Глава 3. Детекторы гамма-излучения |
49 |
3.3ХАРАКТЕРИСТИКИ РЕГИСТРИРУЕМЫХ СПЕКТРОВ
Âгамма-спектрометрии детекторы образуют выходные импульсы, амплитуды которых пропорциональны энергии, потерянной в детектирующей среде падающими фотонами. Измерительная система включает метод анализа всех входных импульсов по амплитудам и представления их спектра. Основным инструментом для выполнения этой задачи является многоканальный анализатор (МКА), работа которого рассматривается в главе 4. Конечным результатом многоканального анализа является гистограмма (спектр) зарегистрированных выходных импульсов, отсортированных по амплитуде. Спектр амплитуд импульсов представляет собой непосредственное отражение энергетического спектра взаимодействий гамма-квантов в детектирующей среде и составляет спектрометрическую информацию, используемую в НРА.
3.3.1 Общий отклик детектора
Независимо от типа используемого детектора, измеренные спектры имеют много общих черт. Рассмотрим спектр моноэнергетического источника гамма-из- лучения с энергией Е0, представленный на рис. 3.6 (а). Гамма-кванты возникают в ядерных переходах, которые сопровождаются специфическими изменениями энергии. Эти значения энергии испытывают незначительные флуктуации в вследствие двух эффектов: 1 — квантовых неопределенностей в энергиях переходов (так называемая неопределенность Гейзенберга) и 2 — эффектов отдачи при испускании фотонов гамма-излучения. Эти неопределенности являются конеч- ными, однако они незначительны по сравнению с другими эффектами энергети- ческого расширения спектра, обсуждаемыми ниже, и поэтому не показаны на рисунке. Таким образом, "идеальный" спектр моноэнергетического гамма изучения от свободно распадающегося ядра, по существу, представляет собой острую линию при энергии Е0.
Поскольку регистрируемые гамма-кванты обычно исходят не из свободного ядра, а испускаются ядерным материалом, часть из них подвергается рассеянию перед тем, как они покинут радиоактивный образец. В результате этого рассеяния подвергшиеся ему фотоны обретают энергию чуть меньшую, чем Е0, а энергетиче- ский спектр фотонов, испущенных из образца материала, слегка расширен в энергетической области ниже Е0, как показано на рис. 3.6 (б). Величина этого расширения совсем невелика по сравнению с другими эффектами, рассматриваемыми ниже, и преувеличена на рис. 3.6 (б), чтобы привлечь внимание к ее существованию. Следует также отметить, что некоторые гамма-кванты, покинув образец, будут рассеяны внешними материалами перед тем, как они попадут в детектор, и этот эффект может проявиться в окончательном энергетическом спектре (см. ниже).
Когда гамма-квант попадает в детектирующую среду, он передает часть или всю свою энергию атомному электрону, высвобождая электрон из его атомной оболочки. Обычно этот освобожденный электрон затем передает свою кинетиче- скую энергию в серии столкновений в детектирующей среде другим атомным электронам.
Количество энергии, необходимой для образования пары электрон-ион в детектирующей среде, определяет полный заряд, который образует выходной им-
50 |
Х. А. Смит, мл. и М. Лукас |
Ðèñ. 3.6. Идеальный фотонный спектр:
а — образованный свободным ядром; б — испущенный материалом образца;
в — образованный в результате взаимодействий в детектиру ющей среде
пульс (см. табл. 3.1). В фотоэлектрическом взаимодействии вся энергия падающего фотона передается фотоэлектрону, который впоследствии вызывает множественные ионизации до тех пор, пока его энергия не исчерпается. Следовательно, количество заряда, образованного в результате события этого типа, пропорционально фактической энергии фотона. В процессе комптоновского рассеяния падающий фотон передает ионизационному электрону только часть своей энергии. Впоследствии этот электрон вызывает ионизации до тех пор, пока его энергия тоже не израсходуется. Количество заряда, образованного в результате события этого типа, пропорционально доле энергии, первоначально потерянной падающим фотоном, но не содержит полезной информации о его фактической энергии. События многократного комптоновского рассеяния для одного фотона могут привести к образованию заряда, количество которого близко к значению полной энергии исходного фотона. Однако сигналы, образованные в результате комптоновского рассеяния, в основном, представляют одно взаимодействие рассеяния и
Глава 3. Детекторы гамма-излучения |
51 |
ниже по амплитуде, чем сигналы полной энергии. Идеализированный отклик детектора на фотоэлектрическое и комптоновское взаимодействия в детектирующей среде показан на рис. 3.6 (в). Максимальная энергия, которая может быть оставлена в детектирующей среде в результате комптоновского рассеяния, соответствует рассеиванию фотона на угол 180°. Таким образом, импульсы детектора, образованные от комптоновского рассеяния, распределены в области ниже этой максимальной энергии (Еñ на рис. 3.6 (в)) и составляют источник "фоновых" импульсов, которые не содержат полезной информации об энерг ии фотона.
Пик полного поглощения (см. рис. 3.6 (в)) значительно расширен вследствие статистических флуктуаций количества пар электрон-ион, образованных фотоэлектроном. Такой эффект вносит основной вклад в ширину пика полного поглощения и, тем самым, является доминирующим фактором, определяющим энергетическое разрешение детектора (см. раздел 3.3.3).
3.3.2 Спектральные характеристики
Более реалистичное представление гамма-спектра, образованного детектором от потока моноэнергетических гамма-квантов, показано на рис. 3.7. Спектральные характеристики, отмеченные буквами от А до Ж, описан ы ниже.
А. Пик полного поглощения (фотопик). Этот пик объединяет импульсы, возникающие в результате фотоэлектрических взаимодействий с полной потерей энергии в детектирующей среде. Некоторые отсчеты возникают также в результате единичных или многократных событий комптоновского рассеяния, за которыми следует фотоэлектрическое поглощение. Ширина этого пика определяется, в основном, статистическими флуктуациями величины заряда, образованного этими взаимодействиями, а также вкладом от электроники обработки импульсов (см. раздел 3.3.3 и главу 4). Центроида пика соответствует энергии фотона Е0. Площадь пика за вычетом фона представляет полное число взаимодействий с
Ðèñ. 3.7. Реалистичное представление спектра детектора гамма-изл учения от моноэнергетического источника гамма-квантов. Отмеченные спектраль ные характеристики описаны в тексте
52 |
Х. А. Смит, мл. и М. Лукас |
полной потерей энергии в детекторе и обычно пропорциональна массе излучающего изотопа.
Б. Континуум комптоновского фона. Эти импульсы, гладко распределенные до максимальной энергии Еc (см. рис. 3.6), образуются в результате взаимодействий, происходящих только с частичной потерей энергии фотона в детекторе. В более сложных спектрах комптоновское рассеяние является основным источ- ником фоновых отсчетов под пиками полного поглощения.
В. Комптоновский край. Это часть спектра, которая соответствует максимальной потере энергии падающим фотоном в процессе комптоновского рассеяния. Она представляет собой широкий асимметричный пик, соответствующий максимальной энергии Еñ, которую фотон гамма-излучения с энергией Е0 может передать свободному электрону в однократном событии рассеяния. Это соответствует "лобовому" столкновению между фотоном и электроном, в результате которого электрон движется вперед, а гамма-квант рассеивается назад на 180° (см. раздел 2.3.2). Энергия комптоновского края определяется уравнен ием (2.11).
Ã."Комптоновская долина". Для моноэнергетического источника импульсы
âэтой области возникают либо в результате многократного комптоновского рассеяния, либо в результате взаимодействий с полной потерей энергии фотонами, которые подверглись рассеянию на небольшие углы (в материале источника или
âпромежуточных материалах) перед тем, как попасть в детектор. Нерассеянные фотоны моноэнергетического источника не могут образовывать импульсы в этой области в результате однократного взаимодействия в детекторе. В более сложных спектрах эта часть спектра может содержать импульсы, образованные в результате комптоновского рассеяния фотонов более высоких энерг ий.
Д. Пик обратного рассеяния. Этот пик обусловлен гамма-квантами, которые подверглись комптоновскому рассеянию в одном из материалов, окружающих детектор. Гамма-кванты, рассеянные более чем на 110-120°, будут иметь почти одинаковые энергии в диапазоне от 200 до 250 кэВ. Следовательно, вклад от моноэнергетического источника будет представлять множество рассеянных гам- ма-квантов, энергии которых находятся вблизи этого минимального значения (см. [1] и раздел 2.3.2). Энергия пика обратного рассеяния дается уравнением (2.10).
Е. Область избыточной энергии. В случае моноэнергетического источника события в этой области обусловлены гамма-квантами высоких энергий и мюонами космического излучения, присутствующего в естественном фоне, и событиями наложения импульсов, если скорость счета достаточно высока (см. главу 4). В более сложных спектрах отсчеты выше данного фотопика в основном представляют собой события комптоновского рассеяния гамма-квантов более высоких энергий.
Ж. Подъем в области низких энергий. Эта характеристика спектра, очень близкая к области "нулевой амплитуды импульса", возникает, как правило, от низкоамплитудного электронного шума в детектирующей системе, который вос-