэтому этот кристалл требует прочной герметической оболочки. Кроме того, его коэффициент преломления выше, чем у стекла, поэтому на границе между кристаллом и стеклом используется специальная оптическая смазка.

Таблица 2.1

Характеристики неорганических сцинтилляторов, наиболее часто применяемых в ядерной медицине и ПЭТ

Йодистый натрий не является лучшим сцинтиллятором для регистрации высокоэнергетического γ-излучения, такого как фотоны с энергией 511 кэВ, возникающие при аннигиляции позитронов в установках для ПЭТ.

90