Методы дозиметрии фотонного излучения

8.2.1. Ионизационный метод дозиметрии

Ионизационный метод дозиметрии основан на измерении ионизации в газе, заполняющем детектор. Все газовые ионизационные детекторы представляют собой конденсаторы, в которых пространство между электродами заполнено каким-либо

U + - Å i (t) C R Газовый промежуток Рис. 8.1. Схема ионизационной камеры 2 · 1 · d V (t) · ·                дрейфа: отрицательные ионы движутся к положительно заряженному электроду, положительные – к отрицательно заряженному электроду, вследствие этого в цепи возникает ток, который регистрируется измерительным прибором. При более высоких значениях напряженности поля в результате вторичной ионизации

газом. В зависимости от значения и распределения напряженности электрического поля в газовом промежутке эти детекторы обладают разными свойствами. Так, при сравнительно малой напряженности электрического поля ток, протекающий в электрической цепи, не за-

 

висит от напряжения на конденсаторе и равен произведению заряда электрона на число пар ионов, которые возникают в единицу времени в объеме конденсатора. Типичный детектор такого типа – газонаполненная ионизационная камера (рис. 8.1).

В отсутствие радиоактивного источника ионизация в камере не происходит, и прибор, служащий для измерения тока, показывает ноль. Под действием ионизирующего излучения в газе камеры возникают положительные и отрицательные ионы, которые движутся хаотически. Под действием электрического поля на хаотическое движение ионов накладывается движение дрейфа: отрицательные ионы движутся к положительно заряженному электроду, положительные – к отрицательно заряженному электроду, вследствие этого в цепи возникает ток, который регистрируется измерительным прибором.

При более высоких значениях напряженности поля в результате вторичной ионизации происходит усиление первичного ионизационного эффекта. При этом ток зависит от напряжения на конденсаторе и пропорционален ионизационному эффекту, создаваемому излучением. Такие детекторы называют пропорциональными счетчиками. Наконец, при еще более высоких значениях напряженности поля в конденсаторе возникает разряд, если в объем детектора попадает заряженная частица. Такие детекторы называют газоразрядными счетчиками.

Ионизационные методы регистрации основаны на измерении заряда или тока, создаваемого заряженными частицами при прохождении в газовом промежутке конденсатора. Зависимость ионизационного тока от напряжения называют вольт-амперной характеристикой ионизационного детектора.

На рисунке 8.2 изображена вольт-амперная характеристика цилиндрического ионизационного детектора для всех режимов работы. Кривая 1 соответствует малой ионизации, про-изведенной, например, про­летевшим через газовый объем электроном, кривая 2 соответствует сравнительно большой начальной ионизации (например, при регистрации a-частиц).

lnV

В области 0 – ИК амплитуда импульса увеличивается прямо пропор­ционально приложенному напряжению.

ИК - область работы ионизационной камеры; приложенное электри­ческое поле уже достаточно, чтобы все носители заряда достигали элек­тродов и не успевали рекомбинировать друг с другом, но еще не достаточно для того, чтобы вызвать вторичную ионизацию в газе. Коэффициент газового усиления М этой области равен единице.

А U   Рис. 8.2. Зависимость амплитуды импульса от напряженности элек­трического поля в газонаполненном детекторе с цилиндри­ческой геометрией для всех режимов работы

ПС - область работы пропорционального счетчика; амплитуда им­пуль-сов тока пропорциональна первичной   ионизации,  1 < М < 10^4. ОП - область ограниченной пропорциональности; эффек-тивный коэф­фициент газового усиления за-висит от начальной ионизации: чем боль-ше начальная ионизация, тем меньше М.

0

ИК

ГМ - область работы счетчика Гейгера-Мюллера, в которой амплитуда им­пульсов тока не зависит от первичной ионизации, а зависит только от напряжения на счетчике. При возникновении в объеме счетчика хотя бы одной пары ионов создается импульс с большой амплитудой.

В дозиметрии основная задача – определение поглощенной энергии в жизненно важных тканях организма человека. Так как эффективный атомный номер этих тканей Z _эфф  7,42 близок к эффективному атомному номеру воздуха Z _эфф = 7,64, то можно определять поглощенную энергию в тканях организма человека по результатам измерения ионизации, создаваемой рассматриваемым излучением в воздухе.

Если в ионизационной камере объемом V образуется n пар ионов в единице объема в единицу времени, и все они достигают измерительных электродов, то в установившемся режиме возникает ток насыщения

,

(8.19)

где   e – заряд одного иона.

Для заполненной воздухом камеры ток насыщения i ₀ имеет простую связь с мощностью поглощенной дозы излучения :

,

(8.20)

где ρ_В – плотность воздуха в камере; w – средняя энергия ионообразования в воздухе.

Умножив обе части равенства (8.20) на время облучения t, получим

,

(8.21)

где Q ₀ – полное количество электричества, образованное в ионизационной камере за время t; D ^B– поглощенная доза излучения в воздухе.

Таким образом, ток насыщения в ионизационной камере пропорционален мощности дозы, а полное количество электричества, образованное за некоторое время, пропорционально дозе излучения за это же время.

Этим определяется дозиметрическое применение ионизационных камер.

Практическое измерение мощности поглощенной дозы фотонного излучения возможно с помощью полостных ионизационных камер, в которых газонаполненная полость окружена твердой стенкой и выполнены условия Брэгга-Грея. Для таких камер соотношение между мощностью поглощенной дозы гамма-излучения в воздухе и током насыщения равно

,

(8.22)

где − соответственно электронные коэффи-циенты передачи энергии гамма-излучения и электронные тормозные способности воздуха и материала стенки камеры; коэффициент а определяется по заряду, образующемуся в единице объема камеры при единичной мощности дозы. Для вывода формулы (8.22) использовались следующие положения: а) из соотношения Брэгга-Грея (8.1) для газовой полости (воздушной) и стенки (Z) следует, что

,

(8.23)

б) в условиях электронного равновесия интенсивности излучения I в стенке и в газовой полости будут равны. Если записать энергию, поглощенную в стенке  и энергию, поглощенную в воздушной полости то в этом случае, когда , получается соотношение

(8.24)

Чувствительность камеры по мощности дозы определяется отношением . Зависимость чувствительности от энергии регистрируемых фотонов называют ходом с жесткостью. Как следует из соотношения (8.22), ход с жесткостью определяется энергетической зависимостью отношения коэффициентов [24], т.к. w, e, V – постоянные величины, а отношение  практически не зависит от энергии фотонов.

Ход изменения отношения оказывается различным в зависимости от соотношения эффективных атомных номеров стенки ионизационной камеры и воздуха и диапазона энергий фотонного излучения   Е _γ (рис. 8.3). 

Нежелательный в дозиметрии ход с жесткостью устраняют изготовлением стенок камеры из вещества, имеющего , например, плексигласа или полистирола. В этом случае , следовательно, для камер с твердыми воздухоэквивалентными стенками в широком энергетическом диапазоне отсутствует ход с жесткостью:  

	(8.25)

   

Рис. 8.3. Энергетическая зависимость чувствительности детектора: Z – эффективный атомный номер детектора; Z ^В – эффективный атомный номер воздуха; , - массовые коэффициенты передачи энергии для вещества детектора (стенки ионизационной камеры) и воздуха соответственно

 

Недостатком описанных ионизационных камер является их низкая чувствительность. Более чувствительны конденсаторные камеры, принцип работы которых основан на разрядке емкости. Система из двух электродов, разделенных высококачественной изоляцией, заряжается внешним источником напряжения до начальной разности потенциалов U _0. В поле ионизирующего излучения разность потенциалов Δ U уменьшается вследствие осаждения на электродах ионов, образованных в газовом объеме камеры V. Соответствующее изменение разности потенциалов служит мерой дозы излучения:

,

(8.26)

где С – межэлектродная емкость; f (U) – эффективность собирания ионов в камере (в отсутствие рекомбинации ионов f (U) = 1); n – количество пар ионов, образующихся в единицу времени в единице объема камеры; е – элементарный заряд; t – время облучения.

Поскольку поглощенная доза за время облучения   D = a · n · t (а – коэффициент пропорциональности, зависящий от размерности величин), чувствительность конденсаторной камеры

.

(8.27)

Чувствительность тем выше, чем больше объем камеры и чем меньше ее электрическая емкость.

Конденсаторные камеры находят широкое применение в качестве индивидуальных дозиметров. Предварительная зарядка камер осуществляется от отдельного источника напряжения. Разность потенциалов (или накопленный заряд) после облучения измеряют либо на отдельном измерительном пульте, либо с помощью специального электрометра, вмонтированного в корпус камеры.

Одним из наиболее чувствительных детекторов в дозиметрии гамма-излучения является газоразрядный счетчик. Число разрядов n _сч в счетчике за единицу времени на единицу площади его поверхности составляет

,

(8.28)

где  φ – плотность потока фотонов; ε – эффективность счетчика.

Поскольку мощность поглощенной в воздухе дозы

(8.29)

(здесь I – интенсивность излучения; – средняя энергия гамма-квантов; – масссовый коэффициент поглощения энергии для воздуха), чувствительность счетчика по мощности дозы будет равна

.

(8.30)

Формулой (8.30) определяется ход с жесткостью газоразрядных счетчиков, который зависит от материала стенки (катода) и обычно особенно велик в низкоэнергетической области (до 0,6 МэВ). До некоторой степени ход с жесткостью можно уменьшить применением сглаживающих фильтров, однако надежнее проводить градуировку счетчиков по излучению такого спектрального состава, который близок к измеряемому.

   8.2.2. Полупроводниковый метод дозиметрии

Принцип действия полупроводниковых детекторов (ППД) в некотором смысле аналогичен принципу действия ионизационных камер, только вместо газа между электродами находится твердое вещество, в котором под действием ионизирующего излучения образуются носители заряда. Плотность вещества чувствительного объема в полупроводнике примерно на три порядка выше плотности газа в ионизационной камере, а энергия образования пары носителей на порядок ниже, что дает увеличение поглощенной энергии в единице объема полупроводника в 10⁴ раз. Высокая чувствительность при небольших размерах – основное преимущество полупроводниковых детекторов. По самому своему названию – полупроводники – это вещества, занимающие в смысле электропроводности промежуточное положение между диэлектриками и проводниками, причем с ростом температуры электропроводность полупроводника быстро увеличивается[25]. Объяснить этот эффект, а также процессы, происходящие в кристаллическом полупроводнике при облучении его ионизирующим излучением, помогает зонная теория твердых тел или, если сказать более строго, квантовая теория состояния энергетических уровней электронов в кристалле.

Кратко сущность модели зонной структуры состоит в следующем. В изолированных атомах электроны занимают дискретные энергетические уровни (K, L, M и т.д.). При объединении N атомов в кристалл последний можно трактовать как гигантскую молекулу, в которой электроны всех атомов обобществлены и которую можно рассматривать как единую квантово-механическую систему. В этой системе электроны близкорасположенных энергетических уровней можно объединить в зоны разрешенных состояний. Нижние зоны (довольно узкие) будут целиком заполнены электронами внутренних оболочек атомов. Хотя структура каждой энергетической зоны дискретна, отдельные уровни будут расположены так близко друг к другу, что всю эту область энергий можно рассматривать как практически непрерывную разрешенную энергетическую зону. Промежутки между разрешенными зонами энергетических состояний называют запрещенными зонами.

Свойства кристаллов определяются, главным образом, электронами, расположенными в верхних энергетических зонах. Последняя зона разрешенных состояний, заполненная электронами, называется валентной зоной, а первая свободная зона разрешенных состояний, в которую могут переходить электроны из валентной зоны при получении достаточной энергии, называется зоной проводимости. Для перемещения электрона из валентной зоны в зону проводимости необходимо сообщить ему энергию, равную ширине запрещенной зоны, разделяющей зону проводимости и запрещенную зону. Вещества, у которых ширина запрещенной зоны составляет ~ 3 эВ, называются полупроводниками, у диэлектриков запрещенная зона гораздо больше, у металлов запрещенная зона практически отсутствует. В металлах электроны под действием внешнего поля при любой температуре могут участвовать в проводимости. В полупроводниках (а иногда и в изоляторах) часть электронов из валентной зоны за счет тепловой энергии может переходить в зону проводимости, где  они также могут свободно перемещаться под действием внешнего поля. При абсолютном нуле полупроводники становятся изоляторами.

Под действием ионизирующего излучения электроны, находящиеся в валентной зоне кристалла-диэлектрика, переходят в зону проводимости, при этом в валентной зоне освобождается место, которое назвали «дыркой». Эта незаполненная вакансия, дырка, замещается другим электроном валентной зоны, у которого не хватает энергии для перехода в зону проводимости. Таким образом, остальные электроны в валентной зоне получают возможность перемещаться под действием электрического поля, внося вклад в ток. Вследствие этого электропроводность в полупроводнике создается не только электронами, перешедшими в зону проводимости, но и электронами в валентной зоне. Электропроводность будет тем больше, чем больше дырок в валентной зоне. Оказалось гораздо удобнее вместо движения электронов в валентной зоне рассматривать движение дырок, приписывая им положительный заряд, по величине равный заряду электрона, и эффективную массу, примерно равную массе электрона. Таким образом, носителями тока в полупроводнике являются электроны в зоне проводимости и дырки в валентной зоне.

Если полупроводником является идеальный кристалл, то плотность электронов, появившихся в зоне проводимости под действием теплового воздействия, будет равна плотности дырок в валентной зоне. Эти электроны и дырки, имеющие возможность двигаться при возникновении электрического поля, определяют собственную проводимость полупроводника. Чем больше электронов переходит из валентной зоны в зону проводимости под действием теплового воздействия, тем больше электропроводность кристалла, и тем меньше он годится к использованию в качестве детектора. Поэтому одно из самых важных свойств вещества для изготовления ППД – удельное сопротивление r, которое должно быть достаточно высоким. При комнатной температуре удельное сопротивление у германия составляет ~ 50 Ом×см, у кремния ~ 2×10⁵ Ом×см; при таких значениях для измерений при комнатной температуре пригоден только кремний, и то только для измерения высокоэнергетичных частиц. Удельное сопротивление значительно увеличится, если снизить температуру детектора. Обычно полупроводниковый детектор охлаждается жидким азотом, температура кипения которого составляет 77 К (−196 °С). Конструкция Ge(Li)-детектора представлена на рис. 8.4.

Кроме собственной существует примесная проводимость, которая обусловлена наличием примесей, всегда присутствующих в реальном полупроводнике. Примесная проводимость еще более усиливает электропроводность полупроводника, ухудшая его свойства при использовании его в качестве детектора. Если атомы примеси имеют на один валентный электрон больше, чем атомы кристалла, то этот лишний электрон приобретает возможность перемещаться по кристаллу, создавая проводимость n -типа[26].

Рис. 8.4. Конструкция Ge(Li)-детектора: 1 – кристалл Ge; 2 – хладопровод; 3 – жидкий азот; 4 – сорбционный насос

Такие примеси, имеющие лишний электрон по сравнению с кристаллом, называют донорными, а полупроводник – полупроводником с электронным типом проводимости. Для четырехвалентных Si и Ge донорными примесями будут являться пятивалентные элементы P, As, Sb. Если атомы примеси имеют на один электрон меньше, чем атомы кристалла, например, трехвалентные B, Ga, Zn, то носителями заряда уже будут дырки. Кристалл в этом случае будет обладать дырочным типом проводимости и называться кристаллом р -типа. Примеси, которые захватывают электроны, называются акцепторными.

В идеальном полупроводнике (с собственным типом проводимости) электроны не могут принимать значения энергии, находящиеся в запрещенной зоне. В примесных полупроводниках в запрещенной зоне появляются уровни, связанные с искажением электрического поля идеальной решетки, которые могут заполняться носителями зарядов. Донорные уровни в полупроводниках n -типа, содержащие «лишние» электроны, располагаются вблизи зоны проводимости – за счет теплового движения электроны с донорных уровней переходят в зону проводимости. Акцепторные уровни в полупроводниках р -типа располагаются вблизи валентной зоны – за счет теплового движения электроны из валентной зоны переходят на акцепторные уровни. Таким образом, проводимость собственных полупроводниковых детекторов обусловлена переходами электронов из валентной зоны в зону проводимости; проводимость примесных полупроводниковых детекторов n -типа обусловлена переходами электронов с донорных уровней в зону проводимости, а проводимость полупроводников р -типа − переходами электронов из валентной зоны на акцепторные уровни. На рисунке 8.5 изображена схема зонной модели энергетических уровней электронов в полупроводниковом кристалле.

 

 

Рис. 8.5. Схема зонной модели энергетических уровней электронов в полупроводниковом кристалле (ЗП – зона проводимости, ЗЗ – запрещенная зона, ВЗ – валентная зона,  − электрон; − дырка)

 

В отличие от ионизационной камеры ток через полупроводниковый детектор протекает и в отсутствие ионизирующего излучения. Наличие этого фонового тока как у собственных, так и у примесных полупроводников делает их почти непригодными для регистрации излучения. Тем не менее, можно создать условия, при которых в полупроводнике образуется область, обедненная свободными носителями – это приведет к увеличению электрического сопротивления, а, как уже говорилось, высокое удельное сопротивление материала является основным условием работы полупроводникового детектора. Тогда ионизирующая частица, проходя через этот обедненный носителями слой, будет образовывать в нем по аналогии с ионизационной камерой пары носителей заряда, в данном случае пару электрон-дырка. Под действием внешнего электрического поля носители зарядов будут достигать электродов, что создаст сигнал во внешней цепи детектора.

Создание обедненной носителями области осуществляется разными способами. Самым распространенным способом является нанесение полупроводника р -типа на поверхность полупроводника n -типа (или наоборот). В месте соприкосновения полупроводников с разными типами проводимости будет происходить диффузия носителей в сторону уменьшения их градиента концентрации, т.е. электроны из полупроводника n -типа будут двигаться в полупроводник р -типа, а дырки будут диффундировать в обратном направлении. В результате в n -слое возникнет некоторый излишек положительно заряженных донорных атомов, равный числу электронов, перешедших в р -слой, а в р -слое вблизи n -слоя – излишек акцепторных атомов с отрицательным зарядом. Таким образом, в области соединения полупроводников с разными типами проводимости образуются равные по величине, но противоположные по знаку пространственные заряды, находящиеся друг относительно друга на очень малом расстоянии[27]. Пространственные заряды, накопившиеся в области соединения полупроводников с разными типами проводимости, образуют электрическое поле, играющее роль потенциального барьера, препятствующего диффузии электронов в р -кристалл и дырок – в n -слой. При этом образуется область с малой концентрацией носителей заряда, т.е. с большим электрическим сопротивлением. Эта область полупроводника, где происходит смена типа проводимости (с электронной на дырочную или наоборот) называется областью р - n -перехода (или n - р -перехода)[28]. Эта обедненная носителями область перехода является основной рабочей областью полупроводникового детектора, ее называют чувствительной областью детектора. При отсутствии внешнего напряжения эта область очень мала (< 10^{-4 см), однако ее можно увеличить, прикладывая к переходу обратное смещение, т.е. к} n -области приложить «плюс», а к р -области – «минус». Приложенное напряжение будет способствовать удалению зарядов друг от друга - в результате чувствительный объем детектора увеличивается  (рис. 8.6).

В зависимости от способа получения р - n -перехода по-лупроводниковые детекторы подразделяются на диффузионные, поверхностно-барьер-ные и литиево-дрейфовые. Поверхностно-барьерные детекторы можно получить при обычных условиях окислением материалов n -типа, например, кремния. При изготовлении диффузионных детекторов требуются высокие температуры (до 800 ºС), что может привести к изменению физических характеристик исходных материалов. Технология изготовления литиево-дрейфовых детек- торов  основана  на напылении

Рис. 8.6. Схема полупроводникового детектора

на   р -материал  лития и последующей его диффузии при высоких  температурах.

Чтобы полупроводниковый детектор мог работать в режиме дозиметрии или спектрометрии, необходимо, чтобы выполнялись следующие условия:

- пробег заряженной частицы должен полностью укладываться в чувствительной области детектора (для косвенно ионизирующего излучения имеется в виду пробег вторичных частиц);

- заряды разного знака, созданные частицей, должны полностью собираться на электроды, чтобы электрический сигнал был пропорционален поглощенной энергии;

- флуктуации выходного сигнала должны быть минимальны, чтобы обеспечить высокую разрешающую способность по энергии (для работы спектрометра);

- для регистрации небольшого сигнала, создаваемого частицей в детекторе, необходимо, чтобы шумовой ток детектора был минимальным (при достаточно высоких напряжениях, прикладываемых к детектору, возможна утечка зарядов по поверхности кристалла).

Подобрать детектор, удовлетворяющий всем этим требованиям, достаточно трудно, однако такие полупроводники как Si и Ge неплохо соответствуют перечисленным параметрам. Так, для того, чтобы пробег частицы укладывался в чувствительном объеме детектора, необходимо выбирать материал детектора с большим атомным номером Z, особенно при регистрации высокоэнергетичных фотонов. Обычно для регистрации g-квантов используют германиевые детекторы с Z = 32 (у кремния Z = 14).

Высокая подвижность носителей электрических зарядов в ППД может обеспечить (в зависимости от размеров рабочей области и разности потенциалов на электродах детектора) времена собирания зарядов ~ 10^-6 – 10^-9 с. Это обусловливает не только высокую разрешающую способность по времени, но и хорошее быстродействие.

Число носителей зарядов, образованных в чувствительном объеме, линейно связано с энергией частицы, потерянной в детекторе. Уникальная разрешающая способность ППД обусловлена тем, что на образование носителей заряда расходуется всего 3 эВ, это существенно уменьшает относительную флуктуацию амплитуд импульсов на выходе детектора. К тому же, чем меньше энергия для образования пары зарядов, тем легче осуществить регистрацию частицы с небольшой энергией (однако в этом случае нужно обеспечить малый шумовой ток[29]).

На практике полупроводниковые детекторы используются для регистрации β-частиц в широком энергетическом диапазоне, а также в γ-спектрометрии и дозиметрии.

В γ-спектрометрии широкое распространение получили гер-маниевые литиево-дрейфовые детекторы, обладающие высоким энергетическим разрешением 0,1 – 1,0 % и высокой чувствительностью регистрации вследствие низкой энергии образования пары носителей ~ 3 эВ против ~ 300 эВ для сцинтилляционных и ~ 30 эВ для газовых детекторов. Недостаток этих детекторов – обязательное охлаждение при хранении.

В последние годы широко используются полупроводниковые детекторы из сверхчистого германия, обладающие еще лучшими спектрометрическими характеристиками. Дополни-тельное преимущество таких детекторов – возможность хранения без охлаждения. Без охлаждения также могут работать и полупроводниковые детекторы на основе GdTl и HgI₂.

Для дозиметрических целей более практичным оказался кремний. Важное достоинство кремниевых детекторов – возможность работы без охлаждения.

Использование полупроводниковых детекторов для измерения доз ограничено заметной зависимостью дозовой чувствительности от энергии излучения. Несмотря на аналогию по механизму действия с ионизационной камерой, в дозиметрическом отношении полупроводниковые детекторы, скорее, похожи на газоразрядные счетчики. Поэтому необходим тщательный анализ и поиски надежного способа компенсации энергетической зависимости чувствительности полупроводни-ковых детекторов.

   8.2.3. Сцинтилляционный метод дозиметрии

Принцип действия. Сцинтилляционный метод в настоящее время является одним из наи­более распространенных методов регистрации ионизирующих излучений. Широкое применение сцинтилляционных детекторов обусловлено прежде всего высокой эффективностью регистрации g-излучения (при определенных условиях эффективность регистрации может приближаться к 100 %), высокой вре­менной разрешающей способностью (длительность импульса 10^-9 – 10^-7 с), а также простотой аппаратуры. Устройство сцинтилляционного детектора пред­ставлено на рис. 8.7.

Сцинтиллятором называется вещество, способное испускать видимое или ультрафиолетовое излучение под действием заряженных частиц. Про­ходя через любое вещество, заряженные частицы создают вдоль своего пути возбужденные атомы, которые испускают фотоны света, но в большинстве случаев 

 фотоны поглощаются в этом же веществе вблизи места своего образо­вания, т.е. обычное вещество непрозрачно для собственного излучения. Сцинтилляторы - вещества, в которых спектр поглощения сдвинут относитель­но спектра испускания в сторону меньших длин волн. Это дает возмож­ность некоторым световым квантам выйти из сцинтиллятора и быть заре­гистрированными (т.е. сцинтиллятор прозрачен для собственного излуче­ния).

Рис. 8.7. Схема, иллюстрирующая принцип работы сцинтилляционного детектора

Энергия светового излучения сцинтиллятора в фотоэлектронных ум­ножителях (ФЭУ) преобразуется в импульсы электрического тока. Объе­динение сцинтиллятора и ФЭУ позволяет регистрировать очень короткие, очень слабые по интенсивности вспышки света.   Класс веществ, способных быть сцинтилляторами, обширен. Так, сцинтилляторами могут быть вещества в любом агрегатном состоянии - твердом, жидком, газообразном. Свойства сцинтиллятора, в основном, определяются механизмом высвечивания в нем. По своим свойствам выделяются две группы сцинтиллято-

ров: неор­ганические кристаллы и орга­нические соединения.

Неорганические сцинтилляторы - всегда кристаллы. Для объяснения процесса высвечивания неорганических сцинтилляторов привлекают зонную теорию твердых тел. Люминесценция (образование световой вспышки) в кристаллах возможна при на­личии так называемых примесных уров­ней, расположенных в запрещенной зоне. Испуска­ние света происходит при переходе электрона ( или дырки) на один из таких уровней, называемых центрами люминесценции. Для увеличения световыхода в кристаллы добавляют специальные примеси - активаторы. Это повышает плотность центров люминесценции, увеличивая тем самым вероятность захвата электронов и дырок на примесные уровни. Для кристаллов NaI и CsI лучшим активатором является таллий (Tl), для LiI – европий (Eu), для ZnS обычно применяют серебро (Ag).

Органические сцинтилляторы. Очень многие органические соеди­нения обладают сцинтиллирующими свойствами. Большая часть органических сцинтилляторов относится к группе ароматических углеводоро­дов, в состав которых входят бензольные кольца. Распространенные орга­нические сцинтилляторы - антрацен, стильбен, раствор терфенила в полистироле и др. Важное преимущество органических сцинтилляторов по сравнению с неорганическими - меньшее время высвечивания (t ~ 10^-9 - 10^-8 с). Высвечивание фотонов в органических сцинтилляторах обуслов­лено электронными переходами в возбужденных молекулах, т.е. люминес­ценция является свойством отдельной молекулы. Благодаря этому люминесцентный процесс не зависит от агрегатного состояния сцинтиллирующего вещества, поэтому возможно неограниченное увеличение объема сцинтиллятора.

Все сцинтилляторы, и органические и неорганические, должны обладать опреде­ленными свойствами, необхо­димыми с точки зрения детек­тирования излучений. Прежде всего сцинтиллятор должен обладать высокой конверсионной эффективно­стью. Конверсионная эффек­тивность h- это отношение энергии световой вспышки к энергии, поглощенной в сцинтилляторе. Конверсионная эффективность сцинтилляторов находится в диапазоне 0,02 - 0,15. В идеальном сцинтилляторе h не должна зависеть ни от природы, ни от энергии регист­рируемых частиц - в этом случае интенсивность световой вспышки будет пропорциональна только энергии, потерянной частицей в сцинтилляторе.

Не все фотоны света, возникающие в сцинтилляционном процессе, достигают фотокатода фотоумножителя. Для уменьшения потерь световых фотонов и увеличения их числа, достигающего фотокатода, обычно стараются наружную поверхность сцинтиллятора сделать такой, чтобы фотоны отражались от нее обратно в детектор, а в месте соприкосновения сцинтиллятора с баллоном ФЭУ, наоборот, обеспечивался бы оптический контакт для уменьшения внутреннего отражения. Вероятность фотону света, образованному в сцинтилляторе, попасть на фотокатод называется коэффициентом светособирания (фотосбора) g; эта вероятность зависит от поглощения световых фотонов в сцинтилляторе, упаковке кристалла, отражателе и стеклянной колбе ФЭУ. Величина g находится в пределах 0,7 – 0,8, однако при использовании однородных оптически прозрачных сцинтилляторов совместно с эффективными рефлекторами удается получить эффективность светособирания около единицы.

Для обеспечения высокой разрешающей способности по времени длительность световой вспышки должна быть малой. Время высвечивания t индивидуально для каждого типа сцинтиллятора и определяется средним временем жизни возбужденного состояния, из которого происходит испускание фотонов.

Таблица 8.1

Характеристики наиболее распространенных сцинтилляторов

Сцинтиллятор	Плотность, г/см^3	Время высвечивания τ, нс	Конверсионная эффективность	Эффективный атомный номер, Zэфф*
NaI(Tl)	3,67	230	0,1	50
Стильбен	1,16	30	0,04	5,7
* Z эфф приведен для комптоновского рассеяния

 

Детектор NaI(Tl) считается одним из самых лучших неорганических сцинтилляторов. Этот сцинтиллятор имеет самую высокую конверсионную эффективность[30] и малое по сравнению с другими неорганическими кристаллами время высвечивания. Кристаллы NaI(Tl) могут быть выращены огромных размеров (до 70 см в диаметре и такой же высоты), что позволяет регистрировать g-излучение с высокой эффективностью. В таблице 8.1 приведены характеристики наиболее распространенных сцинтилляторов – неорганического NaI(Tl) и органического стильбена.