4.4. Типы сцинтилляционных гамма-спектрометров

Энергия гамма-излучения определяется по энергии электронов, образующихся в результате взаимодействия падающего гамма-излучения с веществом сцинтиллятора. Сложный характер этого взаимодействия, то есть образование вторичных электронов разной энергии при моноэнергетическом падающем гамма-излучении, приводит к возникновению сложной аппаратурной формы линии в спектрометре с одним сцинтилляционным кристаллом, в так называемом однокристальном спектрометре. Чтобы упростить вид функции отклика, разработан ряд многокристальных спектрометров, позволяющих получить функцию отклика G (Е, V), близкую к идеальной, а именно в виде одного пика – колоколообразного по форме распределения сигналов по амплитуде. В таких спектрометрах достигается хорошая аппаратурная форма линии, но в светосиле, а иногда и в энергетическом разрешении, приходится проигрывать. Поэтому многокристальные спектрометры принято называть спектрометрами с улучшенной аппаратурной формой линии.

Вмногокристальных спектрометрах с улучшенной аппаратурной формой линии добиваются таких условий, при которых энергия регистрируемых вторичных электронов была бы однозначно, с точностью до статистических флуктуаций амплитуды, связана с энергией падающих фотонов. При этом можно использовать как фотоэффект, так и неполное поглощение энергии фотонов, что достигается применением наряду с анализирующим кристаллом специальных вспомогательных сцинтилляторов и электронных устройств. Вспомогательные сцинтилляторы не обязательно должны быть кристаллами, поэтому название "многокристальные спектрометры" носит условный характер.

4.4.1.Однокристальные сцинтилляционные гамма-спектрометры

Воднокристальных сцинтилляционных гамма-спектрометрах используются кристаллы различных размеров и форм в зависимости от целей исследования. Рассмотрим характерные особенности АФЛ сцинтилляционного гамма-спектрометра с неорганическим сцинтиллятором (рис. 4.5).

213

ется полностью в детекторе, и частица вылетает из него, унося часть энергии). Потери энергии на пути к детектору могут происходить в активном слое и герметизирующем покрытии источника излучения, слое воздуха между источником и детектором, в контейнере детектора. Часть энергии может быть унесена из чувствительного объема детектора за счет вылета из него вторичного излучения (электронов, рентгеновских или аннигиляционных фотонов), а также фотонов, рассеянных внутри чувствительного объема.

В области, соответствующей поглощенной энергии Епогл = 200-250 кэВ, обычно присутствует пик, называемый пиком обратного рассеяния (ПОР). Его образуют фотоны, рассеянные на пути к детектору на большие углы и попавшие затем в чувствительный объем детектора (рассеяние может происходить в конструкционных материалах, окружающих детектор, и в ФЭУ). Энергия рассеянных фотонов, как видно из соотношения, в зависимости от угла рассеяния θ составляет величину:

При углах рассеяния θ ≥ 150° их энергия практически не зависит от угла рассеяния и близка к

При Eγ ≥ 500 кэВ Eγ′min ≈ 170 ÷ 250 кэВ.

В области, соответствующей поглощенной энергии Eγ –EK, обычно наблюдается пик, называемый пиком утечки (ПУ) (ЕK – энергия связи электрона на К-оболочке атома), с которым произошло взаимодействие фотона в результате фотоэффекта. Для спектрометров с кристаллом NaI(Tl) ЕK = 28 кэВ). Его образование характерно при исследовании гам- ма-излучения низких энергий (Еγ ‹ 200 ÷ 300 кэВ).

При таких энергиях основным видом взаимодействия фотонов с материалом детектора является фотоэффект, который из-за большого значения сечения фотоэффекта при этих энергиях происходит с большой вероятностью у поверхности детектора. Фотоэффект сопровождается образованием электронов и рентгеновских фотонов, и поскольку он происходит вблизи поверхности детектора, то вероятность их утечки из чувствительного объема детектора становится существенной. Утечка электронов

215

приводит к поднятию левого крыла пика. Утечка рентгеновских фотонов

– к образованию пика утечки, который по этой причине характеризуется энергией, меньшей энергии фотопика на величину энергии характеристического излучения (см. на рис. 4.5 небольшой пик слева от фотопика).

Комптоновское рассеяние фотонов в детекторе с последующим вылетом из детектора рассеянного под углом θ фотона приводит к утечке энергии

E = Eγ′ = mec2 mec2 Eγ +(1−cosθ ) .

Энергия рассеянного фотона Eγ′min будет минимальной в случае об-

ратного рассеяния, то есть при θ = π. Эта энергия приблизительно равна 250 кэВ. Амплитуды сигналов при этом имеют непрерывное распределение, соответствующее поглощению энергии электронов отдачи в области

0 ÷ (Eγ– Eγ´min) – комптоновский континуум. Распределение почти рав-

номерное с подъемом вблизи Eγ– Eγ´min, который называют комптоновским краем или комптоновским пиком (КП).

При Eγ > 2mec2 + Eотд ≈ 2mec2 (где Eотд – энергия атома отдачи) в детекторе может образоваться электрон-позитронная пара с суммарной

кинетической энергией Eγ −2mec2 .

Если пара образовалась не у поверхности детектора, то ее кинетическая энергия полностью поглощается в чувствительном объеме детектора, после чего происходит аннигиляция позитрона с образованием, чаще

всего, двух фотонов с энергией порядка mec2 каждый. Далее возможны

следующие ситуации:

а) оба фотона вылетают из детектора, и в распределении образуется пик, соответствующий поглощенной энергии Eγ-2mec2 – пик двойного

вылета (ПДВ);

б) один фотон вылетает, второй – теряет всю энергию в детекторе, и образуется пик, соответствующий поглощенной энергии Eγ-mec2 – пик

одиночного вылета (ПОВ);

в) один или оба фотона рассеиваются, и образуется комптоновское распределение в области от Eγ -2mec2 до Eγ -mec2/3.

Попадание в чувствительный объем детектора и поглощение в нем вторичного излучения, образовавшегося при взаимодействии первичного излучения с материалами, окружающими детектор, может привести к

216

появлению дополнительных пиков. Так, при исследовании фотонов с энергией Eγ ≥ 2mec2 или при наличии β+ -переходов в схеме распада

исследуемых нуклидов в аппаратурном спектре появляется пик, соответствующий регистрации аннигиляционных фотонов с энергией около

0,511 МэВ.

Пики вылета и аннигиляционный пик шире ППП из-за доплеровского уширения аннигиляционной линии. Однако при энергии Eγ ≥ 4÷5 МэВ пики вылета становятся больше ППП и могут привлекаться при обработке спектров.

При взаимодействии исследуемого гамма-излучения с атомами окружающих материалов из-за фотоэффекта возникает характеристическое излучение этих материалов, которое регистрируется детектором и обра-

зует пик характеристического излучения (ПХИ), соответствующего поглощенной энергии около EK (где EK – энергия связи электрона на К-й оболочке атома рассматриваемого материала). С увеличением атомного номера материала Z увеличивается вероятность фотоэффекта и энергия характеристического излучения, что приводит к росту ПХИ и перемещению его в область более высоких энергий спектра. Обычно ближе всего расположен к детектору и имеет большой Z материал его фоновой защиты – как правило, свинец (EK = 88 кэВ), так что в аппаратурном спектре обычно есть пик, соответствующий Eпогл ≈ 88 кэВ.

Из рассмотрения АФЛ спектрометра гамма-излучения можно сделать следующие выводы:

•искажениям наименее подвержена высокоэнергетичная часть аппаратурного спектра, а в ней - ППП;

•по ППП можно получить наиболее точную информацию о характеристиках исследуемого излучения;

•при конструировании спектрометров необходимо максимально заботиться о полном поглощении энергии частицы в чувствительном объеме детектора или принимать меры, исключающие регистрацию событий, связанных с неполным поглощением.

Если увеличить размер кристалла, то аппаратурная форма линии примет более простой вид (рис 4.6), заключающийся в том, что повышается вероятность фотопоглощения и увеличивается вклад в ППП многократного рассеяния фотонов, приводящего к полной потере энергии фотонов в кристалле.

217

80мм (2) при регистрации γ -излучения 6SZn

4.4.2.Многокристальные сцинтилляционные гаммаспектрометры

4.4.2.1. Гамма-спектрометр с охранным сцинтиллятором антисовпадений

Структурная схема гамма-спектрометра с охранным сцинтиллятором антисовпадений изображена на рис. 4.7. Импульсы с центрального сцинтиллятора 1 направляются на амплитудный анализатор при условии отсутствия сигналов, снимаемых с охранных сцинтилляторов.

218

фотон. Отбор событий осуществляет схема совпадений. В результате аппаратурная форма линии представляет собой спектр амплитуд импульсов от регистрации комптоновских электронов, которым соответствуют рассеянные фотоны, зарегистрированные управляющим кристаллом.

Рис. 4.8. Структурная схема комптоновского спектрометра (а) и спектрометра со сложением импульсов (б) и функции отклика комптоновского спектрометра (пунктир) и спектрометра со сложением импульсов при регистрации фотонов одинаковой энергии (сплошная линия) (в):

СС – схема совпадений; Σ – схема сложения амплитуд импульсов

Угол рассеяния фотона из центрального кристалла 1 фиксирован. Существует однозначная связь между углом рассеяния фотона и энергией электрона, образовавшегося в результате комптон - эффекта. Поэтому в аппаратурном спектре каждой линии исследуемого спектра соответствует только один пик, образованный за счет регистрации комптоновских электронов отдачи (см. рис. 4.8). Угол рассеяния выбирают близким к

180°.

Выбор обусловлен тем обстоятельством, чтобы комптоновскому электрону была передана по возможности большая доля энергии. Кроме того, при значительных углах рассеяния становится слабой зависимость между углом рассеяния и энергией комптоновского электрона. Амплитуда отобранных таким способом импульсов пропорциональна энергии электронов. Из соотношения для энергии комптоновских электронов легко получить, что при θ ≈ 180°, выражение для Ee (2.15 ) принимает вид: Ee ≈Eγ - mec2 /2 , а зависимость между энергией фотона и энергией комптоновских электронов становится приблизительно линейной.

Основным достоинством данного типа спектрометров является хорошая форма линии, существенным недостатком - низкая светосила. Последнее связано с необходимостью коллимирования пучка гамма-

220

излучения и использования малых телесных углов при выделении рассеянных фотонов под фиксированным углом θ (в некоторых пределах малого угла Δθ). Кроме того, рассеянные фотоны должны пройти центральный кристалл 1 без взаимодействия и зарегистрироваться в управляющем кристалле 2. Эффективность спектрометра существенным образом зависит от формы центрального кристалла. Его выбирают с малым радиусом, а управляющий кристалл делают кольцевым.

Энергетическое разрешение комптоновского спектрометра по сравнению с однокристальным должно быть хуже. Во-первых, центральный кристалл регистрирует меньшую поглощенную энергию, чем при однокристальном режиме, так как часть ее уносится рассеянным фотоном; вовторых, появляется неоднозначность в определении угла рассеяния θ, к которому привязывается определение энергии комптоновского электрона. Рассеянные фотоны регистрируются в пределах некоторого угла θ ± Δθ. При исследовании фотонов с энергией около 3 МэВ удается добиться энергетического разрешения 5-6 %.

Существенное увеличение светосилы комптоновского спектрометра можно получить, используя схему сложения амплитуд импульсов, поступающих от центрального и управляющего кристаллов, при условии их совпадения во времени. В таком спектрометре анализируются сигналы, амплитуда которых пропорциональна Eγ, независимо от угла рассеяния падающего фотона в центральном кристалле. Это позволяет использовать сколь угодно большие углы Δθ, а значит, и достигать существенно большей светосилы, на два-три порядка большей, чем без сложения амплитуд. Так как в управляющем кристалле не все рассеянные фотоны поглощаются полностью, то в приборном спектре будет присутствовать некоторый непрерывный спектр импульсов, но площадь под ним можно уменьшить за счет увеличения размеров управляющего сцинтиллятора.

Энергетическое разрешение спектрометров со сложением амплитуд приближается к разрешению однокристальных спектрометров.

4.4.2.3. Сцинтилляционные «парные» гамма-спектрометры

Принцип действия сцинтилляционного «парного» гаммаспектрометра можно пояснить с помощью структурной схемы, приведенной на рис. 4.9. Коллимированный пучок фотонов попадает на центральный кристалл 1. В результате эффекта образования электроннопозитронных пар (отсюда название: «парный») возникающие аннигиля-

221

ционные фотоны имеют определенную вероятность покинуть центральный кристалл без взаимодействия и быть зарегистрированными управляющими кристаллами 2. Электронная схема отбирает на анализ сигналы с центрального кристалла только при наличии одновременно с ним сигналов в двух управляющих кристаллах. Таким образом, каждой гамма-

линии в аппаратурном спектре соответствует пик, отвечающий поглощенной энергии Eγ -2mec2.

сигналами, что нежелательно.

Сцинтилляционные парные спектрометры имеют хорошую аппаратурную форму линии, но обладают очень низкой светосилой. Парные спектрометры целесообразно использовать при Е-> 2 МэВ. Так как светосила спектрометров низка, то активность источников должна быть достаточно высокой.

222

4.5. Кристалл-дифракционные фотонные и нейтронные спектрометры. Дифракция фотонов и нейтронов на плоском кристалле

Рассмотрим дифракцию фотонов на плоском кристалле. Предположим, что на плоскопараллельную пластинку, вырезанную из монокристалла, падает параллельный пучок моноэнергетических фотонов (рис. 4.10). Пусть какие-либо кристаллографические плоскости перпендикулярны поверхности кристалла, а пучок фотонов составляет угол θ0 с направлением этих плоскостей. При выполнении условия Вульфа – Брэгга: пλ = 2d sin θ0 (здесь n –порядок отражения, λ – длина волны фотона; d – расстояние между выбранными плоскостями кристалличеcкой решетки) за пластинкой появится отраженный пучок, максимум интенсивности которого будет под углом θ0 к направлению плоскостей кристалла.

При соблюдении условия Вульфа – Брэгга угловое распределение будет иметь два максимума. Один из них (при θ= θ0) образован прошедшим через пластинку первичным излучением, и его ширина (при малых толщинах кристалла) определяется угловой расходимостью пучка излучения. Левый максимум (при θ = - θ0) образован отраженным пучком. Дифракционный максимум характеризуют коэффициентом отражения B (отношение максимальной плотности потока отраженного излучения к плотности потока падающего на кристалл излучения, то есть B=Jмакс/J0) и шириной на половине высоты 1/2. Площадь под дифракционным пиком

S ≈ B 1/2. называют интегральным коэффициентом отражения.

Пучок фотонов при прохождении через кристалл ослабляется в результате комптоновского рассеяния и фотоэлектрического поглощения. Поглощение приводит к ослаблению прямого и отраженного пучков. Рассеяние на кристалле и на стенках коллиматора создает непрерывное угловое распределение фотонов. Это фоновое распределение оказывается существенным при малых значениях B.

Для успешного анализа спектрального состава потока фотонов по положению и интенсивности дифракционных максимумов необходимо,

чтобы θ ≤ 1 / 2 <θ0 (Δθ – угловая расходимость пучка). Длина волны

фотонов λ (см) связана с их энергией Е (кэВ) выражением

λ =hс/Е= 1,24·10-7/Е.

Расстояние между плоскостями кристаллов около 10-8см. Такого же порядка должна быть и длина волны фотона. Она отвечает энергии фотонов порядка 2 кэВ. При значительном увеличении энергии измерить её

223

значение можно только, если рассматривать дифракцию при малых углах. При этом ужесточаются и требования к величине угловой расходимости. Например, при Е=100 кэВ угол θ0 не должен превышать 3°, при разрешении 0,5 % расходимость пучка составит 0,015°.

1/2

Рис. 4.10. Угловое распределение плотности потока фотонов после прохождения через кристалл

Спектрометрия нейтронов основывается на тех же принципах. В качестве исследуемого эффекта используется когерентное упругое ядерное рассеяние нейтронов, в качестве фонового эффекта – их некогерентное упругое рассеяние.

Условие, определяющее диапазон измеряемых энергий нейтронов, аналогично соответствующему условию для фотонов, то есть, используя соотношение Вульфа – Брэгга, находится длина волны когерентно рассеянных нейтронов. Длина волны нейтрона вычисляется по формуле

λ = h / p = h / (2mE) = 0,286 / E , МэВ.

Расчет по формуле, связывающей энергию и длину волны, дает, что наибольшая измеряемая энергия нейтронов порядка 20 эВ. Наименьшая энергия определяется возможностью когерентного рассеяния и составляет сотые доли электронвольт.

Спектрометрия с кристалл-дифракционным спектрометром позволяет получить хорошее энергетическое разрешение в диапазоне, соответствующем небольшим энергиям фотонов и нейтронов. Оно достигает 0,1%. На величину разрешения, помимо расходимости пучка, оказывают влияние эффект многократного отражения и мозаичность (несовершенство) кристалла.

Для тонкого кристалла коэффициент отражения пропорционален квадрату длины волны, а ширина дифракционного максимума не зависит

224