MĚŘENÍ NA KAPALINOVÉM SCINTILAČNÍM POČÍTAČI Úloha ukazuje základní principy a možnosti měření na kapalinovém scintilačním počítači. Měření je prováděno na kapalinovém scintilačním počítači Triathler připojeném k PC.
1.1 ÚVOD Kapalinová scintilační spektrometrie (přesněji LSC – liquid scintillation counting) je v dnešní době široce používaná a rozvíjená metoda. Je to díky mnoha přednostem oproti jiným metodám, jako například rychlost jednoduchost a účinnost detekce a to i v případech jinak obtížně měřitelných nízko energetických zářičů beta a obecně nízkých alfa a beta aktivit. Scintilační detektory Většina typů detektorů ionizujícího záření je založena na zesílení nábojového pulsu, který vznikne v citlivém objemu detektoru při interakci ionizujícího záření s hmotou a vytvoření párů elektron – ion resp. díra. Scintilační detektory k detekci nevyužívají ionizované, ale pouze excitované stavy látky a to přímo ty, které jsou schopny deexcitovat vyzářením fotonů (UV nebo viditelného světla) a aby tato zářivá deexcitace probíhala pravděpodobněji než přeměna na energii tepelnou. To není ovšem jediná podmínka. Velmi důležité je, aby scintilace následovala bezprostředně po interakci a k zářivé deexcitaci docházelo převážně rychlým mechanismem fluorescence (viz dále). Poslední podmínkou je průhlednost materiálu detektoru pro své vlastní scintilace, což je velmi často obtížně splnitelné, neboť absorpční a emisní spektra jsou obvykle podobná. Z výše uvedených důvodů není možné jako scintilační detektor použít jakýkoliv materiál, přesto však existuje velké množství materiálů – anorganické a organické krystaly, plasty, skla, kapaliny a plyny, které podmínky použití splňují. V organických látkách, kterými se budeme dále zabývat, protože většina obecně používaných kapalných scintilátorů má organický základ, probíhá konverze energie ionizujícího záření na luminiscenční fotony přes π – elektrony aromatických struktur. Luminiscence je proces emise fotonů, náležejících do ultrafialové až viditelné části spektra, který následuje po absorpci energie ionizujícího záření ve scintilátoru. Rozeznáváme tři druhy luminiscence lišící se nejen časovou konstantou vysvícení, ale také vlnovou délkou emitovaných fotonů, která je nepřímo úměrná rozdílu energetických stavů při deexcitaci: Fluorescence Je to nejrychlejší luminiscenční mechanismus s časovou konstantou vysvícení (obdoba přeměnové konstanty λ, jde také o náhodný, exponenciální proces) řádu 10-8 - 10-9. K emisi fotonů dochází zářivou deexcitací π – elektronů z excitovaných hladin. Spektrum vlnových délek má maxima odpovídající rozdílům energií vibračních deexcitujících hladin, které činí při T = 300 K asi 0,16 eV. Fosforescence Je zářivý přechod π – elektronu z metastabilního stavu, který má energii nižší než stav excitovaný, do stavu základního (tzv. β-proces). Díky menšímu rozdílu energií je i vlnová délka větší a delší doba života metastabilního stavu podstatně ovlivňuje časovou konstantu vysvícení, která je řádu 10-4 a delší. K fosforescenci dochází také při zářivé deexcitaci π - elektronů z tripletových stavů. Zpožděná fluorescence K tomuto procesu deexcitace dochází, když je π – elektronu v metastabilní hladině dodána energie a ten se dostane do hladiny excitační a poté zářivě deexcituje. Spektrum je proto totožné se spektrem normální fluorescence. 1
Organické scintilátory se používají ve třech variantách, jako krystaly, plasty a kapaliny, jejichž použití je díky LSC nejčastější. Ve srovnání s anorganickými krystaly mají organické látky mnohem nižší hustoty a Z, proto jsou obvykle špatné detektory záření gama. Naproti tomu mají mnoho dalších výhod, jako například cena, jednoduchá dotace látkami zlepšujícími detekci různých typů záření, možnost výroby v jakémkoliv tvaru. Organické scintilátory jsou velmi rychlé a jsou také používány pro měření času. Organické kapaliny mají značné výhody, díky možnosti homogenního promíchání scintilátoru s měřeným vzorkem je dosaženo ideální geometrie a je možné jednoduše měřit i zářiče alfa a měkké beta, které se jinak detekují obtížně. Aby byly splněny všechny tři podmínky použití scintilující látky jako scintilačního detektoru a také dosaženo optimálního převodu ionizujícího záření na fotony vhodné vlnové délky, skládají se obvykle kapalné scintilátory z několika složek – odtud název scintilační koktejl. Nejjednodušší koktejl se skládá jen ze dvou složek – aktivátoru a organického rozpouštědla. Pro posun vlnových délek emitovaných scintilačních fotonů do oblastí optimálních pro fotonásobiče (~ 420 nm) se dále do roztoku přidává takzvaný posunovač spektra (shifter), který má nižší excitační potenciál než základní scintilátor, absorbuje emitované fotony a reemituje je ve viditelné oblasti. Přehled základních scintilačních směsí je shrnut v tabulce, jsou zde uvedeny i parametry anorganického scintilátoru NaI(Tl), který se používá jako referenční detektor pro porovnání účinnosti různých typů detektorů. Scintilační koktejl (rozpouštědlo, aktivátor, shifter)
hustota světelný časová λ (emise) [g.cm-3] výtěžek konst. [ns] [nm] [%NaI(Tl)] 0,88 20 3,8 365 0,88 30 3,7 425 0,88 24 3,5 425 0,88 26 3,0 365 0,89 28 3,0 365 0,87 31 3,7 425 1,04 26 3,8 425 3,67 100 300 (pro γ) 420
toluen – PPO toluen – PPO – POPOP toluen – p-terpenyl – POPOP toluen – PBD xylen – PBD xylen – naftalen – POPOP 1,4-dioxan – PPO – POPOP NaI(Tl) Vysvětlivky: PPO = 2,5-difenyloxazol, C15H11NO POPOP = 1,4-di-(2-(5-fenyloxazolyl))-benzen, C24H16N2O2 PBD = 2-fenyl-5-(4-bifenylyl)-1,3,4-oxadiazol, C20H22N2O
Jedny ze základních parametrů organických scintilátorů, které se používají pro srovnání a kvalifikaci jejich vlastností, jsou: a) Konverzní účinnost scintilátoru S je definována jako poměr střední energie vyzářených luminiscenčních fotonů Ef k absorbované energii záření E. Na excitaci π – elektronů se podle odhadu (viz výše) spotřebuje tedy p.E (p ≈ 0,1), je-li Eexc jejich střední excitační energie, pak
S=p
Ef E exc
q= p
Ef E10 E f q = pC q, E exc E10 E10
kde q < 1 je součinitel zohledňující ztráty vyzářených fotonů, E10 je energie prvního singletového stavu a C = E10/Eexc ≈ 0,66 pro většinu organických scintilátorů. Pro dvousložkový systém (xy) platí
2
S
( xy )
(xy)
= pC
E (f y ) ( x) 10
E
f ( xy ) q ( y ) ,
kde f < 1 je faktor migrace energie z první na druhou složku. Obdobný vztah platí pro třísložkový systém. Mnohdy je výhodnější určit počet N emitovaných fotonů střední energie Ef připadajících na 1 MeV absorbované energie. Pro dvousložkový systém platí
N
( xy )
10 6 ( xy ) ( y ) = pC ( x ) f q E10
b) Emisní spektrum je určeno poslední složkou scintilátoru a udává poměrnou část emitovaných fotonů jako funkci vlnové délky. Emisní spektra lze nalézt ve specializované literatuře, významné hodnoty v tabulkách. c) Luminiscenční odezva na různé druhy záření je hodnota definovaná jako L = S.E a podle teorie by měla lineárně růst s energií částice. Za předpokladu S = konst. lze dále pro diferenciální luminiscenční odezvu připadající na element dráhy částice dr psát
dL dE =S . dr dr Experimentálně bylo zjištěno, že tento vztah platí jen pro slabě ionizující částice, v ostatních případech je diferenciální konverzní účinnost S(E) = dL/dE závislá na energii částice a zmenšuje se s rostoucí brzdnou schopností. d) Časový průběh vysvícení je svázán s exponenciálním rozpadem excitovaných stavů molekul složky, který probíhá s velmi krátkou časovou konstantou. Proces je obdobný radioaktivnímu rozpadu prvku. Podobně ve dvousložkovém scintilátoru je časový průběh emise fotonů druhé složky závislý na rychlosti deexcitace složky první a migraci její excitace na složku druhou a také na samotné rozpadové konstantě druhé složky. Jde o analogii případu dvou geneticky závislých radionuklidů. Platí
n (t ) = ( y)
(
n0( x ) a ( xy ) k (f xy ) + K ( xy )
)
k (f x ) + ki( x ) + K ( xy ) − k (f y ) − ki( y )
t − ⎛ −τ (ty ) ⎞ ⎜ e 0 − e τ 0( x ) ⎟ , ⎜ ⎟ ⎝ ⎠
kde τ0(y) = 1/(kf(y) + ki(y)) je časová konstanta vysvícení pro složku y (analogicky pro x), kf a ki jsou rozpadové konstanty zářivých respektive nezářivých přechodů jednotlivých složek, člen a(xy) je součinitel zářivé migrace mezi složkami. n je počet excitovaných molekul složky v čase t, v t = 0 je n(x) = n0 (x). e) Závislost doby vysvícení na druhu interagujícího záření. Vedle rychlé složky vysvícení existuje i složka pomalá, která se neřídí exponenciální závislostí, přičemž má prakticky stejné emisní spektrum. Poměr zastoupení rychlé a pomalé složky v celkové emisi fotonů scintilátorem je funkcí brzdné schopnosti částice dE/dr neboli druhu interagující částice. Na tomto jevu je založeno rozlišení různých druhů záření (α, β) v kapalinových scintilačních spektrometrech a možnosti jejich separace (viz dále). f) Pro kapalné scintilační koktejly je také důležitá schopnost mísit se s vodou a také hodnota pozadí vlastního, čistého scinitlátoru. Obecně lze říci, že častěji jsou měřeny vzorky vodné, proto je výhodné používat koktejl s vodou mísitelný (např. na bázi 1,4-dioxanu). Nevýhodou je častý nárůst zhášení při větším zastoupení vodné fáze a v ní rozpuštěných látek. Použití koktejlu ale přímo závisí na konkrétní problematice. Pozadí čistého scintilátoru a jeho citlivost na nízké aktivity měkkého záření (β) je důležitý parametr při měření nízkoaktivních vzorků z životního prostředí (3H apod.) 3
Proces detekce Detekci ionizujícího záření pomocí scintilačního detektoru lze rozepsat do několika následných procesů částečně souvisejících i s konstrukcí vlastní detekční sondy. Dále bude uvažován systém kapalného scintilačního koktejlu a fotonásobiče. A. absorpce měřeného záření scintilátorem B. vlastní scintilační proces – konverze absorbované energie na energii emitovaných scintilačních fotonů C. přenos scintilačních fotonů na fotocitlivý prvek – fotokatodu fotonásobiče nebo fotocitlivou diodu D. absorpce těchto fotonů fotocitlivým prvkem a vytvoření nábojového, napěťového nebo proudového impulsu Po absorpci ionizujícího záření látkou dojde k vytvoření ionizovaných a excitovaných stavů, jejichž energie se v primárním scintilačním procesu převede na excitaci π – elektronů molekul nejvíce zastoupené složky. Z výpočtů a experimentálních údajů vychází pro většinu aromatických organických látek odhad účinnosti převodu absorbované energie na excitaci π - elektronů do singletových stavů p ≈ 0,1. Tomuto procesu odpovídá největší část rychlé složky scintilační odezvy. Dojde-li k ionizaci π – elektronu, potom díky následné iontové rekombinaci, jsou molekuly asi ze 75% v excitovaných tripletových stavech zodpovědných za pomalou složku scintilační odezvy. Pouze okolo 12% rekombinovaných molekul se nachází v singletových stavech a jen málo přispěje ke scintilační odezvě, zbytek rekombinační energie se přemění v teplo. Sekundární scintilační proces představuje soubor mechanismů migrace energie mezi molekulami jedné nebo více složek scintilátoru, které vedou k zářivé deexcitaci. Migrace energie může probíhat zářivým nebo nezářivým mechanismem. Zářivá migrace je v jednosložkových systémech ztrátová díky samoabsorpci v scintilátoru, tento problém je téměř zcela potlačen ve vícesložkových systémech. Velmi důležitý a nepříjemný proces, který probíhá v kapalném scintilátoru při převodu energie ionizujícího záření do fotonásobiče, je zhášení. Tento proces snižuje světelný výtěžek a tím následně výšku signálu. Zhášené spektrum je posunuto k nižším četnostem a energiím, jak bude ukázáno v úlohách. Obecně se proces zhášení dělí na 3 typy podle mechanismu. První typ zhášení – primární nebo chemické zhášení – je způsoben přítomností nečistot v látkách, které absorbují excitační energii a deexcitují neradiačně. Sekundární, barevné zhášení způsobují barevné nečistoty, které absorbují světlo a interferují proto s procesem sběru světelných fotonů. Barevné zhášení na rozdíl od chemického závisí na objemu vzorku. Třetí typ zhášení je zhášení radiační, neboť přenos energie v látce je citlivý na koncentraci volných radikálu a excitovaných stavů vznikajících při interakci ionizujícího záření s látkou a s růstem této jejich koncentrace se zhoršuje (např. ve stopách ionizujících částic). Navíc excitace jiných než π – elektronů ke scintilaci nepřispívá a jejich ionizace vede k dočasnému nebo i trvalému poškození molekul scintilátoru rekombinacemi radikálů a tím ke vzniku zhášecích center. Obecně se konverzní účinnost organického scintilátoru a průhlednost pro scintilační fotony zhoršuje v poli silně ionizujícího záření, pro kapalinovou scintilační spektrometrii nemá radiační poškození scintilátoru způsobené velkými dávkami záření významný vliv. Fotony vzniklé v citlivém objemu scintilátoru je v dalším kroku třeba přivést na fotocitlivý prvek. Ztráty způsobené přenosem zhoršují energetické rozlišení, citlivost a výšku impulsů. V LSC metodách se většinou používají vysoce odrazivé plochy fokusované přímo na okénko fotonásobiče nebo fotodiody, světlovodič je tedy vzduch. Dalším stupněm detekce je fotocitlivý prvek, což je zatím nejčastěji a také v našem případě fotonásobič. To je vakuová elektronka se vstupním okénkem, za kterým je umístěna záporně nabitá fotokatoda a za ní první ze soustavy zesilujících elektrod – dynod. Fotokatoda je pokryta fotocitlivým materiálem, který po interakci s fotonem emituje elektrony (fotoelektrický jev). Ty jsou urychleny napěťovým spádem a současně svedeny na první dynodu, která je pokryta materiálem s nízkou výstupní prací elektronů (slitiny alkalických kovů, slitina Ag – Mg apod.) 4
schopným po zachycení urychleného elektronu emitovat několik sekundární elektronů. Ty jsou opět urychleny napěťovým spádem k další dynodě a proces se opakuje. Napětí mezi dynodami je obvykle 100 – 150 V, podle počtu dynod pracuje fotonásobič při napětích 600 – 2000 V. Za soustavou dynod je kladně nabitá sběrná anoda, na které se koncový elektronový nábojový puls způsobený událostí ve scintilátoru přemění na puls napěťový a ten je dále zpracováván. Velikost pulsu závisí na počtu diod, napětí mezi nimi a také na povrchovém materiálu dynod, přesněji na počtu sekundárních elektronů vytvořených jedním elektronem primárním. Je-li zisk jedné dynody p a počet dynod je n, potom je celkový čistý zisk soustavy G = pn . Obvykle je p okolo 5 a fotonásobič obsahuje 8 – 14 dynod, což dává celkové zesílení 106 - 109. Transport elektronů sice není beze ztrát, ale stále je blízký 100% a tak je fotonásobič vlastně vysoce účinný zesilovač. Díky tomu, že pro daný fotonásobič jsou hodnoty p a n při daném vloženém napětí konstantní, je zesílení lineární. To umožňuje použít systém fotonásobič – scintilátor pro spektrometrická měření, neboť výška pulsu je přímo úměrná původní scintilátorem absorbované energii. Proces měření V přístroji je ampule se vzorkem vložena do světlotěsné cely s otvory pro okna fotonásobičů. Ty jsou zapojeny do koincidenčního obvodu, který má tu funkci, že propouští pouze současně vzniklé impulsy. Takové zapojení významně snižuje množství registrovaných náhodných pulsů a tím značně zvyšuje poměr signál – šum a umožňuje zaznamenat i velmi slabé události. Celé zařízení bývá obvykle i termostatováno na nízkou teplotu, která dále sníží tepelný šum (temný proud) fotonásobičů, čili opět hodnotu pozadí.
Vzhledem k tomu, že podle druhu interagující částice se liší intenzita a délka impulsu, je možné oddělit různé druhy záření a také měřit jejich energii. Jako v každém spektrometru je i zde přiřazováno každému impulsu číslo kanálu, které odpovídá energii. Navíc jsou zde impulsy rozlišovány podle své délky a takže vzniká třírozměrný záznam, kde jsou na ose X uvedeny čísla kanálů (energie) a na ose Y délky pulsů (tzv. PLI – Pulse Length Index). Osa Z odpovídá četnosti impulsů. Diskriminací podle osy x a y je možné za ideálních podmínek čistě oddělit impulsy způsobené zářiči α a β. Naneštěstí v reálných případech dochází k několika jevům, které způsobují komplikace při vyhodnocování spektra. První z nich je zhášení (viz výše), tento jev posunuje spektra α a β směrem k bodu (0, 0) v rovině XY a současně je stlačuje ve směru osy Z k nižším hodnotám. V těchto případech jsou naměřené četnosti mnohem nižší, deformují se spektrometrické vlastnosti a při nastavené diskriminace PLI (osa Y) může docházet k situaci, kdy impulsy v nezhášeném případě detekované jako záření α přetečou do oblasti impulsů β 5
z výší tak jejich počet. Proto se používají korekční mechanismy, se kterými je možné chyby způsobené zhášením minimalizovat nebo i zcela odstranit. Jsou to v první řadě korekce zhášení metodami zhášecí křivky, standardního přídavku a matematických modelů a za druhé korekce přeslechů. 1) Korekce zhášení (Quench Correction) a) Zhášecí křivka Pro měřený radionuklid se připraví 3-10 standardů o stejné a známé aktivitě s různým a definovaným množstvím zhášecího činidla (např. nitromethanu). Jejich proměřením se získá zhášecí křivka udávající vztah mezi zhášecím parametrem a účinností měření. Tato metoda je vhodná pro měření velkého množství podobných vzorků. b) Standardní přídavek K měřenému vzorku je přidáno známé množství roztoku o známé aktivitě a vzorek je znovu měřen. Pokud je přídavek dostatečně malý a sám zhášení neovlivní, platí následující vztahy:
η=
CPM ( std +vz ) − CPM ( vz ) DPM ( std )
a tedy
DPM ( vz ) =
CPM ( vz ) − B
η
,
ve kterých je η účinnost měření, B je četnost pozadí v imp/min, CPM = imp/min (counts per minute) pro vzorek (vz) a standard (std) a DPM je počet rozpadů za minutu (decays per minute), který odpovídá skutečné aktivitě. Tato metoda je z korekčních metod nejpřesnější, ale není vhodná pro větší množství vzorků. c) Matematické metody Jsou založeny na výpočtech zhášecího parametru z hodnot posunu spektra, k výpočtům se používá posun a změna těžiště (centre of gravity) celého spektra. 2) Korekce přeslechů (Spill-over Correction) Při požadovaném nastavení jsou změřeny standardy čistých zářičů α a β o podobných energiích a pokud možno stejném chemickém složení jako bude mít vzorek. Vyhodnotí se profil α a β spekter podél osy Y (PLI) a vypočítají se poměry „přeslechnutých“ a celkových (měřených či vypočtených) četností daného typu záření v závislosti na PLI. Průnik získaných závislostí P = f(PLI) udává optimální hodnotu PLI diskriminace. Při této hodnotě se stanoví frakce záření β (resp. α), která se promítá do oblasti α (resp. β). Těmito hodnotami se dále opravují naměřené četnosti α a β. Odvodit základní vztahy je možné následujícím postupem. Mějme následující PLI spektrum (viz obr.), část B odpovídá oknu měření záření β, část A oknu α. B
A
NβB NαA
NαB
NβA
Četnosti impulsů NβB odpovídá frakce impulsů β v okně B, četnosti NβA frakce impulsů β v okně A. Obdobné značení platí pro četnosti záření α (NαA a NαB). Četnosti impulsů NA a NB jsou přístrojem naměřené četnosti v jednotlivých oknech. Platí: 6
N A = NαA + N βA
a
N B = N βB + NαB .
Definujeme-li koeficienty přeslechů jako
Pα =
N βA N αB pro přeslech impulsů α do B, analogicky Pβ = , N αA + N αB N βB + N βA
dosazením do předchozích a vyřešením soustavy rovnic dostaneme vztahy
Nα A = Nβ B =
(1 − Pα )(1 − Pβ ) N A − (1 − Pα ) Pβ N B (1 − Pα )(1 − Pβ ) − Pα Pβ (1 − Pα )(1 − Pβ ) N B − (1 − Pβ ) Pα N A (1 − Pα )(1 − Pβ ) − Pα Pβ
pro α a pro β.
Jako optimální nastavení volíme průsečík křivek Px = F(PLI) (viz výše) a tedy platí, že Pα = Pβ = P. Potom předchozí vztahy přejdou na jednoduchou formu
N A − P(2 N A + N B ) − P 2 ( N A + N B ) Nα A = a 1 − 2P N B − P(2 N B + N A ) + P 2 ( N A + N B ) Nβ A = . 1 − 2P Protože pro celkovou četnost α (resp. β) platí Nα celková = NαA + NαB (resp. N β celková = N βB + N βA ), lze po dosazení předchozích vztahů a několika jednoduchých úpravách psát
Nα celková =
N A − P( N A + N B ) a 1 − 2P
N β celková =
N B − P( N A + N B ) . 1 − 2P
7
1.2 ÚLOHA 1: MĚŘENÍ AKTIVITY BETA 1) Namíchat sadu 7 zhášených standardů a proměřit je 2) Ze získaných údajů sestrojit zhášecí křivku 3) Změřit neznámý vzorek a porovnat DPM vyhodnocené přístrojem a DPM vypočtené z Qp přístroje, CPM a vlastní zhášecí křivky 4) K neznámému vzorku přidat standardní přídavek a vypočíst DPM, porovnat získané hodnoty DPM a okomentovat rozdíl 5) Změřit beta spektra vzorků a stanovit E (beta max) 6) Změřit beta spektra různě zhášených vzorků vybraného radionuklidu Potřeby a pomůcky Kapalinový scintilační spektrometr Triathler připojený k PC; plastové měřicí ampule o objemu 5 ml, scintilační koktejl Rotiszint Eco Plus; dávkovač koktejlu; roztok značený 14C; standardy radionuklidů 110mAg, 137Cs, 40K, 32P, 204Tl (β zářiče); zhášecí činidlo (nitromethan); pipety; vzorek 14C o neznámé aktivitě. Pracovní postup Před začátkem práce zkontrolujte, zda-li máte připraveny všechny pomůcky. Poté zapněte přístroj a počítač. Spusťte program CommFiler 2, volbou a spuštěním měřicího programu pro 14 C ověřte, že program a přístroj spolu komunikují. Proměřte pozadí použitím ampule s čistým scintilačním koktejlem aspoň pětkrát po 1 minutě v režimu R (CPM, automatické průměrování za 1 min). Návod a ovládání přístroje najdete v ovládacích listech. Charakteristiky používaných radionuklidů v příloze 1. Úkol 1 Do připravených 7 měřicích ampulí nadávkujte 100 µl značeného roztoku 14C a postupně vzrůstající množství zhášecího činidla podle následující tabulky. Čís. Q-std. 1 2 3
CCl4 [µl] 0 12 24
Čís. Q-std. 4 5 6
CCl4 [µl] 36 48 60
První ampule bude čistý nezhášený standard. Do všech ampulí nadávkujte 5 ml scintilačního koktejlu, uzavřete je a dobře protřepejte, ale tak aby vzniklo co nejméně bublin. Promíchané ampule nechte odstát než odejdou případné bubliny a ztratí se možný zákal (5 – 10 min). Nezapomeňte, že ampule by měla zůstat čistá a držte ji pomocí tamponu a po uzavření ji čistým tamponem vyleštěte. Také použijte tampony při otvírání, aby jste zabránili kontaminaci sebe sama a pomůcek vzorkem nebo zásobním roztokem, protože kontaminace měkkými zářiči β je obtížně detekovatelná. V přístroji nastavte měření zhášecích standardů a změřte ampule od nezhášené po nejvíce zhášenou, doba měření by neměla být menší než 60s. Nezapomeňte změřené hodnoty zaznamenávat. Po změření všech ampulí potvrďte konec zhášecí sady a zadejte skutečnou aktivitu vypočtenou z dávkovaného množství značeného roztoku. Zvolte typ regrese zhášecí křivky (lineární nebo parabolická), volbu proveďte zhodnocením údajů, které přístroj vypíše na obrazovce PC. Hodnoty a vhodný typ regrese v přístroji uložte. Tímto je přístroj nakalibrován k měření zhášených vzorků, na výstupu v počítači budou nyní zobrazovány i hodnoty DPM a Qp (parametru zhášení). Nezapomeňte uložit, opsat nebo vytisknout záznam kalibračních hodnot přístroje, které se objeví na obrazovce. 8
Úkol 2 Z hodnot účinností měření (η) a parametrů zhášení (Qp), které jste získali při kalibraci přístroje v úkolu 1 sestrojte zhášecí křivku jako závislost η [%] = f(Qp) a proložte ji nejvhodnější funkcí. Úkol 3 Ověřte si, že přístroj má zapnutu korekci na zhášení, a změřte vzorek 14C o neznámé aktivitě jednou při zvolené regresi vnitřní zhášecí křivky. Ze získaných údajů (Qp, CPM ) pomocí sestrojené zhášecí křivky vypočtěte DPM a porovnejte tuto hodnotu s hodnotou DPM stanovenou přístrojem. Pokuste se vysvětlit rozdíly mezi hodnotami. Úkol 4 Do ampule k už změřenému neznámému vzorku opatrně přidejte 100 µl standardního roztoku. Vzorek se standardním přídavkem změřte a vypočtěte skutečnou původní aktivitu vzorku (DPM). Tuto hodnotu porovnejte s hodnotami DPM získanými v úkolu 3 a okomentujte rozdíl. Opět nezapomeňte zachovat opatrnost při práci s aktivním roztokem. Úkol 5 Změřte spektra dodaných β zářičů osy X v měřicím protokolu pro 14C v logaritmickém měřítku. Získaná spektra okomentujte a pokuste se pomocí známé energie Eβmax uhlíku 14C a fosforu 32P stanovit Eβmax ostatních radionuklidů. Doba měření by měla být nejméně 5 min. Úkol 6 Vyberte si tři výrazně různě zhášené standardy 14C (připravené v úkolu 1) a změřte jejich β spektra v protokolu 14C v logaritmickém měřítku. Doba měření by měla být nejméně 5 min. Sledujte posun spekter, zkuste stanovit Eβmax a porovnejte ji s nezhášenou a také tabelovanou hodnotou. Diskutujte rozdíly.
9
1.3 ÚLOHA 2: MĚŘENÍ AKTIVITY ALFA 1) Pro čisté zářiče stanovit pomocí FOM optimální energetické okno 2) Pro čisté zářiče proměřit PLI spektrum a stanovit přeslechové (spill-over) koeficienty a optimální polohu PLI pro separaci alfa-beta 3) Změřit neznámý vzorek RaD v optimálním nastavení a porovnat toto nastavení s vlastním nastavením 2D spektra přímo pro RaD 4) Pomocí standardního přídavku a přeslechové (spill-over) korekce stanovit celkové alfa a beta aktivity vzorku RaD a porovnat je s výpočty podle rozpadové řady (celková alfa a celková beta) Potřeby a pomůcky Kapalinový scintilační spektrometr Triathler připojený k PC, ovládací listy k Triathleru, měřicí ampule 5 ml, scintilační koktejl Rotiszint Eco Plus; dávkovač koktejlu; standardy radionuklidů 241Am, nebo 233U (α zářiče), 137Cs (β zářič) a RaD v rovnováze s dceřinými produkty (α + β); pipety, neznámý vzorek RaD. Pracovní postup Před začátkem práce zkontrolujte, zda-li máte připraveny všechny pomůcky. Poté zapněte přístroj a počítač. Spusťte program CommFiler 2, volbou a spuštěním měřicího programu pro RaD ověřte, že program a přístroj spolu komunikují. Návod a ovládání přístroje najdete v jeho ovládacích listech. Charakteristiky používaných radionuklidů v příloze 1. Úkol 1 Spusťte protokol měření RaD a změřte vzorek RaD. Vyexportujte 2D spektrum a β spektrum (log měřítko) do PC a odhadněte nastavení jednotlivých měřicích oken. Nezapomeňte předtím zjistit, zda-li je spektrum v lineárním nebo logaritmickém měřítku. Nyní nastavte PLI diskriminaci do více jak dvou třetin rozsahu. Vložte ampuli s čistým β zářičem (137Cs) a při pevné hodnotě horní hranice (xβ2), nejlépe nastavené na 1000, proměřte CPM vzorku a pozadí pro hodnoty v okolí odhadnuté hodnoty spodní hranice okna (xβ1). Měřicí doba by měla být nejméně 180 s. Pro jednotlivé údaje vypočtěte FOM (figure of merit) podle vztahu
(N FOM =
− N pozadí )
2
vz + pozadí
N pozadí
2 ( CPM − B ) =
B
Sestrojte závislost FOM(xβ1) = f (xβ1) jejíž maximum udává nastavení s nejlepším poměrem signál – šum. Vyberte hodnotu xβ1 odpovídající maximu křivky a při této pevně nastavené hodnotě proměřte stejnou závislost pro xβ2. Vybrané hodnoty xβ1, xβ2 udávají optimální nastavení β okna. Nyní proveďte obdobné nastavení pro α okno (xα1, xα2) s čistým zářičem α a hodnotami odhadnutými ze spektra RaD. PLI nastavte tak, aby se zachytily všechny impulsy α, prakticky asi do první třetiny rozsahu. Správnost nastavení ověřte zobrazením spektra pro nastavení použitého vzorku. Úkol 2 Nastavte hodnotu PLI na maximum a při optimálně nastaveném okně β změřte standard 137 Cs. Vyexportujte 2D graf do editoru Microsoft Excel a sečtěte jednotlivé řádky v β okně. Získané hodnoty vyneste do grafu proti hodnotám PLI příslušných řádků na ose x. Získáte tak PLI spektrum použitého β zářiče, které ukazuje rozložení délek scintilačních pulsů způsobených zářením β o dané energii. Dále snižte hodnotu PLI na hodnotu, kterou jste použili v úkolu 1 při nastavování hranic α okna, změřte standard α zářiče, vyexportujte do Excelu, sečtěte všechny řádky α okna a hodnoty vyneste do stejného grafu proti příslušným hodnotám PLI. Pro každou hodnotu PLI vypočtěte poměry impulsů mimo měřicí okno ke všem impulsům jednotlivých typů záření (α a β) a sestrojte závislosti tohoto poměru na poloze PLI (viz Korekce 10
přeslechů). Průsečík závislostí udává optimální hodnotu PLI pro α – β separaci s korekcí přeslechů.Odečtěte souřadnice tohoto průsečíku, x-ová hodnota odpovídá správné hodnotě PLI a y-ová hodnota udává přeslechový koeficient P (opět viz Korekce přeslechů v kapitole Proces měření). Úkol 3 V protokolu RaD nastavte optimální hodnoty xβ1, xβ2, xα1, xα2 a PLI získané v předchozích úkolech. Ampuli s neznámým vzorkem RaD vložte do přístroje, změřte a zobrazte si v počítači jeho 2D spektrum. Vizuálně zhodnoťte dané nastavení a pokud je nutné, nastavené diskriminační parametry opravte, jejich nové hodnoty si zaznamenejte a vzorek změřte znovu při tomto novém nastavení. Zapište si také naměřené hodnoty celkové hodnoty CPM α a β pro obě různá měřicí nastavení. Z hodnot získaných při optimálním nastavení vypočtěte celkové četnosti α a β (Nαcelková a Nβcelková) a porovnejte je s hodnotami četností v jednotlivých měřicích oknech (NA a NB) při vámi vizuálně zvolených parametrech. Úkol 4 Do ampule s neznámým vzorkem nadávkujte standardní přídavek a vzorek změřte při obou nastaveních z úkolu 3. Do Excelu vyexportujte naměřené spektrum beta a okomentujte jeho tvar. Ze známé aktivity přídavku a už zjištěného procenta přeslechů spočtěte skutečné celkové skutečné α a β aktivity vzorku. Tyto hodnoty porovnejte s teoretickými výpočty z rozpadové řady tak, že budete předpokládat shodu nejdříve mezi naměřenou a teoretickou celkovou aktivitou α a porovnávat budete celkové teoretické a experimentální aktivity β a opačně. Předpokládejte, že mezi použitými radionuklidy v zásobním roztoku byla ustavena trvalá rovnováha. Jak se liší teoretické a vypočtené celkové aktivity alfa a beta a proč?
11
Příloha 1: Radionuklid
Typ přeměny
Energie (MeV)
Poločas
β
0,188; 0,096
24 d
Pa
β
2,28; 1,23
1,17 m
P
β
1,71
14,2 d
110m
Ag
β
0,083; 0,53
249,8 d
204
Tl
β
0,76
3,7 r
Pb (RaD)
β
0,0164; 0,063
22,3 r
Cs
β
0,511; 1,17
30,1 r
Bi (RaE)
β
1,161
5,0 d
β
1,311
1,22.109 r
C
β
0,1565
5730 r
Po (RaF)
α
5,30
138 d
241
α
5,48; 5,44
432 r
α
4,82; 4,78
1,59.105 r
234
Th
234m 32
210
137 210
40
K
14 210
Am
233
U
12
