MĚŘENÍ SPEKTER ZÁŘIČŮ γ

Transkript

1 MĚŘENÍ SPEKTER ZÁŘIČŮ γ Úkol: 1. Změřte amplitudové spektrum zářiče Na pomocí mnohokanálového analyzátoru a proveďte kalibraci spektrometru.. Změřte spektra 137 Cs, 60 Co a proveďte rozbor všech naměřených spekter 3. Určete relativní energetickou rozlišovací schopnost spektrometru pro 137 Cs. 4. Určete neznámý zářič. Úvod Cílem praktického cvičení je studium základních charakteristik γ spektrometru, měření spekter zářičů γ. Použijeme scintilační detektor, mnohokanálový analyzátor a radioaktivní zářiče 137 Cs, 60 Co, Na Spektrometr záření γ Spektrometry záření γ (obr. 1a, 1b) jsou přístroje určené k měření energetického rozdělení záření γ. Detektorem γ záření může být scintilační, polovodičový nebo plynový proporcionální detektor. Nejrozšířenější jsou scintilační detektory, ve kterých je energie záření γ pomocí tzv. scintilátoru transormována v záblesky světelného záření, které jsou následně detekovány vhodným světelným čidlem (otonásobič, otodioda). Scintilátory mohou být zhotoveny jak z anorganických (NaI, ZnS), tak i z organických materiálů (natalín, antracen, aromatické uhlovodíky). Zářič γ Scintilační detektor Lineární zesilovač Zdroj VN Dierenciální diskriminátor Čítač Obr.1a. Jednokanálový scintilační γ spektrometr. (dierenciální diskriminátor je zařízení, které na výstup propouští pouze ty impulzy, jejichž amplituda leží v intervalu mezi dolní a horní diskriminační hladinou, rozdíl těchto hladin nazýváme diskriminačním oknem). Zářič γ Scintilační detektor Lineární zesilovač Zdroj VN Vrcholový detektor Analogově-digitální převodník Procesor +1 Adresa Paměť Obr.1b. Mnohokanálový scintilační γ spektrometr. (vrcholový detektor - analogová paměť vrcholu impulzu, analogově-digitální převodník převede na číslo amplitudu impulzu, toto číslo je použito jako adresa paměťové buňky jejíž obsah se zvětší o jedničku.). 1

2 Scintilační detektory Základními prvky scintilačního detektoru jsou scintilátor a optický detektor. Vlastním čidlem je scintilátor, což je luminiscenční látka, v níž dopadající záření způsobuje ionizaci a excitaci atomů a molekul. Deexcitace je doprovázena emisí světla, jehož intenzita odpovídá energii, kterou detekovaná částice ztratila při interakci se scintilátorem. Scintilátor vyzařuje světelné záblesky do nahodilých směrů a proto je často doplněn relektorem, který luminiscenční záření usměrňuje na aktivní plochu optického detektoru (např. na otokatodu otonásobiče). Průběh detekce ve scintilačním detektoru lze rozdělit do následujících ází: 1. absorpce energie ionizujícího záření ve scintilátoru,. přenos absorbované energie na luminiscenční centra 3. emise luminiscenčního záření, 4. sběr otonů emitovaných scintilátorem otokatodou otonásobiče, 5. emise otoelektronů z otokatody 6. zesílení otoproudu ve otonásobiči systémem dynod využitím sekundární emise 7. výstupní proudový impulz na anodě otonásobiče, jehož amplituda odpovídá energii detekované částice. Anorganické scintilátory - velké množství anorganických materiálů má scintilační vlastnosti, největší praktický význam mají halogenidy alkolických kovů např. NaI, CsI, LiI, které obsahují malé množství aktivátorů (okolo 0,1%, např. Tl, Na). Velký význam mají také krystaly ZnS:Ag, CaF:Eu. Scintilační vlastnosti mají i některé druhy skel. Scintilační proces v anorganických krystalech ještě není úplně objasněn a pro různé typy krystalů může být různě popsán. Nejvíce byly prozkoumány vlastnosti halogenidů alkalických kovů. Podívejme se na pásový model takového krystalu. Uvnitř zakázané zóny mohou být diskrétní elektronové energetické hladiny spojené s vybuzenými stavy iontů aktivátoru nebo s jinými příměsmi případně spojené s poruchami záření γ krystalické mřížky. Při průchodu nabité částice krystalem se předává energie částice zejména elektronům, které mohou získat energii dostatečnou pro přechod do vodivostního pásu. Při tomto přechodu se ve valenčním pásu objeví díra. Elektron i díra mohou volně a nezávisle prostupovat krystalem a tím přispívají ke zvýšení elektrické vodivosti krystalu. Tento proces je možné považovat za ionizaci. Je možný také druhý proces, kdy elektron z valenčního pásu získá energii nedostatečnou pro přechod do vodivostního pásu, pak zůstává svázán s dírou, pak hovoříme o excitonovém páru. Exciton se může také volně pohybovat krystalem, nenese však elektrický náboj a neovlivňuje elektrickou vodivost krystalu. Přechod z excitovaných energetických stavů do základního může probíhat různými způsoby: 1. Nezářivé přechody - energie absorbovaná krystalem přispívá k tepelnému pohybu, tyto přechody jsou málo pravděpodobné, protože šířka zakázaného pásu je podstatně větší než energie tepelného pohybu elektronů. Se zvýšením teploty krystalu pravděpodobnost nezářivých přechodů exponenciálně vzrůstá.. Zářivé přechody, ke kterým dochází při rekombinaci elektronů a děr nebo anihilaci excitonů. Tyto přechody však nemohou být základním mechanismem scintilačního procesu, jelikož spektrum vznikajícího záření se překrývá se spektrem absorpce krystalu, e - _ exciton + vodivostní pás vzbuzený stav akt. scintilační oton základní stav akt. valenční pás Obr. Pásový model aktivovaného alkalického scintilátoru.

3 vzniklé otony jsou tedy s velkou pravděpodobností opět pohlceny a vzniká exciton. Tyto přechodu však zajišťují přenos energie krystalem. 3. Luminiscence. Energie elektron-děrových párů a excitonů je využita k excitaci aktivátorových hladin v zakázaném pásu. Scintilační otony vznikají při deaktivaci těchto hladin (obr. ). Spektrum luminiscence nezávisí na způsobu buzení krystalu a na koncentraci aktivátoru. Množství otonů vzniklých při scintilaci a doba doznívání luminiscence je závislá na koncentraci aktivátoru. Scintilační spektrometrie γ záření Spektrometrie γ záření slouží ke stanovení energie otonů γ záření interagujících se scintilátorem, případně pak ze znalostí této energie určení typu radionuklidu a ze znalosti účinnosti detektoru pro detekci záření o dané energii i aktivitu tohoto zářiče. K tomu je nutné správně interpretovat naměřené (instrumentální) dierenciální amplitudové spektrum. Toto tzv. přístrojové spektrum má složitější tvar než energetické rozdělení otonů dopadajících na detektor. Tvar přístrojového spektra je ovlivněn interakčními mechanismy γ záření s materiálem detektoru. Při interakci γ záření s látkou se uplatňují tři mechanismy: a) Fotoeekt Při otoeektu se všechna energie otonu γ záření předává elektronu atomového obalu, ten je vytržen ze své orbity a odnáší ve ormě kinetické energie energii Ee = E A (1) kde A je vazebná energie elektronu, E e, E - energie elektronu a otonu γ záření. Atom, z jehož obalu byl elektron vyražen, emituje buď charakteristické rentgenové záření (které může být opět absorbováno otoeektem, nebo může ze scintilátoru uniknout) nebo Augerovy elektrony, které jsou vzhledem ke své nízké energii vždy ve scintilátoru zabrzděny. Absorpcí otoelektronu a vybuzeného charakteristického rentgenového záření nebo Augerových elektronů vznikají v různých místech scintilátoru prakticky současně dvě scintilace. Ty jsou otonásobičem vyhodnoceny jako jedna scintilace odpovídající součtu jejich intenzit a tedy i součtu energií jednotlivých částic. Odpovídající impulzy na výstupu otonásobiče vytváří v přístrojovém spektru pík úplné absorpce, jehož poloha odpovídá E g. Právě tento pík je nositelem žádané spektrometrické inormace. Opustí-li otony charakteristického rentgenového záření prvků detektoru scintilátor, aniž by s ním interagovaly, je celková energie scintilace o tuto energii menší a v přístrojovém spektru je patrný tzv. únikový pík. Ten je posunut od píku úplné absorpce směrem k nižším energiím právě o energii uniklého charakteristického záření. U scintilátorů NaI(Tl) je tento posun okolo 9 kev a je způsoben únikem charakteristického záření jodu. (Únikový pík je pozorovatelný při energiích E g <10 kev, kdy primární otony interagují převážně v povrchové vrstvě scintilátoru, ze které je ještě únik charakteristického záření pravděpodobný, dopadající otony vyšších energií interagují v takové vzdálenosti od povrchu krystalu, že k úniku vybuzeného charakteristického záření prakticky nedochází. ) b) Comptonův eekt Při tomto jevu interaguje primární oton s volným nebo slabě vázaným elektronem vnějších obalových slupek atomu. Jeho energie E se rozděluje mezi elektron E e a tzv. rozptýlený oton E v závislosti na úhlu Θ, který svírá směr rozptýleného a primárního otonu. Platí, E E = () 1 + E / mc 1 cosθ ( )( ) 3

4 ( E mc )( 1 Θ) + ( E / mc )( cos ) / cos, Ee = E E = E 1 1 Θ. (3) Energetický rozsah E e závisí na úhlu rozptylu a pokrývá interval od nuly (pro Θ=0) až do prahové energie E emax Comptonova elektronu (pro Θ=180 ) E Ee max =. (4) 1+ ( mc / E ) Výpočtem limity pro E jdoucí k nekonečnu dostaneme Eemax E mc / E 05, MeV. ( ) ( ) Úhel rozptylu Comptonova elektronu leží v intervalu <0,90 > vzhledem k dráze primárního otonu. Comptonovské elektrony jsou ve scintilátoru zabrzděny a vyvolají scintilace úměrné svým energiím, rozptýlené otony ale nemusí interagovat a mohou z detektoru uniknout. Comptonovské elektrony vytváří ve spektru scintilačních odezev tzv. Comptonovské kontinuum. Kontinuum je spojité, začíná od nuly a končí Comptonovskou hranou, odpovídající svojí polohou E emax. Jsou-li rozptýlené otony po prvém či opakovaném Comptonově rozptylu nakonec absorbovány ve scintilátoru otoeektem, je sumární scintilační odezva úměrná E a přispívá k tvorbě píku úplné absorpce. c) Tvorba párů Nutnou podmínkou vzniku páru elektron - pozitron je E mc 1, 0 MeV. Kinetická energie páru (1,0 MeV) je při jeho zabrzdění předána scintilátoru. Dvě anihilační kvanta, každé s energií 0,511 MeV, mohou se scintilátorem interagovat buď přímo otoeektem nebo jedno či vícenásobným Comptonovým rozptylem. V prvním případě je scintilační odezva úměrná energii primárního otonu a je započtena do píku úplné absorpce. Je-li absorbováno pouze jedno anihilační kvantum a druhé unikne, odpovídá scintilace energii (E - 0,511) MeV a ve spektru je patrný první anihilační pík. V případě úniku obou kvant ve spektru pozorujeme druhý anihilační pík, který odpovídá energii (E - 1,0) MeV. U malých scintilátorů je únik anihilačních kvant více pravděpodobný a proto anihilační píky jsou ve spektru výraznější než při použití velkých scintilátorů. Dobře pozorovatelné jsou anihilační píky při detekci záření o energii E >,5 MeV, kdy tvorba párů je dominantní interakcí. Účinné průřezy jednotlivých interakcí Fotoeekt 5 σ ρ ( ) / F Z E 1 Comtonovský eekt σ C ρ( E ) Tvorba párů σ P ρz ln ( E ) (ρ je hustota a Z eektivní protonové číslo scintilátoru) 7 4

5 Relativní energetická rozlišovací schopnost Statistický charakter procesů převodu energie absorbované scintilátorem na napěťový impulz způsobuje, že amplitudové rozdělení napěťových impulzů odpovídá energetickému rozdělení otonů s ohraničenou přesností. I když se scintilátoru předá shodná energie, na výstupu otonásobiče se objevují impulzy nestejné amplitudy, jejichž množina vytváří amplitudové rozdělení (většinou Gaussovo). Toto rozdělení je charakterizováno bezrozměrnou veličinou, která se nazývá relativní rozlišovací schopností. Rozlišení R 1/ je deinováno jako poměr šířky rozdělení na polovině výšky rozdělení N 1/ ku střední amplitudě impulzů U R1/ = 100%, U (3) kde U je střední amplituda, U šířka rozdělení na polovině jeho výšky. Relativní energetická rozlišovací schopnost charakterizuje minimální rozdíl energií částic, jejichž energie mohou být spektrometrem rozlišeny. Závislost energetické rozlišení scintilačního spektrometru na energii částic je nepřímo úměrná E. U nejčastěji používaného scintilátoru NaI(Tl) energetické rozlišení v intervalu N [imp.] energií od 100 kev do 10 MeV se pohybuje v intervalu 4-1%. Pro měření amplitudového rozdělení výstupních impulzů detektoru se používá k jednokanálový nebo mnohokanálový amplitudový analyzátor, s jejichž pomocí se diskretizuje energetická osa: rozděluje se na rovnoměrné intervaly, které se nazývají k kanály. Šířka kanálu je základní kanál charakteristikou amplitudového Obr. 3. Amplitudové spektrum zářiče 137 Cs. analyzátoru. V experimentech se měří počet impulzů v každém kanálu, typický výsledek takového měření je ukázán na obr.3. Relativní energetická rozlišovací schopnost může být v tomto případě vypočtena ze vztahu k R1/ = 100% k (5) kde k je počet kanálů odpovídajících pološířce amplitudového rozdělení, k je číslo kanálu odpovídajícího středu rozdělení. Přesnost určení R 1/ je dána přesností určení k. Postup měření: 1. Zapněte počítač propojený s γ- spektrometrem (se scintilačním detektorem).. Zapněte γ- spektrometr pomocí tlačítka ON na horní straně spektrometru. 3. Z hlavní plochy počítače spusťte program MAESTRO or Windows, který slouží k ovládání γ- spektrometru. 4. Na připravený stojan umístěte daný radioaktivní γ zářič Na (žlutou stranou dolů ke stolu) a zasuňte stojan se zářičem pod γ- spektrometr do vzdálenosti asi 1 cm. 5. Z hlavní nabídky programu MAESTRO or Windows vyberte Acquire a dále Properties. Nastavte zesílení v položce Ampliier na 1. Dále vyberte položku 5

6 Present a nastavte dobu detekce spektra Real time na 60 s. Ostatní položky nevyplňujte. 6. Vyberte Acquire a dále start. Spustí se detekce spektra, která bude probíhat 60 s dle nastavení v předchozím bodě. V pravém horním rohu lze časový průběh měření sledovat. Vidíte, že hodnota Live time je menší než hodnota Real time z důvodu započítání mrtvé doby. Spektrum se bude vykreslovat v podobě čar. Výběrem Display Preerences Points můžete přepnout záznam spektra do podoby jednotlivých bodů. (Zpět do podoby čar přepneme pomocí Fill All.) Vyberte čárová spektra. 7. Na monitoru vidíte spektrum Na, v rámečku vpravo je stejné spektrum, ale osa y má logaritmickou stupnici. Kalibrace: 8. Uchopte myší záměrnou lištu a přesuneme ji na první pík spektra. Na spodní liště (osa x) je zobrazeno číslo kanálu, kterému chceme nyní přiřadit odpovídající energii v kev. Víte, že tento zářič má dva píky 511 kev a 175 kev. 9. V položce Calculate vyberte Calibration. Předchozí kalibraci zrušíme potvrzením Destroy calibration. Do políčka Calibration energy napíšeme 511 a potvrdíme OK. Pak přesuneme záměrnou lištu na druhý pík opět v položce Calibration napíšeme číselnou hodnotu energie odpovídající druhému píku 175 a potvrdíme OK. V okně Calibration units potvrďte kev. Nyní máte nakalibrovaný spektrometr a můžete začít měřit spektra dalších zářičů a při následném tisku budou hodnoty energií na ose x v kev. 10. Podle návodu k úloze proveďte rozbor spektra: pík zpětného rozptylu, Comptonova hrana, pík úplné absorpce, ). 11. Získané spektrum uložte: File Save as - na plochu do složky gama-spektrometrie. Spektrum pojmenujte podle použitého zářiče. 1. Pro záznam dalšího spektra zvolte Acquire Clear. Smažete tak poslední naměřené spektrum. 13. Vložte pod detektor další zářič a volbou Acquire - Start spustíte detekci spektra dalšího zářiče. Měření a rozbor spektra opakujte pro ostatní předložené zářiče. 14. Jako poslední změřte spektrum 137 Cs a ze vztahu pro relativní energetickou rozlišovací schopnost (viz. úvod k úloze) určete její velikost. Klikněte levým tlačítkem myši na střed piku úplné absorpce a pravým tlačítkem vyvolejte menu, ze kterého vyberte Peak ino. Z hodnot uvedených v rámečku (číslo kanálu a šířka píku) vypočítejte energetickou rozlišovací schopnost R. 15. Změřte spektrum a určete neznámý zářič dle přiložených tabulek. 16. Vytiskněte postupně všechna naměřená spektra: Ze složky gama-spektrometrie na ploše otevřete dané spektrum a vytiskněte. (File-Print) 17. Zavřete okno programu MAESTRO or Windows. Odstraňte vámi uložené soubory ze složky gama-spektrometrie (na ploše). 6