Теоретичні відомості

Волинський державний університет імені Лесі Українки

Кафедра фізики твердого тіла

Інструкція до лабораторної роботи

Тема: сцинтиляційний гамма-спектрометр.

Література:

1. Кабардин О.Ф. Практикум по ядерной физике. - М., 1965. - С.146-156.

2. Абрамов А.И. и др. Основы экспериментальных методов ядерной физики. - М., 1970. - 215с.

3. Вальтер А.К., Залюбовский И.И. Ядерная физика. - Харьков, 1978. - С.41-52, 65-73, 94-114, 150 -180.

4. Прайс В. Регистрация ядерного излучения. - М., 1960. - С.249-256.

Теоретичні відомості.

Ядро як квантовомеханічна система нуклонів має дискретний спектр енергетичних станів. Стійким, стабільним станом є стан з мінімумом енергії (основний стан). Збудження ядер виникає або при радіоактивних перетвореннях, або в ядерних реакціях. При енергії збудження ядра, меншій за енергію зв`язку нуклона, перехід в основний стан відбувається, як правило, шляхом випромінювання одного або кількох g-квантів (звичайно, якщо цей процес не заборонений правилами відбору).

Таким чином, вивчаючи енергетичні спектри g-випромінювання, відносні та абсолютні інтенсивності g-ліній, а також схеми розпаду, можна одержати цінну інформацію про збуджені стани ядер, їх енергії, імовірності переходів, спіни, парність і т.п.

На протязі кількох десятиріч, і навіть сьогодні, в епоху інтенсивного розвитку нових методів детектування, одним з найбільш ефективних та найбільш розповсюджених спектрометрів g-променів є сцинтиляційний g-спектрометр на основі кристалу NaI(Tl) та фотоелектронного помножувача.

Це пояснюється кількома причинами. Насамперед високою ефективністю, яка досягає для g-квантів з енергією порядку 1 МеВ 20-30% навіть для порівняно невеликих за розміром кристалів (~ Æ40 x 40 мм). Енергетична роздільна здатність сучасних сцинтиляційних g-детекторів (відносна ширина фото-піку на половині його висоти) становить 8-10% (для кристалів вищезгаданих розмірів).

Крім того, сцинтиляційний g-детектор простий в експлуатації, не потребує спеціальних температурних умов та режимів, а амплітуда сигналу на виході становить кілька Вольт, що дозволяє надійно працювати з стандартними електронними пристроями.

Сцинтиляційний g-спектрометр складається з монокристалу NaI, активованого талієм, і фотопомножувача, який з`єднується з непокритою відбивачем гранню кристалу, притертого до поверхні фотокатода.

g-квант, потрапляючи в кристал, втрачає свою енергію частково або повністю в основному внаслідок трьох процесів: а) фотоефект; б) комптонівське розсіяння і в) народження пар електрон-позитрон. У всіх випадках утворені вторинні електрони збуджують атоми кристалу, які, переходячи в основний стан (завдяки домішкам), випускають світлові кванти, частота яких відповідає області максимальної світлочутливості покриття катода фотопомножувача (найчастіше сурмяно-цезійового). Утворені на катоді фотоелектрони помножуються системою динодів завдяки ефекту вторинної електронної емісії і потрапляють на анод (вся систтема електродів живиться від високовольтного подільника напруги, на який подається живлення порядку 1000 Вольт, яке забезпечує необхідний режим регенерації електронів та їх фокусування). В результаті кожному g-кванту, який взаємодіяв з кристалом, буде відповідати електричний імпульс на виході фотопомножувача. Тому, природно, що якість енергетичної інформації буде залежати від того, як точно амплітуда цього сигналу пропорційна до енергії g-кванта. Ця пропорційність буде, очевидно, визначатися двома якісно відмінними причинами: 1) залежністю енергії вторинних електронів від енергії g-квантів та 2) “спектроскопічними” характеристиками спектрометра. До останніх відносяться такі фактори, як величина світловиходу кристалу та якість збирання в ньому світла, конверсійна ефективність фотокатода, сталість вторинної електронної емісії динодів і т.д.

Енергія вторинних електронів буде зв`язана з енергією g-квантів, на жаль, неоднаково, в залежності від характеру взаємодії g-кванта з речовиною кристалу.

В результаті фотоефекту енергія електрона W буде менша за енергію g-кванта лише на величину енергії зв`язку електрона в атомі, тобто для реальних енергій W_ф» E_g.

Комптонівське розсіяння g-квантів на вільних (або квазівільних) електронах забезпечує передачу останнім енергії, яка залежить від кута розсіяння, тобто, якщо цей кут не фіксується, то спектр вторинних електронів має неперервний характер. Імовірність розсіяння g-квантів назад максимальна. В результаті електронний спектр має максимум в районі максимальної енергії, що дорівнює:

при енергії квантів, яка істотно перевищує енергію спокою електрона, максимальна енергія дорівнює:

.

Утворення електронно-позитронних пар має пороговий характер з енергією порога, що відповідає подвоєній масі спокою електрона (E_пор = 1,022 МеВ). Позитрон, збуджуючи атоми кристалу, втрачає свою енергію, і при цьому збільшується імовірність анігіляції. При анігіляції найчастіше утворюються 2 кванти з енергією 0,511 МеВ. В залежності від подальшої поведінки цих квантів, в спектрі вторинних електронів спостерігаємо три лінії:

а) W₀= E_g - 2 m ₀ c ² - обидва анігіляційні кванти вилетіли з кристалу,

б) W₁= E_g - m ₀ c ² - один з цих квантів вилетів з кристалу,

в) W₂= Eg - відбулося поглинання обох анігіляційних квантів.

Звичайно, анігіляційні кванти можуть зазнавати ще й комптонівського розсіяння, і тоді вторинні електрони потрапляють до неперервного розподілу.

Отже, навіть моноенергетичні g-кванти дають складний спектр вторинних електронів (рис.1).

Рис.1. Енергії вторинних електронів при різних видах взаємодії

g-квантів з речовиною.

Положення дещо спрощується при використанні так званих кристалів повного поглинання, тобто кристалів з великою імовірністю поглинання двох анігіляційних квантів та g-квантів, що утворились в результаті комптонівського розсіяння. При цьому істотно знижується внесок комптонівського розподілу і збільшується відносна інтенсивність фотопіку, котрий тепер називається піком повного поглинання.

Одержання енергетичних спектрів g-проміння зводиться, як бачимо, до аналізу амплітудного розподілу електричних імпульсів на виході фотопомножувача.

Схема антиспівпадінь (АС) пропускає на лічильник (Л) тільки ті імпульси, амплітуда яких перевищує поріг нижнього дискримінатора (Д_н) і менша від порогу верхнього (Д_в). Різниця (Д_в-Д_н) називається шириною вікна дискримінатора. В кожному з каналів ширина вікна однакова, а вікно зсунуте відносно попереднього каналу на його ширину.

Блок живлення

ФЕП

		Комп’ютер

Со⁶⁰ NaI ФЕП Перед-

(Tl) підсил.

Рис.3. Блок-схема сцинтиляційного g-спектрометра.

Схема сцинтиляційного лічильника: кванти світла (фотони) "вибивають" електрони з фотокатода; рухаючись від диноду до диноду, електронна лавина розмножується.

Сцинтиляційний лічильник, прилад для реєстрації ядерних випромінювань і елементарних часток (протонів, нейтронів, електронів, g -квантов, мезонів і т. д.), основними елементами якого є речовина, люминесцирующее під дією заряджених часток (сцинтилятор), і фотоелектронний помножувач (ФЭУ). Візуальні спостереження світлових спалахів (сцинтиляцій) під дією іонізуючих часток (a -частиц, уламків поділу ядер) були основним методом ядерної фізики на початку 20 в. Пізніше С. с. був повністю витиснений іонізаційними камерами і пропорційними лічильниками. Його повернення в ядерну фізику сталося у кінці 40-х рр., коли для реєстрації сцинтиляцій були використані багатокаскадні ФЭУ з великим коефіцієнтом посилення, здатні зареєструвати надзвичайно слабкі світлові спалахи.

Принцип дії С. с. полягає в наступному: заряджена частка, проходячи через сцинтилятор, разом з іонізацією атомів і молекул збуджує їх. Повертаючись в незбуджений (основне) стан, атоми випускають фотони (см. Люмінесценція). Фотони, потрапляючи на катод ФЭУ, вибивають електрони (см. Фотоелектронна емісія), внаслідок чого на аноді ФЭУ виникає електричний імпульс, який далі посилюється і реєструється (см. рис.). Детектування нейтральних часток (нейтронів, g -квантов) відбувається по вторинних заряджених частках, що утворюються при взаємодії нейтронів і g -квантов з атомами сцинтилятора.