MÉRÉSEK SZCINTILLÁCIÓS DETEKTOROKKAL Mérési útmutató
Gyurkócza Csaba
BME NTI 1997
TARTALOM 1. BEVEZETÉS..............................................................................................................3 2. ELMÉLETI ÖSSZEFOGLALÁS...............................................................................3 2.1. Sugárzások fajtái ..................................................................................................3 2.1.1. α-sugárzás......................................................................................................3 2.1.2. β-sugárzás ......................................................................................................3 2.1.3. γ-sugárzás.......................................................................................................4 2.2. Kölcsönhatások ....................................................................................................5 2.2.1. Töltött-részecskék és anyag közötti kölcsönhatás .........................................5 2.2.2. γ-sugárzás és anyag kölcsönhatása ................................................................5 3. A MÉRÉS ELVE........................................................................................................7 3.1. Szcintillációs detektorok ......................................................................................7 3.1.1. Szcintillátorok................................................................................................8 3.1.2. Elektronsokszorozók (fotomultiplierek)......................................................10 3.1.3. Szcintillációs detektorok energia-felbontóképessége ..................................11 3.2. γ-spektroszkópia.................................................................................................12 3.2.1. A γ-spektrométer felépítése .........................................................................12 3.2.2. Sokcsatornás analizátor ...............................................................................15 4. A MÉRÉSI FELADAT ............................................................................................16 4.1. Mérés α-detektorral............................................................................................16 4.2. Mérés β-detektorral............................................................................................16 4.3. Mérés egycsatornás analizátorral, γ-szcintillációs detektorral ...........................16 4.4. Mérési feladatok.................................................................................................17 4.4.1. α-spektrum felvétele....................................................................................17 5. A MÉRÉSHEZ SZÜKSÉGES ESZKÖZÖK ÉS ANYAGOK: ...............................17 5.1. α-mérés ..............................................................................................................17 5.2. β-mérés...............................................................................................................17 5.3. γ-mérés ...............................................................................................................17 6. A MÉRÉS MENETE ...............................................................................................17 7. KIÉRTÉKELÉS .......................................................................................................17 8. ELLENİRZİ KÉRDÉSEK.....................................................................................19 9. IRODALOM.............................................................................................................19
2
1. BEVEZETÉS Az egyik legrégibb nukleáris detektortípus a szcintillációs detektor. Az elsı szcintillációs számlálók egy üveglapra szórt cinkszulfid porból álltak, melyeken mikroszkóppal figyelték a radioaktív sugárzások okozta felvillanásokat. Tömeges elterjedésüket a nagy fényhozamú és hatásfokú szcintillátorok felfedezése, valamint a nagyérzékenységő fotoelektromos sokszorozók kifejlesztése tette lehetıvé. Megjelenésük óta beszélhetünk γ-spektroszkópiáról.
2. ELMÉLETI ÖSSZEFOGLALÁS
2.1. Sugárzások fajtái 2.1.1. α-sugárzás α-bomlás során az atommag két protonból és két neutronból álló részecskét emittál. Tömege 4,003 u, töltése kétszeresen pozitív. Az α-bomlás általános képlete: A ZX
A−4 Z − 2Y
→
+ 42 He ,
ahol a hélium atommagját nevezzük α-résznek. Például, az alábbi α-bomlásban az urán tóriummá bomlik: 238 92 U
→
234 90Th
+ α.
Energiaspektrum: az α-részecskék keletkezésük során diszkrét – az emittáló anyagra jellemzı – energiával rendelkeznek, amely általában a 2÷10 MeV energiatartományba esik. 2.1.2. β-sugárzás A β-bomlás győjtıfogalom, amely három különbözı folyamatot takar: a β--bomlás, a β+-bomlás és az elektronbefogás. β--bomlás során az atommagban egy neutron átalakul protonná, és az atommagból kilökıdik egy β--részecske és egy neutrinó (jele: n). A β-részecske egy elektron (e-). A neutrinó töltés és tömeg nélküli részecske. A β--bomlás általános képlete: A ZX
→
A Z +1Y
+ β− + ν .
Például, az alábbi β--bomlásban a tórium 234-es tömegszámú izotópja protaktíniummá alakul át: 234 90Th
→
234 91Pa
+ β− + ν .
3
A szabad neutron is képes β--bomlásra, amelynek során egy szabad proton keletkezik:
n → p + β− + ν . Ez a legegyszerőbb β--bomlás, amelynek a felezési ideje 10,5 perc. β+-bomlás során egy proton alakul át neutronná egy pozitron (e+, egyszeres pozitív töltéső elektron) emittálásával. Ez a folyamat energetikai okokból nem játszódhat le szabad protonban, vagyis a hidrogén atommagjában. Nehezebb atommagokban kötött proton esetében a nukleonok kötési energiája fedezi a bomláshoz szükséges energiát. A β+-bomlás általános képlete: A ZX
→
A Z −1Y
+ β + + ν .1
Például, az alábbi β+-bomlásban a nátrium neonná alakul: 22 11 Na
→
22 10 Ne
+ β+ + ν .
Az elektronbefogást jelenleg nem tárgyaljuk, mivel témánk, a detektálás szempontjából érdektelen. Energiaspektrum: a β-részecskékkel együtt keletkezı neutrinók miatt a β-részecskék energiája – az emittáló anyagra jellemzı maximumig – folytonos. 2.1.3. γ-sugárzás Az α- és β-bomlások, valamint más jellegő magreakciók gyakran a leánymag gerjesztett állapotához vezetnek. A gerjesztett állapotból a mag egy vagy több γ-kvantum (γfoton) egymásután való kibocsátásával tér vissza az alapállapotba. A γ-sugárzás elektromágneses sugárzás, amelyben egy γ-foton energiája: E γ = hν , ahol h a Planck-állandó és n a sugárzás frekvenciája. γ-bomlás során egy gerjesztett atom energiáját egy vagy több γ-foton emittálásával adja le: A * ZX
→
A ZX
+γ.
Energiaspektrum: A kibocsátott γ-foton energiája megegyezik az atommag gerjesztési energiájával mínusz az atommag visszalökésére fordított energia. Ezért a γ-sugárzás energiaspektruma vonalas.
1
A β-- és β+-bomlásban keletkezı neutrinók egymástól különbözık. Tekintve, hogy ennek témánk szempontjából nincs jelentısége, ezt képleteinkben nem tüntetjük fel.
4
2.2. Kölcsönhatások 2.2.1. Töltött-részecskék és anyag közötti kölcsönhatás A sugárzások detektálásában leginkább a töltött részecskék és az anyag közötti elektromágneses kölcsönhatás érvényesül. A kölcsönhatás eredménye kisebb energiájú elektronok esetében elsısorban a targetmagok ionizációja, illetve gerjesztése, nagyobb energiák esetében pedig a detektálandó részecskéknek röntgensugárzással járó szóródása. Az elıbbi mechanizmus játszik szerepet minden nehéz töltött részecskénél, továbbá olyan βrészecskéknél, amelyek energiája 1 MeV-nél kisebb. Amikor valamilyen anyagon töltött részecskék haladnak keresztül, az atomok elektronjaival való ütközések sorozata következik be. Az elektronok kiütıdhetnek az atomból, így keletkezik egy ion-pár, de az is elıfordulhat, hogy az atom csak gerjesztıdik, vagyis az elektronhéjon lévı egyik elektron magasabb energiájú állapotba kerül. Ez utóbbi esetben gerjesztett atomok keletkeznek (1. ábra).
1. ábra: Töltött-részecskék és anyag közötti kölcsönhatás mechanizmusai Áthaladásuk során az α-részecskék nagy tömegükbıl és energiájukból adódóan gyakorlatilag egyenes nyomvonalon haladnak, nyomukban viszonylag széles és rövid ionizációs csatorna keletkezik. A β-részecskék kis tömegükbıl adódó szóródási mechanizmusuk miatt hosszabb, cikcakkos úton, viszonylag gyérebb ionizációs csatornát eredményeznek (2. ábra).
2. ábra: Töltött részecskék ionizációs csatornája: az α-részecskék egyenes vonalban, a β-részecskék pedig cikkcakkban haladnak 2.2.2. γ-sugárzás és anyag kölcsönhatása
5
A γ-sugárzás és az anyag közötti kölcsönhatás három alapvetı formája a következı: fotoeffektus, Compton-szórás és párkeltés. A γ-sugárzás detektálása mindig e folyamatok valamelyikén alapul (lásd alább).
A fotoeffektusban (3. ábra) a foton abszorbeálódik, és az atomból egy elektront kilök. A következı összefüggések írhatók fel: (1) a fotoelektron Ef energiája: Ef = Eγ - Ek , ahol Eγ a γ-foton energiája, Ek a fotoelektron kötési energiája az adott elektronhéjon; (2) a folyamat hatáskeresztmetszete:
µf ≅ N Z5 (Eγ )-3,5 , ahol N az anyag atomsőrősége, Z a rendszáma.
3. ábra: Fotoeffektus A Compton szórásban (4. ábra) a foton az atomból kilök egy elektront, és egy kisebb energiájú foton is továbbhalad A folyamatot leíró összefüggések: (1) A Compton-elektron energiája: Ec = E γ − E γ ′ ; (2) a szórt foton energiája: Eγ′ =
Eγ E γ (1 − cos ϑ ) mc 2 + 1
,
ahol m az elektron nyugalmi tömege, c a fénysebesség, ϑ a szórás szöge (0o ÷ 180o); (3) a folyamat hatáskeresztmetszete:
6
µc ≅
N ⋅ Z 2E γ 1 ln + . mc 2 2 Eγ
4. ábra: Compton-szórás Ec maximális, ha Eγ minimális. Ez ϑ = 180o-nál következik be. Az ilyen szórási szögnek megfelelı Ee-energiát a késıbbiekben Compton-élnek fogjuk nevezni.
A párkeltés folyamatában (5. ábra) a foton egy elektron-pozitron párt kelt egy atommal való kölcsönhatás során. Ez a reakció csak Eγ ≥ 2mc2 = 1,022 MeV küszöbenergia fölött jöhet létre, ugyanis a folyamatban a γ-foton energiájának fedeznie kell az elektron-pozitron pár nyugalmi tömegét. Ha Eg > 1,022 MeV, a többletenergia az elektron és pozitron mozgási energiájára fordítódik. A pozitron késıbb egyesül egy elektronnal és két, közel 0,511 MeV energiájú γ-foton jelenik meg.2
5. ábra: Párkeltés Mindhárom folyamat eredménye egy vagy több, jelentıs energiával rendelkezı elektron megjelenése. Ezek az elektronok azután a 2.2.1. szakaszban leírt kölcsönhatásokban vesznek részt.
3. A MÉRÉS ELVE
2
Ezt a reakciót nevezzük a pozitron annihilációjának. 7
3.1. Szcintillációs detektorok A szcintilláló anyagok a számlálandó részecskék mozgási energiáját fényenergiává alakítják át. Fontos tulajdonságuk, hogy az ionizáló részecskék energiájával arányos fényenergiát emittálnak, tehát spektroszkópiai célra is használhatók. A sugárzásnak fényenergiává való átalakítása közvetlenül valósul meg gyors töltött részecskék (protonok, αrészecskék és elektronok) esetében. Az elektromosan semleges γ-fotonokból álló γ-sugárzás hatására azonban közvetlenül nem keletkeznek detektálható fényjelek. Ezért a γ-sugárzás detektálása az általa keltett elektronok révén lehetséges. A szcintillációs detektor két fı részbıl áll:
Szcintillátor: az ionizáló sugárzás hatására fényvillanásokat produkál. Lehet szilárd, folyadék vagy gáz. Fotoelektromos sokszorozó (multiplier): a szcintillátorhoz optikailag csatolt fotoelektromos eszköz, amely a fényjeleket felerısíti. A katódjára jutott fényimpulzus intenzitásával arányos nagyságú elektromos impulzust szolgáltat. 3.1.1. Szcintillátorok 3.1.1.1. Szervetlen kristályok Ismeretes, hogy különálló atomok elektronhéjain (például gázban) az elektronok csak diszkrét energiaértékeket vehetnek fel. Ha az atom energiát abszorbeál (más szóval: ha az atomot gerjesztjük), akkor az elektron magasabb energiaállapotba kerül, ahonnan fény sugárzásával tér vissza az alapállapotba. Valamely elem atomjait a lehetséges energianívók teljes mértékben jellemzik.3 Szilárd anyagokban nem észlelünk ilyen diszkrét energianívószerkezetet, itt a diszkrét energianívók elmosódnak, szélesebb energiasávok alakulnak ki, amelyek most már nem egy atomhoz tartoznak, hanem az egész kristályt jellemzik.4 Az energiasávokban lévı elektronok szintén nem a kristályt alkotó atomhoz tartoznak, hanem az egész kristályban szabadon mozoghatnak, miközben energiájuk az energiasávban bármilyen értéket felvehet. Fémeknél a legfelsı sáv az ún. vezetési sáv, vezetı anyagok esetében ebben még külsı gerjesztési energia nélkül is tartózkodnak elektronok. A sáv nincs teljesen betöltve, az elektronok szabadon mozoghatnak. Ily módon jön létre fémes áramvezetés. A vezetési sáv alatt lévı töltött sávban az elektronok mozgása áramvezetéssel nem jár. A vezetési és töltött sáv között tiltott sáv helyezkedik el, amelyben nem lehetnek elektronok. Szigetelı anyagokban a vezetési sávban nincsenek elektronok, csupán a töltött sávban. Vezetés csak akkor jöhet létre, ha valamilyen külsı gerjesztési energia a töltött sávból elektronokat emel fel a vezetési sávba. A szigetelı szcintilláló kristályoknál a gerjesztést megvalósíthatjuk a két sáv közötti energiával rendelkezı (általában az ultraibolya tartományba esı) fotonokkal, így megvilágítás hatására a szigetelı kristályok vezetıvé válnak, fotovezetés jön létre. Az elmondottakból az is következik, hogy az ilyen kristályok az ultraibolya fotonokat elnyelik.
3
Ezen alapul a színképelemzés. Ez a megállapítás a legkülsı elektronhéjon lévı elektronok nívóira vonatkozik, a belsı héjakon továbbra is fennáll a diszkrét energiaállapotoknak az atomfajtára jellemzı rendszere. 4
8
A kristályt érı sugárzások energiájának egy része elektronokat visz át a töltött sávból a vezetési sávba. Ha a vezetési sávból az elektron közvetlenül visszajutna a töltött sávba, akkor ultraibolya fényt sugározna ki, amelyet maga a kristály nyelne el, ezért nagyobb mérető kristályokban a kristály önabszorpciója miatt még ultraibolya fotonokat sem kapnánk. A fénykibocsátást azonban lehetıvé teszi az a körülmény, hogy a kristály sohasem tökéletes, benne rácshibák, szennyezı atomok helyezkednek el, aminek következtében a tiltott sávba esı energianívók jelennek meg. Kétféle típusú centrum alakulhat ily módon ki, lumineszkáló centrum és elektroncsapda. Legyen például egy lumineszkáló centrum a vezetési sáv közelében. A vezetési sávban mozgó elektron beeshet a lumineszkáló centrumba. A kisebb energiakülönbség miatt eközben most már látható fénysugárzás emittálódik. Ha viszont az elektron a vezetési sávból egy elektroncsapdába jut, ahol bizonyos ideig sugárzás nélkül megmarad, a hımozgás következtében újra feljuthat a vezetési sávba, ahonnan elkerülhet egy lumineszkáló centrumhoz, és végül fénysugárzást kapunk. Ezekhez a folyamatokhoz idı kell, és ez a folyamat a szcintilláló kristály jellemzı utánvilágítási ideje. A lumineszkáló fény hullámhossza már a látható színképtartományba esik, amely a kristályból veszteség nélkül kijut. A 2.2.2. szakaszra visszautalva megjegyezzük, hogy az itt leírt fényfelvillanási mechanizmus a fotoeffektuson alapul. Nagy fotonenergiákon szerepet kap a Compton-szórás és a párkeltés is, de ennek tárgyalásába nem megyünk bele. A jó szcintilláló kristály sok, a látható tartományba esı fotont ad az abszorbeált energia ellenében. Fontos körülmény, hogy a részecskék hatására a vezetési sávba került elektronok milyen gyakorisággal jutnak a csapdába és/vagy a lumineszkáló centrumba. Megfelelı csapda és lumineszkáló centrum elérése céljából a kristályokat általában idegen atomokkal aktiválni kell.5 (Például, a nátrium-jodid kristályba kis koncentrációban tallium atomokat juttatnak.) γ-spektroszkópiai és detektálási célokra elsısorban a nátrium-jodid kristályok használatosak.
3.1.1.2. Szerves kristályok Aromás vegyületek által alkotott kristályok szintén használhatók szcintillátorként. Bennük a szcintillációs jelenséget a szcintillátort alkotó molekulák sajátságaival lehet megmagyarázni: a sugárzás áthaladása a molekulákat gerjesztett állapotba juttatja, ahonnan azok kedvezı esetben fénykvantum kibocsátásával térnek vissza az alapállapotba. Ezeket a kristályokat elsısorban α- és β-részecskék detektálására használják.
6. ábra: A fotomultiplier mőködése
5
A szokásos jelölés szerint zárójelben adjuk meg a szcintillációs kristály aktiválására használt anyagot. Például: NaI(Tl). 9
3.1.2. Elektronsokszorozók (fotomultiplierek) A fotoelektron-sokszorozók két elektronemissziós jelenségen alapulnak:
a) Fotoeffektus: fény hatására fémekbıl, ötvözetekbıl elektronok lépnek ki. Ezeket fotoelektronoknak nevezzük. b) Szekunder emisszió: fémekre, ötvözetekre becsapódó elektronok újabb elektronokat váltanak ki, melyeknek száma a becsapódó elektronok energiájától függıen egynél több is lehet. Ezek a szekunder elektronok. A fotoelektron-sokszorozó csı fotokatódja fény hatására elektronokat emittál (6. ábra). A fotoelektronokat szekunder emissziós felületre (dinódára) kell juttatni, és közben természetesen fel is kell gyorsítani ıket, hogy egynél több szekunder elektront váltsanak ki. Jelöljük a szekunder elektronok (átlagos) számát d-val. A szekunder elektronokat egy másik felületre gyorsítjuk, ahonnan mindegyik elektron d számú további elektront vált ki. A harmadik dinódára most már d2 elektron csapódhat be. Végül n dinódára történı sokszorozás után M = dn számú elektron érkezik az elektronsokszorozó anódjára. (M a multiplier sokszorozási tényezıje.) A fotomultiplier fı részei tehát (6. ábra), amelyeket természetesen vákuumcsıben kell elhelyezni: a) fotokatód, b) dinódák, c) anód. Annak érdekében, hogy a szcintillációs kristályban – ionizáló részecske hatására – bekövetkezı fényfelvillanás elektromos jellé alakuljon át, a kristály és a fotokatód között – a külsı fény kizárásával – optikai csatolást kell létesíteni. Ez legtöbb esetben kontakt csatolás, ahol az illesztés olyan olajjal (illetve ragasztással) történik, melynek az optikai törésmutatója az üveg törésmutatójához hasonló.
10
7. ábra: Szcintillációs detektor kimenı jele ahogy az oszcilloszkópon látjuk (t: futó idı; V: a kimenı feszültségjel nagysága) 3.1.3. Szcintillációs detektorok energia-felbontóképessége A szcintillációs számlálók egyik legfontosabb paramétere a számlálók energiafelbontóképessége, amely arra nézve ad felvilágosítást, hogy egymáshoz közel esı energiájú részecskéket mennyire tud a detektálás során megkülönböztetni. E fogalom megvilágításához egyelıre tételezzük fel, hogy a vizsgált sugárzás monoenergetikus. Az egyes detektált részecskék hatására keletkezı feszültségimpulzusok amplitúdóját – a fent ismertetett fénykibocsátási mechanizmus jellege miatt – statisztikus törvények befolyásolják, így az impulzusok egymásutánja a 7. ábrához hasonló képet mutat.6 Ha most az impulzusok magasságának a valószínőségi sőrőségfüggvényét, vagyis az amplitúdóspektrumot felrajzoljuk, nem diszkrét vonalat kapunk, hanem a 8. ábrán mutatotthoz hasonló görbét. E görbe maximumához tartozó jelnagyság a detektált részecskék energiáját jellemzi (E0 a 8. ábrán). Erre való tekintettel az amplitúdóspektrumot általában a részecskeenergia szerinti sőrőségfüggvényként szoktuk ábrázolni. Az ábrán mutatott görbét az E0 energiához tartozó spektrumvonalnak szoktuk nevezni.7 A vonal félmagasságában – ily módon energiában – mért szélességet a vonal félértékszélességének nevezzük (∆E a 8. ábrán).
8. ábra: A félértékszélesség értelmezése A sugárzások általában nem monoenergetikusak. Ennek megfelelıen a rájuk vonatkozóan mért spektrumok nem egy, hanem több vonalat tartalmaznak. Ha az egymáshoz közeli E0 energiákhoz tartozó spektrumvonalak maximumának a távolsága kisebb vagy közel akkora, mint az egyes vonalak félértékszélessége, akkor az ilyen vonalakat nem tudjuk egymástól megkülönböztetni (nem tudjuk ıket felbontani). A félértékszélesség tehát jellemzi a használt detektor energia-felbontóképességét. A gyakorlatban gyakran használjuk a relatív félértékszélességet, amelyet a következıképpen definiáljuk: 6
Amikor az egymást követı jeleket oszcilloszkópon megfigyeljük, az ábrához hasonló képet látunk. 7 Szokásos kifejezések még ugyanerre: energiavonal, spektrumcsúcs, energiacsúcs, csúcs stb. 11
f=
∆E ⋅ 100 E0
(%).
3.2. γ-spektroszkópia A γ-spekroszkópia tárgya az atommagból valamilyen ok (például radioaktív bomlás, magreakció) miatt kilépı γ-sugárzás intenzitásának, energiájának, szögeloszlásának stb. vizsgálata. Az emittált γ-fotonok adataiból ugyanis a kibocsátó mag jellemzıi meghatározhatók. Mérési módszerként igen sok területen alkalmazzák mind a kutatásban (például az atommag energianívóinak, élettartamainak, azaz bomlási sémájának meghatározására, belsı konverziós együttható mérésére, γ-γ-szögkorreláció vizsgálatára stb.), mind közvetlenül gyakorlati céllal (például a neutronaktivációs analízisben a minıségi és mennyiségi összetétel meghatározására, reaktor-főtıelem vizsgálatára, orvosi, biológiai, környezetvédelmi munkákban stb.). A mai mérési feladat célja, hogy megismertesse a γ-spektroszkópia alapjait, fontosabb eszközeit, azok fıbb jellemzı adatait és a γ-spektrum kiértékelésének alaplépéseit, amelyekkel a γ-spektrumból megkaphatjuk a sugárzás két legfontosabb adatát: - a γ-sugárzás energiáját (Eg) és - intenzitását (Ig).
3.2.1. A γ-spektrométer felépítése Egyszerőbb feladatok megoldására az egycsatornás amplitúdóanalizátorok szolgálnak (9. ábra). Ezek elsısorban egy-két γ-energia vagy -intenzitás egyidejő mérésére alkalmasak. A detektor leggyakrabban NaI(Tl ) szcintillációs kristály.
adatkiadás
9. ábra: Egycsatornás amplitúdóanalizátor felépítése
12
10. ábra: A differenciáldiszkriminátor energia szintjei A berendezés lényege egy differenciáldiszkriminátor (DD) és az azt követı számláló. A differenciáldiszkriminátor olyan berendezés, amely a beérkezı jelsorozatból csak azokat a jeleket engedi át (vagyis csak azokra a jelekre szolgáltat kimenıjelet a számláló felé), amelyek amplitúdója két meghatározott feszültség közé esik. Ezt a feszültségintervallumot a diszkriminátor “ablaká”-nak szoktuk nevezni. Jóllehet a diszkriminátort feszültségben állítjuk be, ehelyett mindig részecskeenergiában gondolkodunk, és a diszkriminátor “ablaká”-t is energiára számoljuk át: az “ablak” így az E és E+∆E közé esı energiájú részecskékekt jelenti.8 Ezt a jelölésmódot használtuk a 10. ábrán is. Uref
+ K2 -
ki
1. jelformáló T2
antikoincidencia
E + DE
3. jelfomáló T4
Uref
+ -
K1
ki
késleltetõ T1
2. jelformáló T3
E
11. ábra: Egycsatornás analizátor (differenciáldiszkriminátor, DD) blokkdiagramja A 11. ábrán az egycsatornás analizátor (differenciáldiszkriminátor, DD) blokkdiagramja látható. Az E alapszintet a Kl komparátoron az E potenciométerrel, a felsı E+∆E szintet pedig a K2 komparátoron az E+∆E potenciométerrel állítjuk be. Belátjuk, hogy a 12. ábrán látható jelsorozatból csak a “b” jel hatására jelenik meg jel az antikoincidencia egység kimenetén.
8
Ez a ∆E nem tévesztendı össze a korábban szintén ∆E-vel jelölt félértékszélességgel! 13
A E + ∆E E
a)
b)
c)
K1 kimenet
K2 kimenet
késleltetõ kimenet
T1
T1 2. jelformáló kimenet
T3 1. jelformáló kimenet
DD kimenet (számlálóra)
T
4
t
12. ábra: A differenciáldiszkriminátor folyamatábrája Az “a” jel amplitúdója nem éri el az E alapszintet, sem a K1, sem a K2 komparátor kimenetén nincs jel, így az antikoincidencia9 egység nem ad kimenı jelet. A “b” jel amplitúdója meghaladja az E értéket, de nem éri el az E+∆E szintet. Ekkor a K1 komparátor kimenı jele a T1 késleltetın keresztül indítja a 2. jelformálót, melynek T3 kimenete az antikoincidencia fokozatra kerül. (A késleltetı szükségességérıl késıbb lesz 9
Az antikoincidencia egység akkor ad kimenı jelet, ha a két bemente közül csak az egyiken van jel. Ez azt jelenti, hogy nincs kimenı jel, ha: (1) egyik bemeneten sincs jel, (2) mindkét bemeneten van jel. 14
szó.) Ugyanekkor a K2 komparátor felıl nem érkezik jel az antikoincidencia fokozatra, ennek kimenı impulzusa indítja a 3. jelformálót, melynek T4 kimenete egyben a DD uniformizált kimenı jele (számláló felé). A “c” jel amplitúdója meghaladja az E+∆E komparátoron beállított szintet. Ebben az esetben mind K1, mind a K2 komparátor kimenetén megjelenik jel, tehát az antikoincidencia egység kimenetén nem kapunk jelet, ha a két komparátor kimenı jele egyszerre érkezik. A 12. ábrán látható, hogy az E+∆E szintet a “c” jel késıbb lépi át, mint az E szintet. Emiatt az antikoincidencia egység bemenetére nem egyszerre érkezik a két komparátor jele, tehát az megszólal, viszont a DD mőködési elve ennek az ellenkezıjét kívánja. Emiatt van szükség a T1 késleltetıre: biztosítja a jelek egyidejő megérkezését.
3.2.2. Sokcsatornás analizátor A 3.2.1. részben ismertetett egycsatornás analizátor lehetıvé teszi a vizsgált részecskék energiaspektrumának a felvételére, hiszen a K1 és K2 komparátorok E, illetve E+∆E szintjeinek alkalmas megválasztásával végigvizsgálhatjuk a teljes energiaspektrumot:
elıször megmérjük az E0 és E1 = E0+∆E energiák közé esı részecskék számát, ezután megmérjük az E1 és E2 = E1+∆E energiák közé esı részecskék számát, majd az Ek és Ek+1 = Ek+∆E energiák közé esı részecskék számát, ahol k = 2, 3 és így tovább. Ez a fáradságos mérést egyetlen lépésben végzi el a sokcsatornás analizátor, amelynek a kadik csatornájában a fenti k-adik lépés eredményét, vagyis az Ek és Ek+1 = Ek+∆E energiák közé esı részecskék számát kapjuk meg. A ∆E intervallumot az analizátor csatornaszélességének nevezzük. A sokcsatornás analizátor – elvileg – elképzelhetı, mint nagy számú differenciáldiszkrinimátor sorozata. A gyakorlatban ennél lényegesen egyszerőbb elektronikus kapcsolások valósítják meg ugyanezt, de ennek részleteibe a jelen gyakorlat keretében nem megyünk bele. A korszerő analizátorok a kiértékelés számos elemét (háttérlevonás, csúcskeresés, csúcs alatti terület becslése stb.) szolgáltatják, tehát részben számítógépnek is tekinthetık. A PC-k elterjedésének korában ennek a fordítottja is megvalósult: a kereskedelemben kapható PC-khez beszerezhetı egy ún. analizátorkártya, amely a PC-t alkalmassá teszi sokcsatornás analizátor funkciójának a számítógépes szimulálására. Ennek legfontosabb eleme az analóg/dugitál konverter (ADC)10: ha érkezik egy E energiájú részecske, az ADC szerint neki megfelelı k-adik csatornában 1-gyel növekszik a beütésszám.
10
ADC = Analogue Digital Converter. Olyan elektronikus egység, amely adott E részecskeenergia számára megmondja, hogy az (E0+k∆E,E0+(k+1)∆E) intervallumok közül melyikbe esik (k = 1, 2, 3,...).Tehát az ADC bemenete E, kimenete k. 15
4. A MÉRÉSI FELADAT A jelen mérés célja az egy- és sokcsatornás analizátor használatának a gyakorlása. A maga helyén mindkét berendezés lehet indokolt. Amikor ismeretlen sugárzással van dolgunk, általában sokcsatornás analizátort használunk a spektrum általános jellemzıinek a megismerésére. Ennek jellegzetes példája az aktivációs analízis: teljesen ismeretlen összetételő anyag sugárzását mindig sokcsatornás analizátor segítségével vesszük fel. Amikor azonban az összetevıket ismerjük, és közülük csak az egyik mennyiségének a mérése fontos, általában csak a neki megfelelı energiacsúcs megfigyelésére hagyatkozunk. Ebben az esetben alkalmazunk egycsatornás analizátort – természetesen gondosan megválasztott E és E+∆E energiahatárokkal. Erre való tekintettel a jelen gyakorlat célja mindkét berendezés használatának megismerése.
4.1. Mérés α-detektorral α-szcintillációs detektorral α-spektrum felvétele.
4.2. Mérés β-detektorral β-spektrum felvéle sokcsatornás analizátorral. 4.3. Mérés egycsatornás analizátorral, γ-szcintillációs detektorral A mérendı γ-sugárzó izotópot elhelyezzük a szcintillációs detektorhoz. Az E energiát alsó szintre állítjuk, és beállítjuk a ∆E energiát. Beállítjuk a mérési idıt, és indítjuk a számlálót. A kapott eredményt kinyomtatjuk vagy leírjuk. Az E értéket ∆E-vel magasabbra állítjuk, és megismételjük az E szintnél elvégzett mérést. A szintet ∆E-lépésekben emelve a mérést többször megismételjük. Az így felvett spektrumot ábrázoljuk. Az egycsatornás amplitúdóanalizátorok között található olyan megoldás, amely az A “energiaablakot” az E-hez képest szimmetrikusan képezi: ∆E ∆E A = E − ,E+ 2 2 Ilyen differenciáldiszkriminátornál E értéke nem lehet nulla, hiszen az “ablak” az alapszint alá kerülne.
16
4.4. Mérési feladatok 4.4.1. α-spektrum felvétele Vegyük fel a 137Cs, a 60Co és a 22Na izotópok spektrumát.
5. A MÉRÉSHEZ SZÜKSÉGES ESZKÖZÖK ÉS ANYAGOK:
5.1. α-mérés - 239Pu etalon sugárforrás, - NK-350 (vagy más) mérımőszer, - szcintillációs mérıfej, α-detektorral, - sokcsatornás analizátor, - oszcilloszkóp.
5.2. β-mérés - 90Sr etalon sugárforrás, - ND-131 mérıfej plasztik szcintillátorral, - sokcsatornás analizátor, - NK-350 (vagy más) mérımőszer, - oszcilloszkóp.
5.3. γ-mérés - etalon sugárforrások, - szcintillációs mérıfej NaI(Tl) kristállyal, - egycsatornás analizátor (NK-350 vagy más), - lineáris (spektroszkópiai) erısítı, - izotóptáblázatok a γ-energiára és felezési idıre.
6. A MÉRÉS MENETE 6.1. 6.1. 6.1.
α-jel vizsgálata oszcilloszkóppal. α-spektrum felvétele sokcsatornás analizátorral. β-jel vizsgálata oszcilloszkóppal. β-spektrum felvétele sokcsatornás analizátorral. γ-jel vizsgálata oszcilloszkóppal. γ-spektrum felvétele sokcsatornás analizátorral.
7. KIÉRTÉKELÉS
A γ-spektrum kiértékelés fıbb lépései:
17
(1) Energiakalibráció, ismert γ-energiákat sugárzó etalon sugárforrások segítségével az Eg és a csatornaszám közötti függvénykapcsolat meghatározása. A gyakorlatban a mért adatpárokra elsı- vagy másodfokú függvény illesztése szokásos. Vegyük a legegyszerőbb esetet, amikor két ismert kalibráló energiánk van, E1 és E2, a hozzájuk tartozó csatornaszámok – melyek az analizátorból kiolvashatók – C1 és C2. Ekkor az energiakalibrációs egyenes meredeksége, amely az egy csatornához tartozó energiaértékét adja meg az adott beállítás mellett: m=
E 2 − E1 C2 − C1
keV . csatorna
(2) Az energiakalibráció alapján, csúcskeresés után a mért γ-spektrumban megkapjuk az egyes spektrumvonalakhoz tartozó energiát. Ha az m meredekséget a fenti lineáris képlettel becsüljük, ez az energia-meghatározás a következı összefüggés szerint történik: Ex (keV) = E1 + (Cx − C1) ⋅ m , ahol CX az ismeretlen energiájú csúcs (spektrumvonal) centroidja.11 (3) A γ-sugárzás intenzitásának meghatározása az adott spektrumvonal alatti terület kiszámítása útján lehetséges. A 13. ábra alapján a leggyakrabban alkalmazott ún. total peak area (TPA)12 számítási módszert ismertetjük, amely szerint a csúcs alatti teljes területbıl levonjuk az ábrán trapéz alakúra rajlzolt háttér alatti területet:
Xj n = ∑ Yi i=X b
X j − Xb − ⋅ Yj + Yb 2
(
)
13. ábra: A TPA módszer
11
Ha a felvett spektrumban az egyes vonalakat a 8. ábra szerinti módon, de az E energia helyett a C csatornaszám függvényében ábrázoljuk, akkor a centroid a maximumhoz tartozó csatornaszám. Ha a maximum keresését függvényillesztéssel végezzük, akkor a centroid lehet nem egész szám is. 12 Szó szerinti fordítása: teljesenergia-csúcs terület. 18
Bonyolultabb – általában számítógépi – eljárást igényel az összetett csúcsok felismerése és szétválasztása, valamint az eredmények hibájának meghatározása.
8. ELLENİRZİ KÉRDÉSEK 1. Töltéssel rendelkezı részecskék és anyag közötti kölcsönhatás. 2. γ-sugárzás és anyag közötti kölcsönhatás. 3. Szcintillációs detektor mőködése. 4. A diffferenciáldiszkriminátor felépítése, mőködése. 5. Mit értünk a detektor energiafelbontásán? 6. A teljes csúcsterület számítási módszere.
9. IRODALOM 1. Keszthelyi L.: Szcintillációs számlálók Mőszaki Könyvkiadó, Budapest 1968 2. IAEA-TECDOC-363: Selected topics in nuclear electronics IAEA, Vienna, 1986 3. P. Quittner: γ-ray Spectroscopy Akadémiai Kiadó, Budapest, 1972 4. Nagy L. Gy.: Radiokémiai és izotóptechnika Tankönyvkiadó, Budapest 1970 5. Bódizs Dénes, Gyurkócza Csaba: Egycsatornás γ-spektrometria szcintillációs detektorral Mérési útmutató, BME NTI 1993 6. W.H. Tait, Radiation Detection, Butterworths, 1980.
19
