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第5章 γ射线测量方法

发布时间:2021-01-02 15:15 作者:金宝搏

  成都理工大学核自院 主讲教师: 杨 佳 《辐射探测技术基础》课程讲授的 主要内容 ? 本课程的理论学时24学时,主要讲授内容包括: ? 放射性测量的基本知识(4学时); ? 射线学时); ? 核辐射测量单位及核辐射防护(3学时); ? 带电粒子测量方法(6学时); ? γ射线学时); ? 核辐射测量的统计误差和数据处理(4学时); 第五章 γ射线 基本问题讨论 ?射线能量与照射量率测量方法 谱数据的处理 第一节 基本问题讨论 ? 测量γ射线的什么物理量? ? 回顾第三章中的内容: ? 照射量率 C·kg-1·s-1 光子注量率(强度) 光子数/m2s ? 能量 eV、keV、MeV ? 照射量 C·kg-1 ——γ或X射线产生电离的本领而作出的一种量度: X=dQ/dm dm——某体积元的空气质量; dQ——表示在质量为dm的某一体积元内的空气中,由X射线 或γ射线释放出来的全部电子(正电子或负电子)被完全阻止 于空气中时,在空气中产生的一种符号的离子的总电荷的绝 对值; ? 照射量率 C·kg-1·s-1 ——γ或X射线产生电离的本领而作出的一种量度,单位时间内 照射量的增量,即为照射量率: ? 与能注量率ψ的关系: ? dX X? dt ? X ?? ?en e ?W 其中:ψ为光子能注量率;μen/ρ为光子在空气中的质量 吸收系数,表示能量被转移到物质中去的几率;W为平均电离 能;e为电子电荷。e ? 1.6021?10?19库仑 ? 两个重要启示: ?γ射线照射量率与单位时间内入射到该体积元内的光子数φ (光子 注量率,为单位时间内进入体积元dv中的光子数目)成正比。 ?γ射线照射量率与单位时间内空气体积元中吸收能量的大小成正比。 物理量“照射量率”实际上表征了γ射线束强度的大小。 实际上,对γ射线照射量率的测量是通过记录γ射线 在探测器中沉积的能量来实现的--仪器谱 前提条件:假定光子进入探测器是一个一个的,两个 光子之间的时间间隔应足够长,至少应大于探测器的分辨 时间或者γ射线测量仪的分辨时间。 否则:造成γ光子的漏计或累积效应。 仪器谱 ----表征“照射量率”、“能量” ?γ射线能量E(对应核素): E∝脉冲幅度V(t) ∝道址数 CH V(t) 5000mV V(t) 探 信号放大 测 滤波成形 器 2505mV 2500mV 模数 变换 E ?γ射线照射量率(源的γ 射线强度): ? X ? S特征峰面积 电源 微机控 制器 键盘 显 示 器 脉 冲 数 γ能谱(离散谱):每一道计数值(脉冲数) 代表该道中记录的光子沉积的计数个数。 1024 512 0001 道数,CH 第二节 γ射线能量与照射量率测量方法 5.2.1 γ能谱的测量原理 5.2.2 γ射线 γ射线照射量率和能量测量的一般考虑 5.2.5 γ射线通过物质时谱成分的变化 5.2.1 γ能谱的测量原理 ? γ射线与物质相互作用过程: γ射线对物质的间接电离作用两步过程 第1步 γ射线 γ射线步 产生载能次级 电子 三种相互作用方式 光电效应 康普顿效应 电子对效应 次级电子使 物质原子电离 一、γ射线仪器谱的形成机制 γ射线光子是不带电的,它通过物质时不能直接使物质产生电 离或激发。γ射线的探测主要依赖于使γ射线光子进行一次相互作 用,将全部或部分光子能量传递给吸收物质中的一个电子。该电子 的最大能量等于入射光子的能量,而且将以任何其它快电子(如β 粒子)的同一方式慢化并损失它们的能量。 因此,用于探测γ射线的探测器必须具有两个特殊的功能。 ? 首先,转换介质的作用,入射γ射线在探测器中有适当的相互 作用几率产生一个或更多的快电子; ? 第二,它对于这些次级电子来说必须起普通探测器的作用,能 够记录这些次级电子在探测器中损失的能量。 在γ射线能谱测量中有实际意义的γ射线与物质相互作用的形 式主要有三种机制:光电吸收、康普顿散射和电子对生成。 ? 对低能?射线与重物质(Z大),以发生光电效应为主; ? 对高能?射线与重物质(Z大),以发生电子对效应为主。 ? 对中等能量的?射线,在各种介质中(不论靶物质的原子序数Z大 小),以发生康普顿效应为主; ? 三种效应的截面均与物质的原子序数有关,存在下述关系: ? ph ? Z 5 ?c ? Z ?p ?Z2 可见:光电效应截面随作用物质原子序数的变化最显著。 由于优先选用的相互作用形式是光电吸收(思考:原因?), 所以,选择用于探测γ射线的探测器侧重从含有原子序数高的元素 材料中挑选。 (一)光电效应产生的仪器谱特征 光子与原子相碰撞时,光子把 全部能量传递给原子,壳层中某一 个内层电子获得动能,克服原子束 缚成为自由电子,而光子本身消失, 这种过程称为光电效应。光电效应 中发射出来的电子叫光电子。 光电吸收是使入射γ光子消失的一种相互作用。在发生作用的 位置,γ光子从吸收体原子的某电子壳层打出一个光电子。 Ee ? h? ? Bi 其中:Ee —光电子的动能;h? —入射光子的能量;Bi — 原子的第i壳层电子的结合能。 通过光电子发射最终在电子壳层中所产生的空穴,经电子重 新排布迅速被填满。在此过程中,以特征X射线的形式或以俄歇 电子的形式释放出结合能。 入射γ射线 光电子 特征X射线 俄歇电子 因此,光电吸收效应就是释放一个光电子和一个或多个低能电 子,光电子带走了γ射线的绝大部分能量,而低能电子的能量相当 于吸收了光电子原来的结合能。假如没有任何粒子从探测器逃逸, 那么所产生的这些电子的动能总和必定等于γ光子的初始能量。 如果关注初始γ射线能量的测量,那么光电吸收正是一个理想 过程。如果论述的是单能γ射线,则总的电子动能就等于入射γ射 线的能量,而且始终相同。在这些条件下,对于一组光电吸收事件 说来,带电粒子动能的曲线图是简单的δ函数,在电子总能量相当 于入射γ射线的能量处有单峰出现。 光电效应产生仪器谱示意图 (二)电子对效应产生的仪器谱特征 当能量≥1.02 MeV的 ?光子与 吸收材料的原子核作用,入射光 子转化成一对正、负电子的过程, 称为电子对效应。因为产生一正 负电子对需要2m0c2(1.02 MeV)的 能量,所以γ射线MeV才能发生此过程。若入 射γ射线能量超过了这个值,则 过剩的能量将以正负电子对均分 的动能形式出现。 电子对动能的能量分布示意图 对于常见的γ射线能量,正、负电子在把所有动能传给吸收介 质之前最多移动几毫米。由入射γ射线产生的全部(负电子和正电子) 带电粒子动能(hν- 2m0c2 )的曲线图也是个简单的δ函数,但此刻 它落在低于入射γ射线的位置上。 电子对效应之后伴随正电子湮没。 原因 正电子不稳定,以电子状态存在 的时间很短(10-10~10-7s ),它很快与物 质中的电子结合而湮没。正电子消失 时辐射出两个能量为0.511MeV(m0c2) 且方向相反的?光子。 正电子慢化和湮没所需要的时 间很短,因此,实际上湮没辐射与 初始的电子对产生是同时出现的。 如果这对湮没光子将能量全部沉淀 (消耗)在探测器中,那么电子对 效应产生的仪器谱也是一个简单的 δ函数,且落在等于入射γ射线能 电子对效应能量全部沉淀在探测器中 量的位置上(与光电效应产生的仪 的仪器谱示意图 器谱相同)。 (三)康普顿散射产生的仪器谱特征 在康普顿效应中, ?光子 与原子的核外电子发生非弹性 碰撞,一部分能量转移给电子, 使它脱离原子成为反冲电子, 而散射光子的能量和运动方向 发生变化。 原子核 入射光子 h? 电子 反冲电子 Ee Φ θ ’ 散射光子 h? 康普顿散射作用的结果是产生了一个反冲电子和散射γ光子,两 者之间的能量分配依赖于散射角θ,考虑两种极端情况: ? 散射角θ=0,反冲康普顿电子的能量很小(≈0),而散射γ射 线的能量最大,与入射γ射线的能量几乎相等; ? 散射角θ=π,即正面碰撞,入射γ射线朝它的原方向反散射, 而反冲电子却沿着入射方向反冲,反冲电子获最大能量,此时的散 射光子与反冲电电子的能量为: 反冲电子能量: 散射光子能量: 更一般的情况,所有散射角在探测器中都会出现,入射γ光子传 递给反冲电子的能量是连续的,其能量分布介于0至上述最大能量 之间。 入射光子能量与最大反冲电子能量之差为: 在入射γ射线能量很大的极限情况下,即hvmoc2,这个能量 差趋向于下式给出的常数: 对于特定的入射γ射线能量,反冲电子的能量分布都如下图所 示的一般形状: 上述分析是基于假 定与康普顿散射有关联 的电子最初是自由的或 无束缚的状态。 (散射角θ) 反冲电子的能量分布示意图 实际探测器材料在散射过程前的电子结合能在康普顿连续谱形 上会有可测到的效应,这些效应对于低能入射γ射线尤其引人注意。 它们使靠近连续谱向上的一端前沿圆曲,这样就给突然下降的那段 康普顿边缘引入了一定的斜率。这些效应常常被探测器有限的能量 分辨率所掩盖。但是,在固有分辨率高的探测器测到的能谱中就很 明显。 二、“小探测器”模型的γ射线能谱响应 ? “小”探测器: 是指探测器的体积小于初始γ射线与吸收材料相互作用所产生 的次级γ辐射的平均自由程;同时假定γ射线与探测器介质相互作用 产生的所有带电粒子(光电子、康普顿电子、正负电子对)的能量全 部沉淀在探测器中。 ? 次级γ辐射包括: ? 康普顿散射的散射γ射线; ? 正电子湮没产生的γ光子; ? 轫致辐射 因为次级γ射线的平均自由程 一般有几个厘米左右,如果探测 器的尺寸不超过1或2厘米,就算 满足‘小”的条件。 ? “小”探测器模型条件下γ射线的能谱响应曲线: ? 若入射γ射线MeV,对能谱的贡献只 有康普顿散射和光电吸收的 综合效应产生。相应于康普 顿散射电子能量的连续谱称 为康普顿连续谱,而相应于 光电子能量的窄峰称为光电 峰。对于“小”探测器,只 发生单次相互作用,而且光 电峰下的面积与康普顿连续 谱下的面积之比,和探测器 材料的光电截面与康普顿截 面之比是相等的。 ? 若入射γ射线能量足够高 (几个MeV),那么电子对生成 的效果在电子能谱中也是明显 的。对“小”探测器而言,只 有负电子和正电子的动能被积 存下来,而湮没辐射逃逸掉了, 其净效应是在低于光电峰 2m0c2(1.02MeV)的能谱位置上 叠加一个双逃逸峰。 ? “双逃逸”—指两个湮没光 子不与探测器进行相互作用就从 探测器中逃出去。 三、“大探测器”模型的γ射线能谱响应 ? “大”探测器: 指探测器的尺寸足够大,以至包括康普顿散射的散射γ射线和 湮没辐射γ光子在内的所有次级辐射都在探测器灵敏体积内发生相 互作用,而逃不出探测器的表面。 对常见的γ射线能量,这 种情况就意味着要有数十厘米 量级大的探测器,这么大的探 测器对于多数实际情况说来是 不现实的,但有助于让我们了 解如何通过增加探测器体积来 大大地简化它的γ射线响应函 数。 例如:假设初次相互作用是个康普 顿散射事件,散射γ射线随后会在探测 器内另外某个地点发生相互作用;这个 第二次相互作用也可能是一个康普顿散 射事件,在此情况下就产生一个能量更 低的散射光子。最后,将发生光电吸收 而在那里结束此历程。 在大探测器中,没有射 线从探测器逃逸出去, 净效应是在各散射点产 生康普顿电子和末端光 电子的叠加 γ光子在探测器中沉淀 全部能量所需要的时间 (ns级)γ射线能谱学的 所有探测器的固有响应 时间 大探测器产生 的脉冲是各种 单个电子响应 之总和 探测器对电 子能量的响 应是线性的 产生的脉冲幅 度正比于沿着 该历程产生的 全部电子的总 能量 不管具体历程 多么复杂,这 些电子的总能 量等于γ光子 的初始能量 探测器响应是简单的δ函 数,在电子总能量相当于 入射γ射线的能量处有单 峰出现(称为全能峰) ? 结论:假若探测器足够大,并且探测器的响应与电子的动能呈 线性关系,则所有能量相同的γ光子产生的信号脉冲是相同的,这 跟γ射线与探测器相互作用的各个历程无关。 ? “大”探测器模型条件下γ射线的能谱响应曲线: ? 全能峰与光电峰: 两者都是γ光子的能量完全沉淀 在探测器中获取的能谱峰。不同之处 在于:γ光子在探测器中多次作用才 完全沉淀能量时获取的能谱峰称为全 能峰。而光电峰是γ光子通过一次作 用(光电效应)形成的能谱峰。 四、“中等大小探测器”模型的γ射线能谱响 应 ? “中等大小”探测器: 在γ射线能谱测量中一 般采用的实际探测器的尺寸 即不“小”也不“大”。对 常用探测器的几何形状,γ 射线是从外部入射到探测器 表面,由于有些相互作用会 在接近入射表面处进行,所 以即使大体积探测器也是有 限的。因此常规探测器对γ 射线的响应兼有上述两种情 况的一些特性,以及与回收 部分的次级γ射线能量有关 的附加特性。 ? “中等大小”探测器模型条件下γ射线的能谱响应曲线: ? 低能至中能的γ射线能谱(在此 能区电子对产生并不明显)仍是由 康普顿连续谱和光电峰(全能峰) 组成。然而,由于附加的多次作 用事件投入全能峰,全能峰下的 面积与康普顿连续谱下的面积之 间的比值将远大于“小”探测器 条件下的比值。 入射γ射线能量愈低,康普顿散 射光子的平均能量和相应的平均迁 移距离也就愈小,这相当于中等尺 寸的探测器好像变大了,全能峰下 的相对面积随着入射光子能量降低 而增加。 当能量很低时(100keV),康普顿连续谱实际上可能消失了。 ? 在中能区域,多次康普顿散 射后产生的散射光子后,导致多 次反冲电子的总能量在探测器中 沉淀显然有可能大于单次散射的 最大值。因此,这些多次散射事 件可能部分地填充在康普顿边缘 和全能峰之间的空隙,并改变了 “小”探测器模型中所预计的单 次散射连续谱的形状。 ? 如果γ射线能量很高,致 使形成电子对的几率增加,响 应过程更复杂。如果一对湮没 光子逃逸而未相互作用,将产 生双逃逸峰。若一个湮没光子 逃逸而另一个完全被吸收,其 结果是在能谱上比全能峰低 m0c2(0.511MeV)的能量处出现 一个单逃逸峰。 一个或一对湮没光子在探测器介质中可以通过康普顿散射和相 继的散射光子将部分能量转变成反冲电子的能量,这些相互作用造 成另一个康普顿连续能区,而叠加在一次康普顿连续谱上。在响应 能谱曲线上,这样一些事件聚集在双逃逸峰和全能峰之间。 ? 对一种实用的γ射线探测器,预计的γ射线能谱响应将取决于探 测器的大小、形状和结构,也取决于辐照的几何条件。很难从建 立一个数学表达式(或称响应函数)来准确地描述探测器输出的 脉冲幅度与入射γ射线能量之间的关系,较准确的预测方法是蒙特 卡罗方法,可以在同样大小和结构的探测器中模拟实际发生的历 程,得出探测器对γ射线响应的能量分布。 ? γ射线能谱学中感兴趣的量: ? 光电份额:定义为光电峰(或全能峰)下的面积对整个响应 函数下的面积之比; ? 当γ射线能量很高时,单逃逸峰和双逃逸峰就成为响应函数 的十分重要的部分。 5.2.2 γ射线仪器谱的复杂化 除了γ射线与物质的光电效应、康普顿散射和电子对效应对γ能 谱的贡献形成全能峰、康普顿坪、单逃逸峰(SE)和双逃逸峰(DE)等 之外,γ能谱的形成过程中还伴随着其它的作用过程,它们影响γ谱 形,使谱线复杂化。 一、累计效应 ? 含义: 指入射γ光子在探测介质中通过多次相互作用所引起的γ光子的 能量完全吸收(沉淀在探测器中)。 ? 累计效应的体现: ? 使本来是属于康普顿坪中的脉冲转到全能峰中去; ? 对形成电子对效应而言,本属于单逃逸峰或双逃逸峰的脉冲数转 到全能峰中去; ? 累计效应的结果: 峰总比(R):全能峰内的脉 ? 相对地提高了全能峰中的脉冲数; 冲数与全谱下的脉冲数之比。 ? 峰总比要比假设没有累计效应时的峰总比高。 ? 发生累计效应的相关因素: ? 累计效应是否容易发生与射线能量、晶体材料,晶体大小和形 状有关。 ? 当射线能量低时以及当晶体尺寸增大,晶体直径与长度之比接 近于1时,累计效应更易发生。 ? 随着γ能量增加,峰总比总是减小的;当晶体尺寸增大时,峰 总比总是增大的。 ? NaI(Tl)晶体—峰总比为1/4~1/2;Ge(Li)探测器—峰总比为几十 分之一。(原因:组成元素的原子序数低于NaI(Tl) ,体积较小, 康普顿散射作用较强,散射光子容易逃逸,累计效应较少发生) 二、和峰效应 ? 含义: 在γ能谱测量中,两个(或更多)γ光子同时被探测器晶体吸收 产生幅度更大的脉冲,该脉冲幅度所对应的能量为两个(或更多) 光子能量之和。 ? 实例: 60Co的γ仪器谱 ? 60Co核素一次核衰变 放出的两个级联γ光子 (能量分别为1.17MeV和 1.33MeV),有可能同时 被晶体吸收。这时探测 器不是输出两个分开的 脉冲,而是输出一个脉 冲,其幅度对应的能量 为2.5MeV 。 ? 放射源的 级联辐射中 有一种γ光 子伴随内转 换现象,则 还有特征X 射线发生。 这时有两个 和峰产生, 一个是两个 γ光子的和 峰,另一个 是一个γ光 子和一个X 射线Te(碲)的γ仪器谱 三、特征X射线逃逸 ? γ能谱中产生特征X射线逃逸峰的原因: 当γ光子在晶体中发生光电效应时,原子的相应壳层上将留一 空位。当外层电子补入时,会有特征X射线或俄歇电子发出。若光 电效应在靠近晶体表面处产生,则该特征X射线有可能逸出,使晶 体内沉淀的能量比入射光子能量小,其差为特征X射线的能量。在γ 能谱上将出现特征X射线的逃逸峰。 ? 用NaI(Tl)闪烁计数器 谱仪测得的71mSe(硒) 的能谱,在光电峰左侧 相距28keV处的一个小峰 就是碘的特征X射线mSe的γ仪器谱 在NaI(Tl)探测器中,一般在大于170keV以上,随着γ光子能量 增加,特征X射线逃逸峰就逐渐消失。原因:1、较高能量的γ射线 将进入晶体内部较深,所放出的28keV的X射线、由 于峰的半宽度随着能量增加而增加,碘逃逸峰和全能峰在谱上不易 分开所致。 四、边缘效应 ? 含义及产生原因: γ光子转移给次级电子的动能在一般情况下都被晶体所吸收。但 若次级电子产生在靠近晶体边缘处,它可能逸出晶体以致将部分动 能损失在晶体外,所引起的脉冲幅度也要相应地减小,这种影响称 为边缘效应。 对高能γ射线,由于次级电子的能量较高,因而其射程较长, 边缘效应的影响更显著。 ? 边缘效应的结果: 边缘效应将引起康普顿连续谱形状向幅度偏低的方向畸变。由 于光电峰也因此而失去某些事件,所以与电子泄漏并不严重的情况 相比,光电份额也将要减少。 5.2.3 干扰辐射的影响 γ射线谱还受到来自探测器外的一些干扰辐射的影响,使谱形 进一步复杂化。 一、特征X射线峰 ? 许多放射源本身 有特征X射线放出, 它们在能谱上形成特 征X射线Cs的 γ谱上,最左边有一 个32keV的特征X射 线mBa的K层特征X射 线。 典型的闪烁探测器测量的137Cs的γ射线谱线 ? X射线也可以是γ射线和周围介质的原子发生光电效应引起的。 在低能γ或X射线强度测量中,这种辐射不容忽略。 例如,γ射线在屏蔽层铅中作用引起Pb的88keV的X射线。 二、散射辐射和反散射峰 ? 散射辐射产生的原因及结果: 原因:γ射线在源衬托物上、探头外壳上(包括封装晶体的外壳 和光电倍增管的光阴极玻璃) 以及在周围屏蔽物质上都可发生散射, 产生散射辐射。 结果:它们进入晶体被吸收会使康普顿坪区的计数增加。 ? 反散射峰的产生: 在康普顿坪上200keV左右的位置能经常看到一个小的突起,它 是反散射光子造成的,称反散射峰。由于反散射光子的能量随入射 光子能量变化不大,反散射峰通常在200keV左右。 三、湮没辐射峰 对较高能量的γ射线来说,当它 在周围物质材料中通过电子对效应 产生正电子湮没时,放出的两个 0.511MeVγ光子可能有一个进入晶 体,这样就会产生一个能量为 0.511MeV的光电峰及相应的康普顿 坪。这个光电峰称为湮没辐射峰。 湮没辐射的存在还可能造成一个680keV的假峰。这是一个湮 没光子和另一个湮没光子的反散射光子(511keV+~200keV)的符 合和峰。 四、轫致辐射的影响 ? 韧致辐射产生的原因: γ射线常伴随β衰变放出,而β射线在物质中被阻止时会产生轫 致辐射。轫致辐射的能量是连续分布的。它也会影响γ射线能谱, 特别是当放射源的β射线强、能量高而γ射线较弱时,轫致辐射的影 响就更为严重。 9lY(钇)放出的 1.19MeV的γ射线%,而β射线%, 在它的γ谱的康普顿坪 区可以明显地看到轫致 辐射的干扰。 91Y的γ射线能谱 ? 减少韧致辐射的措施: ? 防止β射线进入探测器:在源前放置一块由低Z材料(Be、A1、 乙聚烯,厚度为500~1500mg/cm3)构成的β吸收片(原因:在原子 序数Z大的材料中,轫致辐射更容易发生)。 ? 此外,源衬托及支架等也要用低Z材料做成。 ? 结论:测量一个核素的γ能谱,所得到的谱形与很多因素有关, 归纳起来有: 1)γ射线的能量和分支比(对不同能量的γ射线,γ能谱具有不同特征) ; 2)放射源的辐射性质(是否有特征X射线、β射线放出,是否有级联γ辐射 等);3)探测器物理性质(包括探测器类型、晶体大小和形状、能量分辨率 等);4)实验条件和环境布置(如周围物质,屏蔽材料、源距、计数率高低 等)。 5.2.4 γ射线照射量率和能量测量的一般考虑 一、 γ射线谱仪的主要性能指标 (一)能量分辨率 能量分辨率是表征γ射线谱仪对能量相近的γ射线分辨本领的重 要参量,可用全能峰的半高宽度FWHM(Full Width of Half Maximum))或相对半高宽度(%)来表示。 ? 半高宽(FWHM):ΔE 常用于分辨率较高的探测器, 如半导体探测器 ? 相对半高宽(%): FWHM ?100%(即 ?E ?100%) E0 E0 常用于分辨率较低的探测器, 如NaI(Tl)探测器 ? 对NaI(Tl)谱仪,通常给出的是对137Cs的662keV全能峰的相对 半高宽度,目前一般水平为主8%左右,好的可达6 ~7%。 ? 对Ge(Li)谱仪,分辨率常用对60Co的1.33MeV全能峰的半高宽 度表示,典型数据是:FWHM=1.9keV,好的已达1.3keV。 任何γ谱仪的能量分 辨率与γ射线能量有关。 几种γ谱仪的能量分辨率比较 (二)探测效率 这个指标关系到γ射线测量中所花费时间和所必需的最低源强。 NaI(Tl)由于它的密度 大和组成元素的原子序数高, 其体积也可以做得很大,因 而这种谱仪的探测效率明显 地优于Ge(Li)。 76×76mm (3英寸×3英寸)的Nal(Tl)晶 体,它的探测效率也比54cm3 的Ge(Li)高一个量级左右。 几种γ射线谱仪的探测效率比较( 括号内数字为相对立体角) (三)峰总比和峰康比 峰总比(R):全能峰面积与全谱面积的比值。 为了提高峰内计数, 通常总是希望峰总比大。 影响峰总比的因素很多, 如射线能量、晶体大小、 射线束是否准直以及晶 体包装材料和厚度等。 在晶体尺寸相同条件下, 比较峰总比大小可说明 对散射射线的干扰是否 排除得好。 峰总比难于精确测定,测量与峰总比有直接关系的另一指标— 峰康比。 峰康比:指全能峰中心道最大计数与康普顿坪内平均计数之比。 峰康比的意义: 说明了若一个峰落 在另一个谱线的康 普顿坪上,该峰是 否能清晰地表现出 来,即存在高能强 峰时探测低能弱峰 的能力。 一台谱仪的峰康比是由分辨率和峰总比共同决定的。 (四)能量线性 ? 影响能量线性的因素: ? 一方面取决于探测器本身的输出脉冲幅度与吸收粒子能量是否 线性; ? 另一方面取决于谱仪电子线路单元对脉冲的线性放大与处理。 ? 典型γ能谱仪的能量线性: ? Ge(Li)谱仪:由于平均电离能与粒子能量无关,因此Ge(Li)谱 仪的线keV范围内,线keV,它主要由仪器线路(ADC模拟数字转换器)决定。 ? NaI(Tl)谱仪:由于NaI(Tl)晶体本身在低能部分的线性不够好, 因此它的线keV处线keV。 (五)计数率效应和数据积累速度 ? 计数率效应: 谱仪在高计数率下使用时,由于脉冲的堆积效应以及电子学线 路的基线漂移等原因,它的分辨率要变坏,峰位要漂移,峰形也发 生畸变。因此使用谱仪时,计数率不能太高。 ? 改进措施: 从电子学线路上改进脉冲成形、增加反堆积线路,采用直流 耦合或加直流恢复器可以提高计数率上限。近年来,采用高速模 -数转换器与高速缓存器、数字信号处理(DSP)技术相结合,开 发的数字化谱仪,基本解决了实际应用中的计数率效应问题,其 计数率上限可达5×106cps。 (六)稳定性 稳定性是衡量γ射线谱仪的能量分辨率、探测效率等性能指标 和峰位置有无改变的技术参数。影响仪器稳定性的因素既可来自探 头方面,也可来自仪器电子线路方面。对NaI(Tl)探头来说,主要有 三个因素: 1)光电倍增管的增益的变化; 2)温度影响; 3)光电倍增管增益受高压漂移而变化。 (七)本底 谱仪的本底主要取决于晶体大小和屏蔽好坏。 残存本底的相当一部分来自晶体、光电倍增管的玻璃材料和铅 屏蔽材料中的杂质放射性。它们是属于天然钾的40K(1.46MeV)以及 属于钍、镭系的一些放射性同位素。 二、测量条件的选择(P165,自学) 三、能量刻度 ? 含义: 确定射线能量E与谱仪道址CH(峰位)之间的对应关系(E-CH) ? 方法: 在谱仪所确定的使用条件下(包括谱仪的组成元件和使用参数, 如高压、放大倍数,时间常数等),利用已知能量的γ放射源(或称 刻度源)测出对应能量的峰位,然后作出能量和峰位(道址)的关系 曲线或者数学表达式。又称能量标定或能量校准。 ? 步骤: 1、确定刻度曲线(E和CH之间的数学表达式) 从理论上讲,E∝脉冲幅度V(t) ∝道址数 CH,因此E与CH满 足正比关系: E=K×CH。 但实际上存在非线性原因:包括 探测器固有、电荷饱和、吸收散射、 电子学线路噪声等。因此用 E=a×CH+b来表达E与CH之间的关系, 其中a和b为刻度系数。在理想状态下, b=0。 非线性关系 峰位-偏压曲线、选择一组不同能量范围(高能、中能、低能范围)的标准 源(刻度源)用以确定参数a和b。 ? 注意: 能量刻度是在一定的测量条件下进行的,样品测量时也应 保持测量条件一致。 每当测量条件有较大变化时,应重新进行刻度。使用过程 中也应定期校核。 ? 线性能量刻度实例: 如:选用137Cs的 0.661MeV、60Co的1.17MeV、 1.33MeV作为3个能量值E0 、 E1、 E2,从谱仪测量得到的 γ能谱中找到对应的道址 CH0 、CH1、 CH2,从而确 定参数a和b,得到刻度曲线。 ?tip: 道 可在Excel环境中进行刻度 曲线的拟合,很方便求出参数 址 CH (U) a和b及刻度曲线的表达式。 射线 γ射线通过物质时谱成分的变化 一、单能γ射线束通过物质时谱成分的变化 (一)谱成分变化规律 1、康普顿散射使射线能量减低,光电效应使射线减少,通过 物质后射线、吸收介质厚度增加,多次康普顿 散射比例增大,到一定吸收层厚度时,散 射射线成为谱主要成分; 右图是入射光子与l、2、3、4 次散射 光子相对照射量率与吸收介质厚度关系曲 线。这是一组理论研究曲线,其假定条件 为,起始光子的能量为3MeV,吸收介质 是轻物质,康-吴效应是γ射线衰减的唯一 过程而忽略了光电效应和电子对效应。 右图的横坐标是以平均射程l为单 位的吸收层厚度。纵坐标是散射光子 与起始光子的相对照射量率。 一次散射光子随吸收屏厚度增加 而增长的很快。当吸收层厚度为3l 时, 一次散射光子照射量率趋极大值。吸 收层厚度为5l 时,一次散射光子与起 始光子相对照射量率相等。以后随吸 收层厚度增加而逐渐减弱,但一次散 射光子的相对照射量率总大于起始光 子。 2、3、4 次散射光子的相对照射量率,随厚度增加而一直增加。 起始光子随厚度增加,相对照射置率逐渐减小,散射光子的相对照 射量率却随厚度增加而增加,所以,吸收屏到一定厚度时,起始光 子照射量率减弱到很小,各次散射光子却成为主要成分。 3、随吸收介质厚度增加,由于多次康普顿散射比例增大,射 线向低能方向聚集。 (二)谱平衡 讨论一个单能量γ射线点源通过不同厚度砂介质后,谱成分变 化的实例。 用放射源51Cr,放出能 量为323keV的单能γ射线Cr 与探测器间 的距离(即吸收介质厚度) 为5cm、35cm、45cm、 60cm、70cm、80cm(相当 于0.83l、5.83l、7.49l、10.0l、 11.7l 和13.3l,l为平均射 程)。实验结果如右图所示。 吸收厚度为5cm(0.83l) 的曲线keV 的 光电峰。在205keV 处有一个 峰,该峰相当于一次散射射 线keV 的峰是次级散射 造成的。 当吸收厚度增大,大 于5 l后,散射成分变软, 向低能方向聚集, 在 50keV 上形成相对照射量 率很大的峰,而起始光子 占比例很小。 对比吸收厚度大于5.83l(相当于35cm)的几条曲线可以看到, 吸收层厚度增加,射线谱形状没有明显区别。 ? 谱平衡: (γ)射线通过吸收物 质时,当吸收层大于一定 厚度后,射线组分聚集在 低能区,射线各能量之间 的相对组分基本保持不变, 达到谱平衡。 达到“谱平衡”时,不 论起始光子能量大小,射线 谱的形状是一样的。散射成 分能量变软,都向低能方向 聚集,在某一低能区出现谱 峰。吸收介质不同,峰值对 应能量也不同。 二、复杂γ射线通过物质时谱成分的变化 放射性矿石就是一个具有多组能量的复杂γ射线源。 复杂γ射线通过物质时,低能量的γ射线因发生光电效应而很快 被吸收,使低能量组分相对减少,高能量组分相对提高,而康-吴 效应产生的次级散射射线,又提高了谱成分的低能组份。 这两种效应多次作用的综合结果,使吸收介质达到一定厚度后, 谱成分保持一定,达到“谱平衡”。 右图是点状镭源的γ 射线通过水泥吸收屏时谱 成分的变化。实线是没有 吸收屏时的仪器谱。镭源 是有多组能量的复杂γ射 线cm 水泥屏时, 低能段(0~400keV)谱线 已发生很大变化,次级散 射射线keV 聚集的 趋势已显示,在高能段 (400keV)仍可见到 609keV和1120keV等几组 能量的峰。 当水泥屏厚度大于45cm 后,谱线成分基本保持不变, 起始能量较高的几组γ射线, 经过多次散射,也都向 100keV 方向聚集,致使谱成 分相对组分不变而达到“谱 平衡”。 “谱平衡”后,吸收系 数不再变化。 由此可见,不论单能射线 还是复杂组分的γ射线通过轻 物质,吸收屏达到一定厚度后, 都会出现“谱平衡”。 第三节 谱数据处理简介 ? 谱数据处理的任务: 对γ能谱进行定性分析(确定能谱中获取的各种γ射线对应 的核素或元素)和定量分析(确定核素的活度或元素的含量)。 ? 谱数据处理涉及的主要内容: ? 谱光滑 ? 寻峰 ? 核素识别 ? 特征峰面积计算 (确定对应γ射线照射量率,即源的γ射线强度) ? 含量计算 本节结束 谢 谢! 思考题: 1、请阐述仪器谱如何表征伽玛射线的“能量”和“照射量率”? 2、试画出137Cs伽玛射线源在NaI(Tl)闪烁体作为探测器对应的 仪器谱,并解释各谱峰的形成机理。 3、试绘出2.62MeVγ射线在闪烁体中产生的能谱响应曲线,并 进行相应说明。 4、请简述在γ能谱的形成过程中, 除了γ射线与物质的光电效 应、康普顿散射和电子对效应对γ能谱的贡献形成全能峰、康普顿 坪、单逃逸峰和双逃逸峰等之外,还伴随着哪些其它的作用过程和 干扰辐射的影响,使得γ谱线、说明γ射线的能量分辨率的含义、常用表达方式。 6、简述如何对γ谱仪进行能量刻度? 7、简述γ射线束通过物质时谱成分的变化规律。说明谱平衡的 含义。 1、请阐述仪器谱如何表征伽玛射线的“能量”和“照射量率”? 入射γ光子与探测器物质作用,将能量全部沉积在探测器中, γ谱仪将γ光子的能量转换成与之成正比的电压脉冲信号,并通过 模数转换成与电压幅度对应的数字信号,存储到对应的道址中。因 此,在探测时间内,γ谱仪所记录的每一道计数值值(脉冲数)代 表该道中记录的光子沉积的计数个数。可见: ? γ射线能量E(对应核素): E∝脉冲幅度V(t) ∝道址数 CH,即γ射线的能量用仪器谱的道址 来表征。 ? γ射线照射量率(源的γ射线强度): ? X ? S特征峰面积 ,即γ射线的照射量率用仪器谱中的对应特征峰面积 来表征。 2、试画出137Cs伽玛射线源在NaI(Tl)闪烁体作为探测器对应 的仪器谱,并解释各谱峰的形成机理。 答:一个典型的NaI(T1)谱仪测到的137Cs 源的0.662MeVγ能谱。如右图所示,谱线上有三 个峰和一个平台。最右边的峰A称为全能峰。这 一脉冲幅度直接反映入射γ射线的能量。这一 峰中包含光电效应及多次效应的贡献。 平台状曲线B就是康普顿散射效应的贡献,它 的特征是散射光子逃逸后留下一个能量从0到 E? /(1 ? 1/ 4E? ) 的连续的电子谱。 峰C是反散射峰。当γ射线射向闪烁体时,总有一部分γ射线没有被闪烁体吸 收而逸出。当它与闪烁体周围的物质发生康普顿效应时,反散射光子返回闪烁体, 通过光电效应被记录,这就构成反散射峰。当然,在放射源衬底材料中,以及探 头的屏蔽材料中产生的反散射光子同样有可能对反散射峰作出贡献。反散射光子 能量总是在184keV左右,因此在能谱图上较易识别。 峰D是X射线Ba的K层特征X射线MeV激发态,在放出内转换电子后,造成K空位,外层电子跃迁后 产生此X光子。 3、试绘出2.62MeVγ射线在闪烁体中产生的能谱响应曲线,并 进行相应说明。 答:典型的闪烁探测器谱仪测到的 2.62MeVγ能谱如右图所示,最右边的是全 能峰,这一脉冲幅度直接反映入射γ射线的 能量。全能峰中包含光电效应及多次效应的 贡献。 平台状曲线就是康普顿散射效应的贡献, 它的特征是散射光子逃逸后留下一个能量从 0到 E? /(1 ? 1/ 4的E?连) 续的电子谱。 多次康普顿散射事件导致多次反冲电子的总能量在探测器中沉淀的能量大于 单次散射的最大值,这些多次散射事件可能部分地填充在康普顿边缘和全能峰之 间的空隙。 当入射γ光子与探测器发生电子对效应时,如果一对湮没光子逃逸而未相互 作用,将在能谱上比全能峰低2 m0c2(1.02MeV)的能量处产生双逃逸峰。若一个 湮没光子逃逸而另一个完全被吸收,其结果是在能谱上比全能峰低m0c2的能量处 出现一个单逃逸峰。 一个或一对湮没光子在探测器介质中可以通过康普顿散射和相继的散射光子 将部分能量转变成反冲电子的能量,这些相互作用造成另一个康普顿连续能区, 而叠加在一次康普顿连续谱上。在响应能谱曲线上,这样一些事件聚集在双逃逸 峰和全能峰之间。 4、请简述在γ能谱的形成过程中, 除了γ射线与物质的光电效 应、康普顿散射和电子对效应对γ能谱的贡献形成全能峰、康普顿 坪、单逃逸峰和双逃逸峰等之外,还伴随着哪些其它的作用过程和 干扰辐射的影响,使得γ谱线复杂化? 答:其它作用过程主要包括: 1、累计效应:入射γ光子在探测介质中通过多次相互作用所引起的γ光子的 能量完全吸收(沉淀在探测器中),会相对地提高了全能峰中的脉冲数; 2、和峰效应:两个(或更多)γ光子同时被探测器晶体吸收产生幅度更大的 脉冲,该脉冲幅度所对应的能量为两个(或更多)光子能量之和。 3、特征X射线逃逸:当γ光子在晶体中发生光电效应时,原子的相应壳层上 将留一空位。当外层电子补入时,会有特征X射线或俄歇电子发出。若光电效应 在靠近晶体表面处产生,则该特征X射线有可能逸出,使晶体内沉淀的能量比入 射光子能量小,其差为特征X射线的能量。在γ能谱上将出现特征X射线、边缘效应:γ光子转移给次级电子的动能在一般情况下都被晶体所吸收。 但若次级电子产生在靠近晶体边缘处,它可能逸出晶体以致将部分动能损失在晶 体外,所引起的脉冲幅度也要相应地减小,这种影响称为边缘效应。 干扰辐射的影响主要包括: 1、特征X射线:许多放射源本身有特征X射线放出,X射线也可以是γ射线 和周围介质的原子发生光电效应引起的。它们在能谱上形成特征X射线峰。在低 能γ或X射线强度测量中,这种辐射不容忽略。 2、散射辐射和反散射峰:射线在源衬托物上、探头外壳上以及在周围屏蔽 物质上都可发生散射,产生散射辐射。它们进入晶体被吸收会使康普顿坪区的计 数增加。在康普顿坪上200keV左右的位置能经常看到一个小的突起,它是反散 射光子造成的,称反散射峰。由于反散射光子的能量随入射光子能量变化不大, 反散射峰通常在200keV左右。 3、湮没辐射峰:对较高能量的γ射线来说,当它在周围物质材料中通过电 子对效应产生正电子湮没时,放出的两个0.511MeVγ光子可能有一个进入晶体, 这样就会产生一个能量为0.511MeV的光电峰及相应的康普顿坪。这个光电峰称 为湮没辐射峰。 4、韧致辐射的影响:γ射线常伴随β衰变放出,而β射线在物质中被阻止时 会产生轫致辐射。轫致辐射的能量是连续分布的。它也会影响γ射线能谱,特别 是当放射源的β射线强、能量高而γ射线较弱时,轫致辐射的影响就更为严重。 5、说明γ射线的能量分辨率的含义、常用表达方式。 答:能量分辨率是表征γ射线谱仪对能量相近的γ射线分辨本领的重要参量, 可用全能峰的半高宽度FWHM(Full Width of Half Maximum))或相对半高宽 度(%)来表示。 ? 半高宽(FWHM):ΔE 常用于分辨率较高的探测器,如半 导体探测器 ? 相对半高宽(%): FWHM ?100%(即 ?E ?100%) E0 E0 常用于分辨率较低的探测器,如 NaI(Tl)探测器 6、简述如何对γ谱仪进行能量刻度? 答:步骤如下: 1、确定刻度曲线(E和CH之间的数学表达式) 从理论上讲,E∝脉冲幅度V(t) ∝道址数 CH,因此E与CH满足正比关系: E=K×CH。但实际上存在非线性原因,因此用E=a×CH+b来表达E与CH之间的 关系,其中a和b为刻度系数。 2、选择一组不同能量范围(高能、中能、低能范围)的标准源(刻度源) 用以确定参数a和b。 如:选用高能、中能、低能范围的3个伽玛射线,从谱仪 测量得到的γ能谱中找到对应的道址CH0 、CH1、 CH2,从而确定参数a和b,得 到刻度曲线、简述γ射线束通过物质时谱成分的变化规律。说明谱平衡的 含义。 答:变化规律如下: 1、康普顿散射使射线能量减低,光电效应使射线减少,通过物质后射线、吸收介质厚度增加,多次康普顿散射比例增大,到一定吸收层厚度时, 散射射线、随吸收介质厚度增加,由于多次康普顿散射比例增大,射线向低能方向 聚集。 ? 谱平衡: (γ)射线通过吸收物质时,当吸收层大于一定厚度后,射线组分聚集在低 能区,射线各能量之间的相对组分基本保持不变,达到谱平衡。 达到“谱平衡”时,不论起始光子能量大小,射线谱的形状是一样的。散射 成分能量变软,都向低能方向聚集,在某一低能区出现谱峰。吸收介质不同,峰 值对应能量也不同。


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