книги из ГПНТБ / Методы радиоизотопного анализа продуктов нейтронной активации и деления

двух геометрий измерений. Эти отношения справедливы для цилиндрических кристаллов Nal(Tl) практически любого размера.

Значения полных эффективностей и фотоэффектив­ ностей регистрации у-квантов для точечных источников, расположенных на различных расстояниях от верхней поверхности кристалла по их оси, приведены в работах [18, 19]. При использовании этих данных требуется ввести поправку Ае(Ек) на поглощение у-квантов в упа­

основанный на использовании изотопов с несколькими у-лин-иями с известными отношениями интенсивностей. Если для таких изотопов определены площади фотопи-

и Е2 соответственно.

Переход к абсолютным значениям фотоэффективно­ сти осуществляется измерением одного или двух источ­ ников известной активности. В этом случае кривая отно­ сительной фотоэффективности переносится параллельно так, чтобы она прошла через точки, характеризующие абсолютную фотоэффективность.

Если не учитывать угловую корреляцию, фотоэффек­ тивность спектрометра при измерении препаратов с каскадной схемой распада можно вычислить по следую­ щим соотношениям [19]:

(1.39)

(1.40)

'll

где Рф(£і) п к,],(^ з)— фотоэффекгнвиость сііектромет|>а для у-квантов е энергиями Е\ и Е2 соответственно; Р{Е\) II Р(Ео) — фоточасти кристалла для энергий Е , и Е2 со­ ответственно; Si и S 2— площади фотопиков с энергиями Е 1 и Е2 соответственно; Si,2— площадь суммарного фо­ топика.

Абсолютную активность изотопа с каскадной схемой распада рассчитывают по формуле:

P ( E 1) P ( E i) S U2

При калибровке полупроводниковых гамма-спектро­ метров с рабочим объемом до 30—50 см3 эффекты сум­ мирования можно не принимать в расчет.

Для относительной калибровки спектрометра удобно

глотители располагают вблизи источника, поэтому можно считать, что аннигиляция происходит как бы в самом источнике. .

Как показали многочисленные исследования, энерге­ тическая зависимость фотоэффективности в двойном ло­ гарифмическом масштабе для энергий у-кваптов более 250 кэв представляет собой прямую линию.

На рис. 1.12 в двойном логарифмическом масштабе показана зависимость фотоэффективности системы кри­ сталл Nal (Т1) — источник у-излученпя от энергии у-кван- тов для трех геометрий измерений.

1. Предметное стекло диаметром 10 мм, установлен­ ное на верхней поверхности кожуха кристалла по центру. Толщина слоя излучателя /г-10-3 мг/см2.

2. Стеклянная бюкса диаметром 40 мм (форма В, см. рис. 1.4), расположенная на верхней поверхности кожуха кристалла по центру. Высота слоя излучателя 25 мм (d= 1,7 г/см2).

3. Кольцеобразный сосуд из алюминия (форма Б-1, см. табл. 1.2). Толщина слоя излучателя 12 мм {dm

т \,7 г/см2).

Градуировочные кривые, полученные для данного сцинтилляционного детектора при разных геометриях измерений, в прямолинейной части приблизительно па­ раллельны-.

42

рис. 1.13. Кривые построены для трех энергий у-кван- тов [36].

Графики относительной фотоэффективности коакси­ альных Ge (Li)-детекторов с различным чувствительным

Рис. 1.12Зависимость фотоэффективности системы кристалл — источник от энергии у-излучения для кристалла Nal(TI) диамет­ ром 70 мм и высотой 50 мм:

объемом при расстоянии между точечным источником и кристаллом /'=10 мм приведены на рис. 1.14. Здесь же для сравнения представлены аналогичные графики для Nal(Tl) размером 100X100 мм. Как видно из рисунка, для области энергий свыше 200 кэв зависимость фото­ эффективности от энергии может быть аппроксимиро­ вана выражением

43

Па рис. 1.15 приведены графики абсолютной фотоэффективности Ge (Li)-детекторов для нескольких гео­ метрий измерений. Здесь же для сравнения представле­

к . ■~ч

Г

сз

§

=3

§■

5J

I

■Ѳ-

ѳ-

W

45

зависит от точности определения квантовых выходов, абсолютной активности рабочих эталонов и площадей под пиками полного поглощения. Обычно общая точ­ ность не более 5—10%.

Для а-частиц эффективность регистрации полупро­ водниковыми детекторами по пику полного поглощения

график спектра амплитуд импульсов, полученных при регистрации моноэнергетических частиц, и измеряют ширину пика полного поглощения энергии на половине его максимальной высоты (полуширину пика). Изме­ ренную величину разрешения выражают либо в едини­

Вопрос об энергетическом разрешении спектрометров разного типа подробно рассмотрен в ряде работ [18— 20, 22, 23]. Разрешение сцинтилляционного спектромет­ ра обычно 8—10%, оно определяется собственным раз­

46

спектрометрические качества сцинтиллятора. Для луч­ ших современных фотоумножителей собственное раз­ решение при световых характеристиках Nal(Tl) состав­ ляет около 4% на уровне у-линип с энергией 662 кэв.

Теоретическая граница разрешения, которая может быть достигнута при регистрации электронов и у-кван- тов полупроводниковыми Si- и Ge-детекторамп [22], может быть вычислена:

Rsі (кэз) = [1,5£ѵ (Мэв)]'/* ;

где Еу — энергия излучения.

Достигнуть теоретический предел разрешения труд­ но в основном из-за шумов детектора, вызванных диф­ фузионными и поверхностными обратными токами. Од­ нако в настоящее время получают величину шумов ме­ нее 1 кэв. Это позволяет при регистрации у-квантов и электронов приблизиться к теоретической границе.

Экспериментальное значение энергетического разре­ шения полупроводниковых спектрометров при регистра­

тех же энергий излучения разрешение составляет соот­ ветственно 150—170, 95—ПО и 80—90 кэв.

С удовлетворительной для практики точностью можно принять, что для точечных источников разреше­ ние сцинтилляционных спектрометров R ^ E ~ 0’5.

На рис. 1.16 приведены графики энергетического разрешения' сцннтилляционного гамма-спектрометра, как функции Е~°’5, для трех геометрий измерения: то­ чечный источник, куб с длиной ребер 5 см и паралле­ лепипед с основанием 5X5 см и высотой 15 см. Неак­

мерения проводили с источниками Na22, Сг51, Со60 и Cs137. Как видно из рис. 1.16, линейная зависимость между R(Ey) и Е~0'5 сохраняется. Максимальное изменение

разрешения соответствует области мягкого у-излучения. Влияние толщины источника на разрешение в значи­ тельно большей степени сказывается при регистрации

47

заряженных частиц. Рассеяние и-частнц н самом источ­ нике н на краях детектора приводит к расширению пика н появлению низкоэиергетпческого хвоста, доходя­ щего с малым убыванием до нуля [22, 23]. Поэтому наиболее трудной задачей в а-спектрометрии является обнаружение слабых a-линий вблизи интенсивных.

1.3. ПРАКТИЧЕСКОЕ ПРИМЕНЕНИЕ СПЕКТРОМЕТРИИ ДЛЯ АНАЛИЗА ПРОБ СЛОЖНОГО ИЗОТОПНОГО СОСТАВА

СЦИНТИЛЛЯЦИОННАЯ У-СПЕКТРОМЕТРИЯ

Форма аппаратурных у-спектров в основном опреде­ ляется энергией первичных у-квантов, параметрами кристаллов и геометрией измерения. Обычные вариа­ ции плотности и элементного состава почв, сухих остат­ ков воды, золы растений и т. д. слабо влияют на форму аппаратурных у-спектров в интервале энергий 150<

< £ у < 3 0 0 0 кэв.

В табл. 1.3 приведены данные о фотопиках, отме­ ченных на спектрограммах проб различного возраста,

48

содержащих продукты деления и нейтронной акти­ вации.

Как видно из таблицы, радиоизотопный состав и спектр у-излучения может быть достаточно сложным, однако в большинстве случаев активность у излучаю­ щих изотопов в пробах определяется совокупностью не­ скольких изотопов. Относительная активность других изотопов мала и обычно может не учитываться.

Изотопный состав анализируемых проб определяет

Продолжение табл. 1.3

тров. Рекомендуются два основных н третий дополни­

мере зависят от степени изученности их качественного состава в пробе. Так, смесь продуктов деления возра-

50