Vizualizace ionizujícího záření pomocí detektoru Timepix

Transkript

1 Vizualizace ionizujícího záření pomocí detektoru Timepix (demonstrační experimenty) František Krejčí, Zdeněk Janout Ústav technické a experimentální fyziky, ČVUT v Praze 1. Teoretický úvod 1.1. Ionizující záření Ionizující záření (IZ) je schopné při průchodu prostředím způsobit jeho ionizaci, tj. vytvořit z původně elektricky neutrálních atomů kladné a záporné ionty (iontové páry). S ohledem na charakter ionizačního procesu lze ionizující záření rozdělit na přímo ionizující a nepřímo ionizující. Přímo ionizující záření je tvořeno nabitými částicemi (elektrony, pozitrony, protony, částice alfa a beta ap.), které mají dostatečnou kinetickou energii k tomu, aby mohly vyvolat ionizaci. Nepřímo ionizující záření zahrnuje nenabité částice (fotony, neutrony ap.), které samy prostředí neionizují, ale při interakcích s prostředím uvolňují sekundární, přímo ionizující nabité částice. Ionizace prostředí je pak způsobena těmito sekundárními částicemi. Zdroji IZ mohou být radionuklidy (přirozené nebo umělé), kosmické záření nebo generátory vyrobené člověkem (rentgenové zdroje používané v medicíně, experimentální urychlovače apod.). 1.1 Radionuklidové zdroje IZ Radionuklidy mají nestabilní atomová jádra, která se rozpadají a emitují IZ. Z více než 2000 známých nuklidů je jen 266 stálých. Ostatní se více či méně rychle samovolně přeměňují na jiné nuklidy, tj. jsou radioaktivní. Záření emitované radioaktivními nuklidy představuje proud hmotných částic nebo fotonů. Jejich energie leží v řádu kev až MeV, což jsou hodnoty o několik řadů převyšující ionizační energii atomů a molekul. Z tohoto důvodu při průchodu látkou způsobují intenzivní ionizaci a excitaci atomů. Elektrony uvolněné při ionizaci mohou mít takovou energii, že samy způsobují další sekundární ionizaci a excitaci. Každou jednotlivou ionizací či excitací se zmenšuje energie ionizující částice o příslušnou hodnotu energie. Tímto způsobem částice odevzdává látce svou energii, až postupně ztratí schopnost ionizace a excitace a je v prostředí absorbována. Podle charakteru emitovaného záření rozeznáme tyto základní druhy záření: Záření alfa proud rychle letících jader helia 4 He 2+ Záření beta proud elektronů e - (označení záření β - ) nebo proud pozitronů e + (označení záření β + ) Záření gama proud vysoce energetických fotonů Vedle těchto kategorií existují i další typy ionizující záření, které jsou produkovány z radionuklidových zdrojů, jako jsou např. neutrony Záření alfa Záření alfa je tvořeno jádry helia (heliony). Částice alfa mají klidovou hmotnost 6, kg a nesou dva elementární kladné náboje. Z typických radionuklidových zdrojů dosahují částice alfa rychlosti řádově 10 7 m.s -1 a jejich energie leží v rozmezí 4 MeV a 9 MeV. Záření alfa jakožto i jiné těžké nabité částice ztrácí svoji energii zejména Coulombovskou interakcí s elektrony a jádry materiálu, kterým prolétají. Srážky s volnými nebo vázanými elektrony mají za následek ionizaci, resp. excitaci atomů látky, zatímco interakce s jádry vede k Rutherfordovu rozptylu dvou těžkých nabitých částic (tento efekt je mnohem méně pravděpodobný). 1

2 Těžké nabité částice, jakými jsou částice alfa, pronikají látkou jen obtížně, a tedy zářeni má jen krátký a ostře definovaný dosah. Ionizační schopnost nabité částice alfa je v první polovině dráhy zhruba stejná, poté roste, neboť s klesající rychlostí rostou ionizační účinky a částice stačí působením Coulombické interakce předat látce větší energii. Předaná energie je nepřímo úměrná čtverci rychlosti částice. Těsně před zastavením částice je látce předávána nejvyšší energie (Braggovo maximum). Potom následuje prudký pokles ionizační schopnosti. Ten nastává, když se částice zpomalí natolik, že může zachytit elektrony z okolí a stane se z ní neutrální atom helia. Dosah zářeni alfa emitovaného z radioaktivních nuklidů je ve vzduchu jen několik centimetrů, v kapalinách a pevných látkách je tato absorbující vrstva silná řadově desítky mikrometrů. Například dosah částic alfa o energii 5,5 MeV (částice uvolňovaná při rozpadu radonu 222 Rn) je ve vzduchu 3,5 cm, v měkké biologické tkáni 49 µm a v hliníku 26 µm. Mezi typické alfa zářiče patří např. 226 Ra, 239 Pu a 241 Am Záření beta Záření beta je tvořeno rychlými elektrony nebo pozitrony se značným rozsahem energií. Elektrony jsou z jádra emitovány při samovolné přeměně jaderného neutronu na proton a antineutrino, pozitrony při přeměně protonu na neutron se současným uvolněním neutrina. Záření beta má spojité energetické spektrum, což znamená, že obsahuje částice s energiemi od nuly až po určitou maximální energii, která je pro daný nuklid charakteristická. Hodnoty maximální energie u běžně používaných zářičů beta činí desítky kev až jednotky MeV (16,6 MeV pro 12 N). Při průchodu částic beta hmotným prostředím mohou nastat tyto jevy: Elastický (pružný) rozptyl vlivem elektrických sil dochází k rozptylu záření beta jak na elektronech v obalu, tak na atomových jádrech. Výsledkem je změna směru záření beta. Rozptyl se uplatňuje hlavně u pomalých (nízkoenergetických) elektronů. Ionizace a excitace je hlavní příčinou ztrát energie částic beta při průchodu hmotným prostředím (toto platí pro energie typicky dostupné z radionuklidových zářičů, se stoupající energií záření však roste podíl radiačních ztrát). Ionizační schopnost záření beta je však výrazně nižší než ionizační schopnost záření alfa. Brzdné záření je generováno rychle letícími elektrony (obecně všemi nabitými částicemi) ve formě brzdného rentgenova záření. Tímto způsobem vzniká elektromagnetické záření s pronikavostí podstatně větší než původní záření beta. Výtěžek i energie brzdného záření závisí vedle energie záření beta na atomovém čísle absorbující látky (u těžkých látek je výrazně vyšší než u látek lehkých). Tuto skutečnost je nutné brát v úvahu při výběru stínících materiálů pro zářiče beta. Vhodné jsou látky obsahující lehké prvky (např. plexisklo). Částice beta jsou relativně velmi malé a lehké (ve srovnání s částicemi alfa), proto jsou při průchodu hmotným prostředím velmi často rozptylovány jenom s malými ztrátami energie a jejich dráha může být relativně dlouhá. Na rozdíl od těžkých nabitých částic, u nichž je dráha přímočará, je částice beta v důsledku její malé hmotnosti klikatá. Pokud je absorbující prostředí složeno z lehkých prvků, nezávisí dolet záření beta prakticky vůbec na konkrétním chemickém složení prostředí. Pro ilustraci lze uvést, že záření beta s maximální energií 2 MeV má dolet ve vzduchu přibližně 8 m a v hliníku 6 mm. K nejčastěji používaným zářičům beta patří např. 35 S, 63 Ni, 85 Kr, 90 Sr + 90 Y a 204 Tl Záření gama Záření gama je elektromagnetické záření (fotony) s velmi krátkou vlnovou délkou řádu až m. Vzniká při jaderných reakcích nebo radioaktivním rozpadu přechodem jádra z vyššího energetického stavu do nižšího, přičemž se jádro zbavuje své excitační energie. Záření gama z radionuklidových zdrojů má čárové spektrum. To znamená, že daný radionuklid emituje pouze fotony s určitými energiemi, které jsou pro jeho přeměnu charakteristické. U prakticky používaných zdrojů záření gama činí jeho energie desítky kev až jednotky MeV. K nejčastěji používaným zdrojům záření gama patří 60 Co a 137 Cs. Při průchodu prostředím uvolňují fotony elektricky nabité částice a předávají jim energii dostatečnou k tomu, aby byly schopné prostředí ionizovat a excitovat. Záření gama je tedy záření nepřímo ionizující a vyvolává následující tři interakce: Fotoefekt je-li energie záření gama menší než 0,1 MeV, záření interaguje převážně s elektrony ve vnitřních atomových orbitalech. Přitom se na elektron přenáší celá energie fotonu, foton zaniká a elektron se z atomu uvolňuje jako tzv. fotoelektron. Díky zaplňování vakancí elektrony z vyšších orbitalů je fotoefekt doprovázen vznikem charakteristického rentgenového záření. Pravděpodobnost fotoefektu se zmenšuje s rostoucí energií záření gama a roste s atomovým číslem materiálu. Projevuje se tedy hlavně u fotonů s nižší energií (řádově několik kev) a látek s vysokým atomovým číslem (zlato, olovo). 2

3 Comptonův rozptyl při energii 0,1 2 MeV interaguje záření gama převážně se slabě vázanými vnějšími orbitálními elektrony tzv. Comptonovým rozptylem. Foton záření gama předá část své energie volnému elektronu a posune ho. Rozptýlený foton pak s nižší energií (tj. větší vlnovou délkou) pokračuje v pohybu v odlišném směru. Tímto způsobem foton se zmenšenou energii a pozměněným směrem interaguje s atomy tak dlouho, dokud se jeho energie nesníží natolik, že zanikne fotoefektem. Tvorba párů elektron pozitron má-li foton záření gama energii větší než 1,02 MeV (což je energetický ekvivalent dvou klidových hmotností elektronu), může být za určitých podmínek zcela pohlcen v elektrickém poli atomového jádra a přitom vznikne dvojice elektron a pozitron. Případný přebytek energie pohlceného fotonu se projeví ve formě kinetické energie vytvořeného páru. Pozitrony po zabrzdění v látce zanikají anihilací s elektronem za vzniku dvou fotonů gama, každý o energii 0,511 MeV. 1.2 Přírodní radiační pozadí Přírodním radiačním pozadím rozumíme přítomnost IZ v našem životním prostředí, které je generováno přírodními procesy na Zemi nebo v okolním Vesmíru. Můžeme tedy rozlišovat dvě složky tohoto přírodního radiačního pozadí: kosmické záření a přírodními radionuklidy Kosmické záření (KZ) Kosmické záření (KZ) dělíme na primární a sekundární. Primární KZ má původ mimo naši Zemi a je tvořeno hlavně protony (88%), jádry helia (10%), atomovými jádry dalších prvků až po železo (1%), dále elektrony, fotony a neutriny. Rozsah energií je od 1 GeV až do ev. S rostoucí energií E počet částic kosmického záření rychle klesá (je úměrný zhruba E -3 ), takže zatímco tok částic s energiemi kolem 1 GeV je poměrně intenzívní (cca 10 4 s -1. m -2 ), vysokoenergetických částic je jen velmi málo - pro energie ev pozorujeme již jen několik málo částic na 1m 2 za 1 rok, pro nejvyšší energie kolem ev je to již jen cca 1 částice na km 2 za rok. Částice o nejvyšších energiích ev jsou detekovány jen ojediněle za několik let. Pro srovnání, jak obrovské energie částic se v kosmickém záření objevují, uveďme, že člověk dokáže nejvýkonnějším urychlovačem na světě LHC v laboratoři CERN urychlit částice (protony) na energii pouhých 7 TeV ( ev). Po vstupu do zemské atmosféry interagují částice primárního KZ s atomy a molekulami vzduchu. Dochází tak ke kaskádním jaderným i k tříštivým reakcím s atomovými jádry prvků vzduchu, při kterých se rodí nová jádra, neutrony, protony, fotony, ale i nabité a neutrální piony. Vzniká tak sekundární složka KZ, která má tři komponenty: hadronovou složku (tvořenou protony, neutrony, piony, ), měkkou elektron-fotonovou složku a tvrdou mionovou složku. Elektron-fotonová složka je tvořena elektrony, pozitrony a fotony; tvrdou složku tvoří nabité miony, které mají velkou pronikavost, neboť mají malé jak ionizační tak i radiační ztráty. Takové částice jsou pak na Zemi schopny pronikat velmi silnou vrstvou stínění prakticky z jakéhokoliv materiálu (pomocí těchto částic byly hledány např. skryté chodby v egyptských pyramidách). Částice všech těchto složek tvoří spršku kosmického záření, která dopadne na zemský povrch a často zasahuje území několika čtverečních kilometrů. Intenzita kosmického záření na povrchu Země je závislá na nadmořské výšce a díky magnetickému poli Země také na zeměpisné šířce. S rostoucí nadmořskou výškou stoupá plynule asi do vzdálenosti 20 km, což má za následek např. zvýšení radiační zátěže osob při letecké dopravě Přírodní radionuklidy Přírodní radionuklidy vyskytující se v našem životním prostředí vznikly nebo vznikají výhradně činností přírody. Podle mechanismu vzniku a jejich původu je dělíme do dvou skupin: kosmogenní a terestriální. Kosmogenní radionuklidy vznikají v jaderných reakcích při interakci kosmického záření se stabilními prvky ve vnějším obalu Země. Těmito radionuklidy jsou uhlík 14 C, tritium 3 H, beryllium 7 Be a sodík 22 Na. Nejdůležitější z nich je uhlík 14 C, který je produkován pomalými neutrony ve vyšších vrstvách atmosféry reakcí 14 N(n,p) 14 C. Neutron je zachycen atmosférickým jádrem dusíku 14 N, v důsledku čehož se z jádra uvolní proton, a jádro se tak transformuje na radioaktivní uhlík 14 C. Protože radioaktivní uhlík 14 C je pro organizmy chemicky nerozlišitelný, stává se součástí všech biologických procesů (např. potravního řetězce) stejně jako stabilní uhlík 12 C. Do lidského těla se tak 14 C dostává potravou. Měrná aktivita 14 C v 1 kg uhlíku v lidském těle je pak 3

4 průměrně 227 Bq (tj. v jednom kilogramu veškerého uhlíku uloženého v těle proběhne za jednu sekundu 227 radioaktivních rozpadů). Po smrti organizmu s postupem času klesá poměr v zastoupení mezi stabilním a radioaktivním uhlíkem, na čemž je založena radiouhlíková metoda datování. Terestriální (pozemní) radionuklidy dělíme na primární (původní) radionuklidy a na radionuklidy vznikající druhotně z primárních radionuklidů (sekundární). Primární radionuklidy vznikly v raných stádiích Vesmíru při kosmické nukleogenezi termonukleárními reakcemi v nitrech hvězd. Díky dlouhému poločasu rozpadu, většímu než 10 8 let, se dosud vyskytují na Zemi ve významném množství. Jde zejména o izotopy uranu 238 U (poločas 4, let, koncentrace v zemské kůře ), 235 U (7, let, koncentrace ), thorium 232 Th (1, let, koncentrace ). Nejrozšířenějším primárním radionuklidem je však a draslík 40 K (poločas rozpadu 1, let), jehož průměrný obsah v zemské kůře je Rozpadá se rozpadem beta na argon 40 Ar (89%) a K-záchytem na vápník 40 Ca (11%); oba tyto izotopy jsou stabilní, další rozpad již nepokračuje. Primární radionuklidy mají mj. geologický význam. Teplo uvolňované radioaktivním rozpadem přírodních radionuklidů, uranu 235,238 U, thoria 232 Th a draslíku 40 K, je patrně důležitým zdrojem geotermální energie zahřívající nitro Země. Primární radionuklidy 232 Th, 238 U a 235 U se rozpadají (alfa a později i beta rozpadem) na jádra, která jsou také radioaktivní, stejně jako jejich další a další rozpadové produkty. Říkáme, že tyto radionuklidy vytvářejí radioaktivní rozpadové řady, kde jednotlivé dceřiné produkty vykazují alfa i beta radioaktivitu a excitovaná jádra emitují záření gama. V přírodě existují tři rozpadové řady: uran-radiová řada (vychází od uranu 238 U, a končí olovem 206 Pb); thoriová řada (vychází od thoria 232 Th, a končí olovem 208 Pb); aktiniová řada (vychází od uranu 235 U, a končí olovem 207 Pb). Z terestriálních druhotných radionuklidů vznikajících v rozpadových řadách je pro přírodní radiační pozadí nejvýznamnější radium 226 Ra (uran-radiová řada) a z něho vznikající plyn radon 222 Rn s řadou dceřiných produktů, které jsou již v pevné formě. Poznamenejme pro úplnost, že lze uměle získat čtvrtou rozpadovou řadu neptuniovou 237 Np (poločas rozpadu primárního nuklidu je 2, let) Přírodní radiační pozadí a jeho vliv na člověka Díky kosmickému záření a radionuklidovým zdrojům (přirozeným nebo uměle vyrobeným) je člověk stejně jako všechny živé organizmy vystavován neustálému působení radioaktivního záření z přirozeného radiačního pozadí. Zejména díky radioaktivnímu draslíku 40 K je dokonce samotné lidské tělo slabým zdrojem IZ. Lidský organizmus je tak na určitou dávku ionizujícího záření přirozeně přizpůsoben a dokáže jeho negativní efekty korigovat. Při zvýšené radiační zátěži však energie předaná IZ v absorbujících tkáních může poškozovat buněčné organely, což může vést k nejrůznějším negativním projevům v organizmu včetně rakovinného bujení. Doposud nejsou známy přesné vztahy mezi dávkou ozáření a příslušnou biologickou odezvou a pouze se předpokládá, že pravděpodobnost negativní reakce organizmu je přímo úměrná dávce záření. Obecným pravidlem proto je, aby dávka způsobená IZ byla udržována na pokud možno co nejnižší úrovni. Zevní ozáření gama způsobuje u člověka především přítomnost radia 226 Ra (resp. uranu), thoria 232 Th a draslíku 40 K v horninách a půdách povrchové vrstvy Země (jde o vrstvu několik desítek centimetrů). Průměrné hodnoty hmotnostních aktivit 226 Ra ( 238 U) a 232 Th jsou v řádu desítek Bq/kg, v případě 40 K ve stovkách Bq/kg. Draslík 40 K je přítomen rovněž v těle každého člověka. Jeho koncentrace je prakticky stejná u všech osob, a to na úrovni kolem 55 Bq na jeden kilogram tělesné hmotnosti. Další terestriální radionuklidy jako například 87 Rb, 138 La, 147 Sm a 176 Lu se vyskytují v nižších koncentracích, a proto i jejich podíl na celkovém ozáření je malý. Z hlediska vnitřního ozáření jsou zcela dominantní izotopy radonu 222 Rn a 220 Rn (thoron) a jejich dceřiné rozpadové produkty (nejnebezpečnější jsou ty, které emitují částice alfa). Do ovzduší se dostávají difuzí z hornin a půd. V atmosféře se rozptylují a radon se v atmosféře přeměňuje na další radionuklidy (krátkodobé a dlouhodobé). Ty mohou buď přetrvávat v atmosféře, nebo se mohou usazovat na povrchu předmětů. Průměrná objemová aktivita radonu v přízemní vrstvě atmosféry je od 5 do 10 Bq.m -3. Samotný radon není pro člověka zvlášť nebezpečný. Člověk jej po vdechnutí opět vydechuje a jen zcela nepatrná část se ho v daný okamžik rozpadá nebo rozpouští v krvi. Teprve jeho dceřiné rozpadové produkty jsou radioaktivním zdrojem, který může ozářit plicní tkáň. Dceřiné produkty radonu se ve vzduchu zachycují na 4

5 drobných prachových částicích, jsou s nimi vdechovány, usazují se v průduškách a plicích a ozařují tamní tkáně. Díky difuzi z podloží, ze stavebních materiálů, případně z pitné vody spolu s omezenou cirkulací vzduchu je koncentrace radonu v budovách podstatně vyšší. Průměrná objemová aktivita radonu naměřená v bytech v ČR je od 20 do 50 Bq.m -3 a ze zdravotních důvodů je nutné ji monitorovat. Pro zdůraznění podílu dceřiných produktů radonu na celkové radiační zátěži člověka uveďme, že průměrný občan ČR obdrží ročně od všech typů záření průměrnou efektivní dávku 3 až 4 msv a zhruba polovina této dávky je právě od radonu a jeho dceřiných produktů. 5

6 2 Experimentální sestava pro vizualizaci IZ Informace o objektech a projevech mikrosvěta jakým je i IZ získáváme pouze zprostředkovaně pomocí vhodných detektorů. Ideální detektor kromě počtu detekovaných částic IZ (tuto informaci poskytuje např. jednoduchý Geiger-Műllerův čítač) dokáže rozlišit i typ částice, místo její interakce s detektorem, její energii, trajektorii či velmi přesně čas, ve kterém částice vstoupila do detektoru. Konstrukce detektorů schopných poskytovat o ionizujícím záření kompletní informaci je však netriviální problém a v současnosti mu věnují pozornost přední světové výzkumné laboratoře. Výsledem tohoto úsilí, které se opírá o pokrok v mikroelektronice a zpracování polovodičů, je konstrukce hybridních polovodičových pixelových detektorů. Typickým reprezentantem této technologie jsou detektory typu Medipix. Obr. 1 Schéma struktury detektoru Medipix2 sestávajícího z polovodičového senzoru a vyčítacího čipu. Polovodičový senzor (aktivní objem detektoru) je svou spodní rozpixelovanou stranou galvanicky propojen pomocí malých vodivých kuliček ke spodnímu vyčítacímu čipu, kde má každý pixel svoji nezávislou elektroniku provádějící zpracování detekovaného signálu. 3.1 Pixelové polovodičové detektory Medipix Hybridní polohově citlivý polovodičový detektor Medipix2 je unikátní detekční systémem ionizujícího záření vyvinutý mezinárodní kolaborací výzkumných týmů, jež zastřešuje Evropské centrum jaderného výzkumu CERN. Tento detektor je sestaven ze dvou částí (viz Obr. 1). První z nich je křemíkový senzor (k dispozici jsou Obr. 2 Přenosný systém pixelového detektoru a USB rozhraním. Po připojení detektoru k počítači je možné jej používat jako on-line digitální kameru ionizujícího záření. 6

7 v současnosti i jiné materiály jako např. CdTe, GaAs) o tloušťce v řádu 100 μm, který je ze spodní strany rozdělen na matici 256 x 256 čtvercových buněk o hraně 55 μm. Celková citlivá plocha detektoru má tedy rozměr 14 mm 14 mm (viz Obr. 2). Senzor je vlastně povrchový p-n přechod (dioda), na který je přivedeno inverzní předpětí. Přiložením tohoto předpětí se v monokrystalu křemíku vytvoří oblast bez prostorového náboje. Tato část polovodiče představuje citlivou oblast detektoru, ve které se po dopadu kvanta ionizujícího záření generuje náboj. Detektor tedy funguje na principu ionizace v pevné fázi. Vletí-li do citlivé oblasti nabitá částice, její energie se konvertuje na vytvoření řady elektron-děrových párů (střední energie potřebná pro vytvoření jednoho takového páru v křemíku je rovna 3,62 ev). Díky přiloženému předpětí je pak celkový vygenerovaný náboj sebrán na rozpixelovanou elektrodu a příslušným vodivým spojem odveden do elektroniky příslušného pixelu. Zde na pracovním odporu vznikne napěťový impuls, jehož amplituda je úměrná počtu vytvořených elektron děrových párů, a tedy i energii dopadlé částice. Elektronika detektoru dokáže jednak počítat počet těchto pulsů (verze Medipix2), což odpovídá počtu dopadlých částic, ale i vyhodnocovat amplitudu každého impulsu odpovídající energii detekované částice (verze Timepix). Obr. 3 Princip detekce pomocí hybridních polohově citlivých detektorů typu Medipix: Příchozí ionizující částice generuje náboj, který je odveden podle příslušného přiloženého předpětí na polovodičovém senzoru do čipu elektroniky. Získaná hodnota náboje (napětí) je v každém pixelu zesílena a srovnána s jistou diskriminační hladinou (horní a dolní) a pokud splní diskriminační relace, digitální čítač zaznamená událost. Nová generace těchto detektorů Timepix dokáži vyhodnocovat i amplitudu pulsu (přesněji je měřena jeho délka) čímž je možné měřit energii dopadlé částice. Druhou část detektoru tvoří vyčítací čip, který pro každou buňku senzoru obsahuje zesilovač, dva diskriminátory, rozhodovací logiku a 13-bitový čítač. Oba čipy jsou pak propojeny sítí kulovitých kontaktů o průměru 20 μm (technologie bump-bonding). Běžné dostupné elektronické detektory IZ jako jsou CCD kamery nebo flat panely (používají se např. pro rentgenovou radiologii v nemocnicích) jsou založeny na principu integrace náboje. Částice IZ vygeneruje náboj, který je po dobu expozice ve vyčítacích obvodech shromažďován na příslušném kondenzátoru. Po ukončení expozice je tato hodnota analogově vyčíslena. Problémem je, že náboj se může z kondenzátoru v čase ztrácet nebo naopak se na kapacitě integruje veškerý šum elektroniky. 7

8 Výsledkem je degradace detekovaného signálu projevující se např. v radiografii omezeným dynamickým rozsahem (menší rozlišitelností pozorovaných anatomických struktur). Princip detekce hybridních pixelových detektorů se však liší. Ve vyčítacím čipu nedochází k integraci náboje generovaného příchozí ionizující částicí a vyčíslování této hodnoty. V detektorech typu Medipix2 je získaná hodnota náboje pro každé detekované kvantum v každém pixelu srovnána s jistou diskriminační hladinou (horní a dolní) a pokud tyto relace splní, digitální čítač zaznamená událost (viz. Obr. 3). Medipix2 je tedy maticí zhruba nezávislých jednokanálových analyzátorů, které mohou měřit nezávisle na sobě. Nová generace těchto detektorů nazvaná Timepix (tato verze je dodána pro školní měření), dovoluje navíc v každém pixelu měřit i energii, nebo čas dopadlé částice (jedná se tedy o matici více než nezávislých mnohokanálových analyzátorů). Obr. 4 Srovnání dvou operačních módů detektoru Timepix. V čítacím módu (horní řada) digitální čítač zaznamená událost (tj. zvýší svojí hodnotu o jedničku), pokud výška pulsu překročí jistou separační úroveň. V tomto režimu tedy detektor počítá jednotlivé částice. V energetickém módu (dolní řada) detektor udává v každém pixelu čas, po který byla hodnota pulsu nad separační hladinou (čítač načítá signálem hodinových pulsů po dobu, kdy je hodnota signálu nad separační úrovní). Tato hodnota je přímo úměrná výšce napěťového pulsu a tedy hodnotě deponované energie. Vpravo je možné vidět srovnání detekce částic alfa v obou módech. V případě energetického módu (dole) je vidět přímo rozložení deponované energie do jednotlivých pixelů, které má v případě částic alfa ze zářiče 241 Am kopcovitý tvar. V čítacím modu je hodnota v pixelech buď1 (hodnota překročila diskriminační hladinu), nebo 0 (hodnota nepřekročila diskriminační hladinu). Detekovaná stopa částice alfa v čítacím režimu je tedy řezem onoho kopce tvořeného stejnou částicí v energetickém módu. Výsledkem tohoto detekčního principu je úplná eliminace elektronického šumu, jediná nejistota v detekovaném signálu má statistický charakter, což se snadno redukuje detekcí dostatečného počtu částic. Detektor tak opravdu počítá každou jednotlivou částici IZ. Unikátní vlastnosti detektor předurčují k široké škále experimentálního nasazení, a to jak v základním výzkumu (atomová, jaderná a částicová fyzika), tak 8

9 v mezioborových aplikacích, kde dominuje zejména vývoj zobrazovacích metod (rentg. transmisní radiografie, rentg. tomografie, zobrazování pomocí těžkých nabitých částic atd.). Mezi nejvýznamnější vlastnosti hybridních polohově citlivých detektorů typu Medipix/Timepix patří: Aktivní detekce (digitální, on-line výčet dat) Detekce různých částic (α, β, γ, ionty, s vhodným konvertorem i neutrony) Měření velmi slabých radiačních toků detekce jednotlivých kvant IZ Vysoká detekční (kvantová) účinnost - částice α a β prakticky 100 %, 100 % pro x-ray do 8 kev Vysoká selektivita mezi jednotlivými druhy záření Eliminace temného proudu Šum separován úrovní tresholdu Provoz za pokojové teploty Neomezený dynamický rozsah Lineární čítání v širokém regionu Koincidenční a časová měření (implementace nebo generace triggeru) Dobré prostorové rozlišení (pixel 55 μm) Energetická citlivost, v případě detektoru Timepix přímo energetické rozlišení S USB rozhraním - přenosnost a variabilita pro různé experimentální nasazení Nejsilnější stránkou těchto detektorů je, že dokáží vizualizovat IZ s prostorovým a v případě detektoru Timepix i energetickým rozlišením, a to digitálně a on-line. Nejnovější USB rozhraní s rychlým výčtem dat tedy umožňují, aby se daný detektor používal jako radiační kamera, která dokáže registrovat a vizualizovat každé jednotlivé kvantum IZ. 9

10 F. Krejčí, Z. Janout Ústav technické a experimentální fyziky, ČVUT v Praze 3.2 Charakteristiky zářičů připravených pro demonstrační měření Zářič 241Am Americium je uměle připravený nestabilní radioaktivní prvek. Jeho izotop 241Am se rozpadá s poločasem rozpadu 458 roků na 237Np (neptunium 237), které je taky alfa zářič s dlouhým poločasem rozpadu 2, let. Energetické spektrum alfa záření 241Am je čárové: 86 % alfa částic má energii 5,486 MeV, 13 % energii 5,443 MeV a 1 % energii 5,389 MeV. Kromě částic alfa emituje 241Am i měkké charakteristické záření gama: fotony odpovídající energii přechodu 59,5 KeV (35,9 %) jsou doprovázeny charakteristickým fluorescenčně buzeným zářením z atomového obalu americia s dominantními energiemi 13,9 kev (11 %) a 26,3 kev (2,4 %). V dodané sestavě je zářič dodáván ve dvou variantách lišících se aktivitou a způsobem zapouzdření samotné radioaktivní látky. V první variantě je 241Am využíváno jako zdroj částic alfa. Malé množství 241Am, (aktivita zářiče je 1 kbq) je zalisované tenkou folií do duralového pouzdra ve tvaru válce. Rozmístění aktivní látky v tenké ploše spolu s tenkostěnným zapouzdřením (částice alfa jsou jinak absorbovány prakticky několika mikrometry hmoty) zaručuje minimální změny ve spektru vysílaného záření. V druhé variantě je 241Am s aktivitou 30 kbq umístěn ve speciálním stínícím otočném ocelovém pouzdře, které dovoluje zářič prakticky úplně odstínit. Mimo situaci, kdy je zářič používán na měření, by měl být zářič udržován právě v této poloze. Při otočení ochranného krytu do vyznačené polohy (viz Obr. 5) zářič emituje úzkým kolimátorem záření gama. Záření alfa je v tomto zářiči vždy odstíněno (tedy i při otevřeném kolimátoru). Obr. 5 Radionuklid 241Am je pro měření zpracován ve dvou variantách: jako zdroj záření gama s aktivitou 30 kbq (vlevo). V tomto zářiči je stíněním úplně potlačena emise záření alfa. Otočným kolimátorem je možné navíc vhodně tvarovat nebo úplně odstínit i svazek záření gama. Druhá varianta provedení zářiče (uprostřed a pohled zespodu vpravo) umožnuje izotop americia používat jako zářič alfa. Radioaktivní látka je zalisována jen velmi tenkou vrstvou kovu do válcovitého pouzdra. Aktivita tohoto zářiče je 10 kbq Zářič 90Y + 90Sr Zářič 90Sr je radioaktivní izotop stroncia s poločasem rozpadu 28,8 let. 90Sr se rozpadá rozpadem beta s energií přechodu 0,546 MeV na izotop yttria 90Y, který je nestabilní a rozpadá se dále rozpadem beta s poločasem rozpadu 64 hodin a energií rozpadu 2,28 MeV na stabilní zirkon 90Zr. Oba zmíněné prvky (90Y + 90 Sr) jsou díky výrazně kratšímu poločasu rozpadu druhého z nich v radioaktivní rovnováze a tvoří prakticky čistý kombinovaný zářič beta (emise gama 90Y je tak slabá, že může být zanedbána). Aktivita zářiče použitého v dodané laboratorní sestavě je 10 kbq. 10

11 F. Krejčí, Z. Janout Ústav technické a experimentální fyziky, ČVUT v Praze Obr. 6 Radioaktivní zářič 90Sr pro experimenty se zářením beta. Vysokoenergetické elektrony pronikají snadno i červeným plastovým obalem, proto pro demonstrační měření je vhodné zářič ponechat zcela uzavřený v tomto obalu. Podobně jako 241Am pro emisi alfa, je samotná radioaktivní látka 90Sr zapouzdřena do kovového obalu velmi tenkou kovovou folií, která je citlivá na mechanické poškození. Pokud není se zářičem měřeno, musí být umístěn v dalším stínění (např. olověném kontejneru) Zařič 60Co Kobalt 60 se rozpadá s poločasem rozpadu 5,27 roku za emise záření beta (99,9 % elektronů má energií rozpadu 0.32 MeV) na vzbuzený stav izotopu niklu 60Ni. Ten prakticky ihned deexcituje přes níže položený vzbuzený stav na svůj základní energetický stav emisí dvou charakteristických kvant gama s energiemi 1,17 MeV a 1.33 MeV. V zářiči, který je dodán v soupravě, je radioaktivní látka zapouzdřena v plastovém pouzdře, který prakticky absorbuje elektronovou emisi. Zářič tak představuje zdroj čárového tvrdého záření gama. Aktivita zářiče použitého v dodané laboratorní sestavě je 10 kbq. Obr. 7 Zářič 60Co pro experimenty se zářením gama. Radioaktivní látka je trvale zapouzdřena v plastovém obalu (vlevo). Vysokoenergetické fotony generované zářičem pronikají velmi snadno i dalším ochranným plastovým obalem (vpravo). K úplnému odstínění zářiče je třeba velmi silných vrstev např. z olova. Mimo dobu měření by proto zářič měl být uschován v ochranném olověném kontejneru. Aktivita zářiče je 10 kbq. 11

12 4 Náměty na demonstrační úlohy a výsledky jejich provedení 4.1 Vizualizace IZ z radionuklidových zdrojů Úkol 1 Pomocí detektoru Timepix vizualizujte postupně záření generované radionuklidovými zdroji 241 Am, 60 Co a 90 Sr + 90 Y. Pro každý zářič popište detekovaný signál (stopy generované jednotlivými částicemi IZ) a uveďte, které částice jsou pro daný zářič detekovány. Jako závěr sestavte tabulku, která bude obsahovat seznam typických detekovaných tvarů drah a jim příslušející druhy IZ. Radionuklidový zdroj IZ. Obr. 8 Detektor Timepix s radionuklidovým zdrojem přiloženým nad citlivou částí detektoru Řešení Obr. 9 Příklady ionizačních stop generovanými různými zářiči: 241 Am emituje částice α s energií 5.48 MeV (velké kulaté bloby) doprovázené rentgenovým zářením (většinou jedno až dvou-pixelové tečky). 60 Co je zářič s dvěma dominantními píky záření γ (1.17 MeV a 1.33 MeV). U takto energetických fotonů roste pravděpodobnost interakce Comptonovým rozptylem (odražený elektron tvoří hadovité zakroucené dráhy). 90 Sr je prakticky čistý zářič β -. Vyzářený elektron prodělává mnohonásobné srážky s elektrony detekčního materiálu (Si) přičemž na své dráze ionizuje. Výsledek jsou dlouhé zakřivené ionizační dráhy, na nichž je částečně patrná směrová orientace (zářič byl umístěn zhruba nad středem detektoru). Doba expozice byla volena v řádu několika sekund (v závislosti na účinnosti detekce jednotlivých druhů záření). 12

13 4.1.3 Úkol 2 Pomocí detektoru Timepix vizualizujte postupně záření generované radionuklidovými zdroji 241 Am, 60 Co a 90 Sr + 90 Y s tím, že zářič je umístěn stranou aktivní plochy tak, že detekované IZ dopadá na plochu detektoru Timepix pod malým úhlem (viz Obr. 10). Výsledky porovnejte s výsledky Úkolu 1 (tj. kolmé ozáření detektoru) a diskutujte případné rozdíly. Obr. 10 Detektor Timepix s umístěním radionuklidového zářiče stranou citlivé plochy umožňuje detekovat IZ dopadající pod ostrým úhlem (vzhledem k rovině senzoru). Díky pronikavosti některých druhu IZ, tato geometrie umožňuje vizualizovat ionizační dráhu na větší délce citlivého objemu detektoru Řešení Obr. 11 Vizualizace ionizačních stop generovaných různými zářiči při dopadu IZ pod malým uhlem vzhledem k rovině senzoru (< 20 ). Zářič byl umístěn vzhledem k prezentovaným obrázkům vždy vlevo. Protože pronikavost částic alfa z 241 Am (energie 5,48 MeV) je v křemíku jen několik málo mikrometrů, tvoří stejně jako při kolmém dopadu velké kulaté bloby. Zmenšující se velikost stop ve směru pohybu je dána ztrátou energie ve vzduchu. 60 Co produkující vysokoenergetické záření γ (1.17 MeV a 1.33 MeV) může pronikat celou tloušťkou senzoru, a roste tak pravděpodobnost jeho detekce. To se projevuje zvýšeným počtem comptonovsky odražených elektronů (dlouhé stopy, které jsou nejpravděpodobnější v dopředném směru). U elektronového záření ze 90 Sr roste pravděpodobnost mnohočetných srážek s elektrony senzoru, což se projevuje větším počtem dlouhých stop. Doba expozice byla volena v řádu několika sekund. 13

14 4.2 Ochrana před zdroji IZ pomocí vzdálenosti, času a zábrany Úkol 1 Pomocí detektoru Timepix a libovolného přiloženého radionuklidového zdroje demonstrujte, že intenzita záření klesá s převráceným čtvercem vzdálenosti zdroj IZ detektor (tzv. R -2 zákon, vzdálíme-li např. vzdálenost zdroj-detektor dvakrát, klesne intenzita záření čtyřikrát). Vzdálenost zdroj-detektor lze měnit umístěním zářiče na stojánku (viz Obr. 12). Obr. 12 Detektor Timepix s umístěním radionuklidového zářiče na stojánku umožňující plynule měnit vzdálenost zdroj-detektor Řešení Obr. 13 Signál detekovaný detektorem Medipix ze zářiče 241 Am pro postupně se zvyšující vzdálenost detektorzářič L za stejný časový úsek. Je možné pozorovat úbytek celkového počtu detekovaných části (R -2 zákon). Ve vzdálenosti L = 4 cm jsou patrné již jen jedno pixelové události od záření gama (dolet alfa částic ve vzduchu je tedy menší než 4 cm). Je možné rovněž pozorovat zmenšující se velikost stop generovaných částicemi alfa, což odpovídá jejich menší energii, zanechané při průletu delší dráhou ve vzduchu Úkol 2 Pomocí detektoru Timepix a libovolného radionuklidového zdroje demonstrujte, že množství dopadlého IZ na objekt je přímo úměrné času, po který je v daném místě radiačního pole objekt ponechán. 14

15 4.2.4 Řešení Obr. 14 Demonstrace lineární závislosti mezi délkou expozice a počtem detekovaných událostí. Při měření byl použit zářič 90 Sr umístěný těsně nad senzorem Úkol 2 Vyzkoušejte schopnost nejrůznějších materiálů (papír, plexisklo, olovo, hliník, případně jejich kombinace) stínit IZ z jednotlivých zářičů. Na základě experimentu zhodnoťte pronikavost záření α, β a γ a navrhněte optimální materiály pro jejich stínění. Obr. 15 Experimentální uspořádání detektoru Timepix s přiloženým papírovým filtrem na polovině aktivní plochy. Stejným způsobem je možné umisťovat i filtry z ostatních materiálů. 15

16 F. Krejčí, Z. Janout Ústav technické a experimentální fyziky, ČVUT v Praze Řešení Obr. 16 Demonstrace schopnosti nejrůznějších materiálů stínit různé druhy IZ. Při experimentu byla zakryta vždy zhruba polovina detektoru. V případě zářiče 241Am (horní řada) je vidět, že částice alfa, přestože mají největší energii z použitého záření (5.4 MeV, detekovány jako velké kulaté stopy), jsou zastaveny již pouhým listem papíru. Z tohoto zářiče proniká pouze záření gama (maximální energie 59.5 kev) a doprovodné rentgenové záření detekované zpravidla jako jedno až dvou-pixelové události. Je vidět, že útlum tohoto záření gama roste s větší tloušťkou a atomovým číslem absorbátoru. Záření beta generované 90Sr (prostřední řada) vysílajícího elektrony spojitě v rozmezí MeV ukazuje výrazně vyšší pronikavost ve srovnání se zářením alfa. Velmi energetické záření gama (1.17 MeV a 1.33 MeV) emitované zářičem 60Co (dolní řada) potvrzuje předchozí závislost jeho útlumu na tloušťce a atomovém čísle absorbátoru. Při porovnání absorpce záření gama s výrazně nižší energií (horní řada) navíc toto měření demonstruje, že pronikavost záření gama daným absorbátorem roste s jeho energií. 16

17 4.3 Vizualizace přirozeného radiačního pozadí Úkol 1 Proveďte měření přirozeného radiačního pozadí pomocí dlouhodobé expozice s detektorem Timepix. Při tomto měření je detektor ponechán volně v místě stanovování radiačního pozadí, např. na stole (viz Obr. 17). Na základě znalostí získaných v prvním úkolu se podle charakteru změřených stop pokuste charakterizovat, které částice se během expozice podařilo detekovat. Obr. 17 Pro měření přirozeného radiačního pozadí je detektor ponechán samostatně v prostoru, kde je stanovováno přirozené radiační pozadí. Detekovaný signál přímo vizualizuje přirozené radiační pozadí. Díky digitální podobě dat, je možné každou uloženou událost (částici IZ) identifikovat, zaznamenat a zpětně analyzovat. Takto je možné provádět a zpracovávat i dlouhodobější měření (např. přes noc) Řešení Částice alfa (velký klastr) Rtg nebo gamma foton (bod) Dráha elektronu (zakřivená dráha) Stopa muonu (přímá dráha) Obr. 18 Příklad měření přirozeného radiačního pozadí pixelovým detektorem Timepix s křemíkovým senzorem (expoziční doba: 10 min). Na snímku lze identifikovat jednotlivé typy částic: mnoho drah elektronů, jednu stopu vytvořenou dopadem částice alfa a stopu minimálně ionizující částice kosmického záření, pravděpodobně mionu. 17

18 4.4 Úkol 2 Zdrojem přírodní radioaktivity mohou být horniny v zemské kůře obsahující např. izotopy uranu. Takovýmto zdrojem IZ, se kterým se člověk může setkat v běžném životě, je tzv. uranové sklo. Uran se totiž používal ve sklářství k barvení skla a glazur, kterým dodává charakteristickou zelenou barvu. Pomocí detektoru Timepix demonstrujte že, uranové sklo je velmi slabým zdrojem IZ. Podle tvaru detekovaných stop se pokuste stanovit, jaký druh IZ je detekován. Obr. 19 Detektor Timepix s přiloženým výbrusem z uranového skla (zelená pecka). Pro dlouhodobější měření je vhodné zářič umístit pomocí stojánku nad aktivní plochu detektoru Řešení Obr. 20 Výsledky měření demonstrující aktivitu uranového skla. Referenční měření bez uranového skla je možné vidět vlevo. Měření s přiloženou uranovou peckou (vpravo) demonstruje, že předmět je slabým zdrojem IZ. Detekováno je zejména záření beta (kroucené stopy) a záření gama (jedno až dvou pixelové události odpovídající detekci pomocí fotoefektu, případně delší kroucené stopy odpovídající elektronům z Comptonova rozptylu). 18

19 4.5 Radioaktivita generovaná žárovými punčoškami Úkol Žárové punčošky jsou svítící částí plynových lamp, které byly v minulosti používány mimo jiné pro veřejné osvětlení měst (jako významný architektonický prvek jsou tyto lampy charakteristické například pro Prahu). Nejvyšší jas vydávají punčošky upletené z hedvábí s azbestem a poté napuštěné nitridem thoria (99,2%) a ceru (0,8 %). Po nasazení punčošky do plynového hořáku se musí punčoška vypálit. Vypálením se nitridy změní na kysličníky těchto kovů a z měkké síťky zbude křehká keramická kostra. Takto zhotovená punčoška je žhavena plamenem plynu na teplotu přibližně C a dává klidné bílé světlo. Tyto punčošky jsou ovšem radioaktivní neboť dusičnan thoričitý Th(NO 3 ) 4, který je výchozí látkou pro oxidaci na oxid thoričitý ThO 2 obsahuje radioaktivní izotop thoria 232 Th, který je zdrojem záření alfa. U moderních punčošek je jak azbest, tak i radioaktivní thorium nahrazeno jinými látkami (např. hydroxidy ytria a ceru apod.), a to za cenu snížení jasu až o 15%. Punčošky s thoriem se dosud ve světě vyrábějí a v osmdesátých letech minulého století bylo možné je zakoupit i v našich obchodech. Byly indické výroby (viz Obr. 21) a lze je dosud nalézt v některých našich domácnostech. Obr. 21 Žárové punčošky jsou přírodním radioaktivním zdrojem záření alfa, což lze dobře demonstrovat detektorem Timepix. Při měření je nutno dodržet určitou opatrnost, neboť si musíme uvědomit, že žárové punčošky napuštěné dusičnanem thoričitým musí být považovány za otevřené zdroje radioaktivního záření. Při ruční manipulaci s punčoškou je nezbytné vyvarovat se kontaminace kůže použitím rukavic na jedno použití. Při měření je nutno dbát, aby nedošlo i ke kontaminaci měřicího přístroje Řešení Z výsledků měření je tedy zřejmé, že plynové punčošky nemohou být v žádném případě považovány za přírodní radioaktivní zdroje, se kterými je možno nakládat volně. Při práci s otevřenými radioaktivními zdroji totiž existuje riziko kontaminace radioaktivními látkami. Při práci může dojít k povrchové kontaminaci těla, ale i k vnitřní kontaminaci. Nebezpečnější je vnitřní kontaminace, při níž je organismus zatěžován zářením dlouhodobě zevnitř. Radionuklid se dostane do metabolismu a podle své chemické povahy se může hromadit v určitých orgánech, které jsou pak bezprostředně vystaveny účinkům záření. K vnitřní kontaminaci radioaktivní látkou může docházet zažívacím či dýchacím ústrojím nebo průnikem přes pokožku. Oprávnění k nakládání s otevřenými zdroji IZ mají jen speciální provozy schválené příslušnými státními orgány. Při práci je v nich nezbytné dodržovat pravidla hygieny, nejíst a nepít na pracovišti, používat ochranné pomůcky (např. rukavice) a 19

20 F. Krejčí, Z. Janout Ústav technické a experimentální fyziky, ČVUT v Praze Obr. 22 Výsledky měření se žárovou punčoškou. Referenční měření bez punčošky je možné vidět vlevo. Měření s přiloženou punčoškou (vpravo) demonstruje, že předmět je otevřeným zdrojem IZ. Detekováno je především záření alfa (velké kulaté bloby) ale i stopy odpovídající záření beta (kroucené stopy) či gama (jedno až dvou pixelové události, případně delší stopy odpovídající Comptonově rozptylu). dodržovat správné technologické postupy, aby nedošlo ke kontaminaci. 4.6 Důkaz radioaktivity radonu a jeho dceřiných produktů ve vzduchu Jednou ze složek přírodní radioaktivity, která může být za jistých okolností nebezpečná pro člověka, je radioaktivita z dceřiných produktů rozpadu radonu. Radon je přírodní radioaktivní plyn. Je bezbarvý, bez chuti a zápachu, chemicky netečný stejně jako jiné vzácné plyny. Dnes známe celkem 16 izotopů radonu, z nichž jen tři jsou významné. Pod názvem radon se prakticky míní radionuklid 222Rn, který je biologicky nejvýznamnějším radionuklidem radonu, zatímco zbývající dva jsou spíše uváděny pod názvy thoron (220Rn) a aktinon (219Rn). Obr. 23 Sestava pro detekci IZ emitovaného z dceřiných produktů radonu. Čerpadlo PSDA (vlevo) prosává přes mikrovláknitý filtr vzduch, čímž se na něm zachytávají dceřiné produkty radonu. Ty mohou být navázané např. na prachových částicích. Po prosátí určitého množství vzduchu (typicky 15 l) je možné filtr odmontovat a přiložit jej nad detektor Timepix a měřit jeho aktivitu. Uvedené čerpadlo má stálou čerpací rychlost (přesněji kompenzaci čerpacího výkonu na zmenšující propustnost filtru), takže lze i kvantitativně stanovit objemovou aktivitu dceřiných produktů radonu ve studovaném vzdušném prostředí. 20

21 Radon 222 Rn se přeměňuje s poločasem rozpadu 3,8 dne na další radioaktivní prvky, které se souhrnně označují jako dceřiné produkty radonu. Radon snadno uniká difúzí z hornin i ze stavebního materiálu do atmosférického vzduchu, snadno proniká různým prostředím. Je tedy prakticky všudypřítomný a za jistých okolností jako je specifické podloží, nevhodně provedená izolace domu, nedostatečné odvětrání, nevhodný stavební materiál atd. může vytvářet v bytech zdraví nebezpečnou úroveň ozáření. Jedna z technik pro přesné kvantitativní měření objemové aktivity dceřiných produktů radonu je založena na prosátí určitého množství vzduchu přes filtr. Na něm se spolu s nečistotami a prachem obsaženými ve vzduchu usazují i radioaktivní dceřiné produkty radonu. Pomocí následného měření aktivity produktů deponovaných na filtru (detekuje se nejčastěji záření alfa) lze stanovit objemovou aktivitu dceřiných produktů radonu ve vzduchu Úkol 1 Pomocí detektoru Timepix a metody filtrování vzduchu demonstrujte, že ve vzduchu existuje radioaktivita alfa z dceřiných produktů rozpadu radonu. Prosávání vzduchu může být provedeno např. pomocí čerpadla PSDA (viz Obr. 23) Řešení Obr. 24 Výsledky měření s přiloženým mikrovláknitým filtrem, přes který se prosálo 42 litrů vzduchu v běžně používané větrané místnosti (čerpání trvalo 15 min). Referenční měření s filtrem před čerpáním je možné vidět vlevo. Měření s přiloženým filtrem (vpravo) demonstruje aktivitu generovanou dceřinými produkty rozpadu radonu. Záření alfa (velké kulaté bloby) má dosah jen několik málo centimetrů ve vzduchu, a proto detekované události musejí být z aktivity nashromážděné ve filtru. V menší míře jsou pozorovány i stopy odpovídající záření beta (kroucené stopy) či gama (jedno až dvou pixelové události), které odpovídají dalším složkám přirozeného radiačního pozadí. Protože stopy těchto dalších složek jsou jiné než částic alfa, lze je pomocí metod zpracování obrazu rozlišit a v pokročilejších úlohách určovat tak aktivitu danou jen dceřinými produkty radonu Úkol 2 demonstrace výškové závislosti distribuce radonu v budovách Metodou prosávání vzduchu přes filtr s následným měřením aktivity tohoto filtru pomocí detektoru Timepix demonstrujte, že radon má v budovách specifickou výškovou distribuci, tzn. např., že ve sklepních prostorech může objemová aktivita radonu výrazně převyšovat aktivitu ve vyšších poschodích budovy. 21

22 F. Krejčí, Z. Janout Ústav technické a experimentální fyziky, ČVUT v Praze 4.7 Vizualizace kosmického záření Úkol 1 Pomocí detektoru Timepix vizualizujte kosmické IZ. K demonstraci vysoké pronikavosti detekovaného kosmického záření a zároveň k odstínění zemského přírodního radioaktivního pozadí) detektor umístěte do vhodného stínění. Je možné použít např. stínění sestavené z 5 cm silných olověných cihel, jak je možné vidět na Obr. 25. Ideální je dlouhodobější expozice např. přes noc. Obr. 25 Sestava experimentu pro vizualizaci kosmického záření. Detektor Timepix je umístěn ve stínění postaveném z olověných cihel (vlevo a uprostřed). Toto masivní stínění zaručuje, že bude detekováno jen velmi pronikavé kosmické záření případně spršky záření generované ve stínění. Aktivní plochu detektoru umístěného ve stínění je možné ještě zakrýt papírem, aby se nedetekovali částice alfa z dceřiných produktů radonu ve vzduchu uvnitř stínění. Pokud není možno vytvořit takovýto olověný kryt, je možné použít zjednodušenou verzi stínění s umístěním vrstvy olova přímo před aktivní plochu (vpravo) Řešení Obr. 26 Výsledky měření kosmického ionizujícího záření. Detektor byl umístěn 4 h ve stínění s olověných cihel se senzorem kolmo k zemskému povrchu. Na obrázku je možné rozeznat několik druhů detekovaného záření viz popisky. 22

23 4.7.3 Úkol 2 Důkaz směrovosti kosmického IZ Pomocí detektoru Timepix demonstrujte směrovost kosmického IZ. Směrovostí kosmického IZ chápeme, že záření přichází pravděpodobněji ve směru kolmém na zemský povrch než ve směru rovnoběžném s povrchem. Toto lze dokázat pomocí velmi energetických částic mionů. Miony jsou elementární částice obsažené v kosmickém záření (zde byly také poprvé objeveny), které se velmi podobají elektronům. Jejich klidová hmotnost je však mnohem větší (asi 200 krát), což má za následek mnohem větší pronikavost těchto částic v látce. Protože jsou miony stejně jako elektrony elektricky nabité, při průletu citlivým objemem látku v blízkosti své trajektorie ionizují. V porovnání s elektrony v citlivém objemu detektoru má mion navíc výrazně větší hybnost, takže se při průchodu hmotou prakticky neodchyluje od své dráhy. Situaci si lze představit jako průlet velmi rychlé těžké olověné kuličky (mion) vrstvou lehkých, velmi slabě vázaných pingpongových míčků (elektronů v citlivém objemu detektoru). Výsledkem bude postupné zpomalování těžké částice - mionu (tato energie je v citlivém objemu použita pro ionizaci, kterou detektor vizualizuje), ale prakticky beze změny směru její trajektorie. Miony tak zanechávají rovné lineární stopy ve směru jejich průletu detektorem. Citlivý objem detektoru Timepix (senzor) je tenká křemíková čtvercová destička s rozměrem přibližně mm a tloušťkou 0.3 mm (viz Obr. 1 a Obr. 2). Délka stopy detekovaného mionu bude tedy dána úhlem mezi rovinou senzoru a dráhou letu mionu. V krajních případech, kdy foton dopadá kolmo na senzor, může být detekována jen velmi krátká jednopixelová stopa, naopak je-li dráha mionu rovnoběžná s rovinou senzoru, může být detekována přímá dráha přes celý detektor Řešení Obr. 27 Výsledky měření demonstrující směrovost kosmického ionizujícího záření. Detektor byl umístěn 11 h ve stínění z olověných cihel se senzorem orientovaným postupně rovnoběžně s povrchem (0 ), pod úhlem 45 k povrchu a kolmo na zemský povrch (90 ). Na obrázcích jsou zobrazeny jen lineární stopy (čáry) odpovídající nejpravděpodobněji kosmickým mionům. Zvyšující se délka stop při zvyšování úhlu mezi zemským povrchem a rovinou detektoru dokazuje, že miony jsou orientované zejména ve směru kolmém na zemský povrch. 4.8 Demonstrace statistického charakteru jaderných rozpadů Četné pokusy s radioaktivními látkami ukázaly, že ubývání izolované radioaktivní látky se řídí exponenciálním zákonem N(t) = N(0). e -λt, kde N(t) je počet dosud nerozpadlých jader v čase t, N(0) je počet jader v čase t = 0 a λ je rozpadová konstanta, charakterizující rychlost rozpadu. Tento rozpadový zákon je odvozen za předpokladu, že rozpad jádra se děje samovolně, tj. vlivem vnitřního buzení. Rozpadová konstanta λ, charakterizující nestabilitu jádra, závisí jenom na stavu jádra. Proto je rozpad jádra úplně individuální a nezávislý na vnějších vlivech (teplota, tlak) 23

24 F. Krejčí, Z. Janout Ústav technické a experimentální fyziky, ČVUT v Praze a pravděpodobnost, že dané jádro přežije časový interval t, závisí jen na velikosti tohoto intervalu. Toto čistě statistické hledisko vede k výše uvedenému exponenciálnímu rozpadovému zákonu. Ze statistického charakteru zákona radioaktivního rozpadu plyne, že rozpadový zákon bude přesně splněn, jen je-li N velmi velké. Při nepříliš velkých N se musí objevit fluktuace jako u všech statistických jevů. Počet n rozpadů v pevně zvoleném časovém intervalu t bude proměnný. Lze ukázat, že počet rozpadů představuje nahodilou veličinu, která se řídí Poissonovou statistikou. Poissonovo rozložení hustoty pravděpodobnosti (frekvenční funkce) je dáno vztahem P( n ) kde parametr n n! e, představuje střední hodnotu počtu rozpadů P(n) za dobu t. Pro zvyšující se hodnoty parametru µ Poissonova distribuce přechází v tzv. Gaussovo (normální) rozdělení Úkol 1 Pomocí detektoru Timepix a některého z radionuklidových zdrojů demonstrujte, že počet detekovaných částic IZ (a tedy i počet jaderných rozpadů) má pravděpodobnostní charakter. Při tomto měření zvolte vhodnou vzdálenost zdroj IZ detektor (viz např. sestava experimentu na Obr. 12) a případně i expoziční čas, aby při Obr. 28 Výsledky měření demonstrující statistický charakter jaderných rozpadů. První dvě řady ukazují deset expozicí měřených s detektorem Timepix 0.05 s dlouhých a přiloženým zářičem 241Am. Počet detekovaných částic alfa (žluté číslo na každém obrázku) má statický charakter. Pro přesné vyhodnocení bylo naměřeno celkem 1000 takovýchto stejně dlouhých expozicí (počet detekovaných částic alfa pro každou expozici je možné vidět na grafu vlevo dole). Z tohoto měření pak byla sestavena distribuce (vpravo dole) udávající, v kolika případech bylo detekováno 0 částic, 1 částice, 2 částice atd. Změřená distribuce demonstruje, že proces jaderných rozpadů má statistický charakter, který podle očekávání odpovídá Poissonově distribuci. 24

25 jedné expozici byly detekovány průměrně asi 3 částice. Každá taková expozice by pak měla na základě statistického charakteru jaderných rozpadů obsahovat jiný počet detekovaných částic. Pomocí detektoru Timepix je možné těchto stejně dlouhých expozic nabrat a digitálně zaznamenat velké množství (např. 1000) a výsledky statisticky zpracovat. Lze tak stanovit, kolikrát z celkových 1000 expozic byla detekována žádná částice, 1 částice, 2 částice, 3 částice atd. Takto vznikne distribuce, která udává pravděpodobnost detekce daného počtu částic. Podle teorie je tato pravděpodobnost dána Poissonovou pravděpodobnostní funkcí, což lze ověřit pomocí různých statistických kritérií nebo grafickým porovnáním vykreslením teoretické distribuce a distribuce naměřených dat. Při zvyšování střední hodnoty detekovaných částic na snímek (např. na hodnotu 10 a 20) lze demonstrovat, jak Poissonova distribuce postupně přechází ke Gaussovu normálnímu rozdělení Úkol 2 Pomocí detektoru Timepix demonstrujte, že Poissonova distribuce, kterou se řídí počet detekovaných částic z jaderného rozpadu, se zvyšujícím se počtem detekovaných částic přechází v normální (Gaussovo) rozdělení. Dobrým posouzením odlišnosti obou rozdělení může být jejich symetrie. Se zvyšujícím se parametrem µ se Poissonovo rozdělení stává více symetrickým. Pro malé hodnoty µ je toto rozdělení silně asymetrické, naopak při pro vysoké hodnoty µ je rozdělení prakticky symetrické stejně jako rozdělení Gaussovo Řešení 2 Obr. 29 Rozložení počtu detekovaných částic alfa ze zářiče 241 Am umístěného nad detektorem Timepix pro různě dlouhé expoziční doby (při ponechání všech ostatních parametrů experimentu neměnných). Výsledky demonstrují, že změřená distribuce počtu detekovaných částic odpovídá Poissonově distribuci, která pro vyšší hodnoty detekovaných částic přechází v distribuci pro normální (Gaussovo) rozdělení. Při každé expozici bylo provedeno 2000 měření. 25

26 4.9 Měření energie (spektroskopie) IZ Záření emitované radioaktivními nuklidy představuje proud hmotných částic nebo fotonů. Jejich energie leží v řádu kev až MeV, což jsou hodnoty o několik řadů převyšující ionizační energii atomů a molekul. Z tohoto důvodu při průchodu látkou IZ způsobuje intenzivní ionizaci a excitaci atomů. Elektrony uvolněné při ionizaci mohou mít takovou energii, že samy způsobuji další sekundární ionizaci a excitaci. Pokud částice IZ deponuje celou svou kinetickou energii v citlivém objemu detektoru, je celkový takto vytvořený náboj úměrný kinetické energii částice. Hodnota takto vzniklého náboje se stanovuje pomocí měření výšky napěťového pulsu, který je vytvořen nábojem v elektronice detektoru Úkol Pomocí detektoru Timepix změřte energetická spektra generované zářiči 241 Am a 90 Sr. U Zdroje 241 Am změřte spektrum jak pro záření alfa, tak pro emisi záření gama (pro měření spektra gama použijte druhý americiový zdroj s vyšší aktivitou). Pro měření je nutné detektor přepnout do energetického (tzv. Time-overtreshold) módu (pro vysvětlení - viz Obr. 4) Řešení Obr. 30 Výsledky měření energetického spektra záření alfa ze zdroje 241 Am s dominantní energií 5,4 MeV. Mírné snížení naměřené hodnoty energie je dáno energetickými ztrátami částic alfa ve vzduchu (zářič byl umístěn asi 7 mm nad detektorem). V případě částic alfa je celá jejich energie deponovaná v citlivém objemu detektoru, protože dolet částic alfa v křemíku je jen několik mikrometrů. 26

27 Obr. 32 Výsledky měření energetického spektra záření beta ze zdroje 90 Sr s kontinuálním spektrem energií v rozsahu MeV. Nejenergetičtější elektrony se zpravidla nezastaví v citlivém objemu a je měřena jen ta část energie, kterou elektron zanechá v senzoru. To má za následek nárůst událostí v nízko energetické části spektra a jejich pokles pro vyšší energie (ve skutečnosti má spektrum radioizotopových zářičů beta maximum zhruba v jedné třetině maximální energie). Elektrony s energií kolem 2 MeV mohou být zcela zastaveny v detektoru, jen pokud se elektron pohybuje v jeho rovině, což je velmi málo pravděpodobné (zářič byl během měření umístěn nad středem detektoru). Vložený obrázek představuje koncový tvar energetického spektra. Obr. 31 Výsledky měření energetického spektra záření gama ze zdroje 241 Am. Vedle dominantního píku s energií 60 kev (energie jaderného přechodu je přesně 59.5 kev) je detekováno i charakteristické záření americia s dominantními energiemi 13.9 kev (11 %) a 26.3 kev (2.4 %) a několik dalších linek (zejména fluorescence železa z kovového obalu zářiče na 5 kev). Spektrum záření gama je stejně jako v případě spektra elektronů ovlivněno rozdílnou detekční účinností pro různě energetické fotony. 27

28 F. Krejčí, Z. Janout Ústav technické a experimentální fyziky, ČVUT v Praze 4.10 Demonstrace energetických ztrát záření alfa ve vzduchu Částice alfa (jádra atomu helia) stejně jako jiné těžké nabité částice (protony, deuterony, tritony apod.) na své cestě látkovým prostředím interagují především s elektrony. Jejich interakce s jádry atomů jsou málo pravděpodobné. Při průchodu látkovým prostředím se setkávají s elektrony, které se vzhledem k nim pohybují velmi pomalu. Pro představu částice alfa vysílané těžkými radioaktivními jádry mají počáteční kinetickou energii 4 6 MeV a počáteční rychlost je tedy řádově 107 m.s-1. Protože jde navíc o srážku těžké částice s lehkou, může se částice alfa při srážce s elektronem odchýlit jen o velmi malý úhel a při průletu látkou se tedy pohybuje přímočaře. Při každé srážce s elektronem však ztratí těžká nabitá částice určitou část své energie, až se úplně zastaví. Kinetická energie částice alfa se spotřebovává na ionizaci a excitaci atomů dané látky. Dosah částice bude tedy záviset na její počáteční kinetické energii, na počtu elektronů v brzdném materiálu a na střední hodnotě energie potřebné k tomu, aby elektron přeskočil na vyšší energetickou hladinu nebo byl z atomu uvolněn Úkol Změřte energetické ztráty částic alfa ve vzduchu. Měření proveďte tak, že změříte spektrum částic alfa pro různé vzdálenosti zdroj záření detektor. Pro měření je vhodné zářič umístit na polohovatelný stojánek (viz Obr. 12), který umožňuje spojitě měnit dráhu, kterou částice alfa projdou před jejich detekcí Řešení Obr. 33 Energetická spektra záření alfa emitovaného ze zářiče 241Am měřená pro různé vzdálenosti zdroj záření detektor. Výsledky demonstrují, jak kinetická energie částic alfa 5,486 MeV, se kterou by vylétaly částice z ideálně tenkého zářiče, je snižována srážkami částic alfa s atomárními elektrony ve vzduchu. 28

29 F. Krejčí, Z. Janout Ústav technické a experimentální fyziky, ČVUT v Praze 4.11 Demonstrace vlivu magnetického pole na IZ Ionizující záření alfa i beta nese nenulový elektrický náboj. Proto při pohybu v magnetickém poli působí na tyto částice Lorentzova síla. Podle vzájemné orientace vektoru rychlosti částice a vektoru magnetické indukce může magnetické pole zakřivovat přímočarý pohyb nabité ionizující částice. Na tomto principu jsou založeny některé urychlovače částic případně, optika v elektronových mikroskopech či hmotnostních analyzátorech Úkol Pomocí radioizotopového zdroje 90Sr, detektoru Timepix a sady magnetů demonstrujte, že elektrony emitovány z tohoto zdroje jsou odkláněny magnetickým polem Řešení Obr. 34 Demonstrace vlivu magnetického pole na záření beta (elektrony) emitované z radioizotopového zdroje 90 Sr. Magnetické pole je tvořeno dvojicí hranolových permanentních magnetů, mezi které jsou vloženy polyetylenové distanční sloupky. Tato konstrukce tvoří asi 1 cm vysoký kolimátor s čtvercovým průhledem o velikosti asi 5 mm. Při přiložení radioizotopového zdroje nad tento kolimátor (zářič není ukázán) dochází při průchodu tímto otvorem k odchylování elektronů Lorentzovou silou působící kolmo na magnetické pole a pohyb částice. V použité sestavě je to směr daný mezerou mezi nejdelšími stranami magnetů. Tento efekt je možné pozorovat na detekovaných stopách elektronů. Při detekci energetických elektronů dochází k mnohačetným srážkám detekovaného elektronu s atomárními elektrony citlivého objemu detektoru. Proto zaznamenané stopy nemají přesně lineární průběh ve směru, jež elektronům uděluje magnetické pole, ale mají určitou distribuci kolem tohoto směru. Přesto pro každou polohu magnetu lze vizuálně (druhý řádek) i v distribucích směrů dopadlých částic (třetí řádek) nalézt směr odpovídající očekávání. 29