Detectia radiatiilor nucleare

Metodele de detectie in fizica nucleara se bazeaza pe procesele de ionizare sau excitare a atomilor la trecerea unei particule incarcate prin volumul sensibil al detectorului. O particula care trece printr-un material produce in drumul sau atomi sau molecule excitate sau ionizate, care pot fi numarate si detectate. Pentru a putea detecta particulele neutre din punct de vedere electric sau radiatiile electromagnetice (X, γ), trebuie mai intai ca ele sa interactioneze cu mediul de detectie sau cu un convertor potrivit, in scopul producerii de particule incarcate care sa ionizeze mediul.

In cazul neutronilor aceste particule incarcate secundare, energice, pot fi nucleele de recul produse prin ciocniri, sau produse de dezintegrare emise cand este captat un neutron. Radiatiile γ produc electroni secundari prin efect fotoelectric, imprastiere Compton si generare de perechi, iar prin efect fotonuclear, particule incarcate grele (de exemplu, protoni). Mediul de ionizare poate fi solid, lichid sau gazos.

Detectorii cu scintilatie fac parte din categoria detectorilor care au ca mediu sensibil o substanta aflata in stare solida si prezinta avantaje semnificative, deoarece scintilatorii se caracterizeaza printr-o eficacitate de detectie ridicata, care poate ajunge pana la 100% si o sortare a radiatiilor dupa energii.

1. Detectori cu scintilatie

Primul detector de particule α utilizat in fizica nucleara a fost un ecran de sulfura de zinc (scintilatorul) pe care particulele α produceau scanteieri (scintilatii) observate cu un microscop (spintariscopul) sau chiar cu ochiul liber. Aceasta metoda de detectie a cunoscut o dezvoltare deosebita odata cu realizarea fotomultiplicatorului care, inlocuind ochiul observatorului, transforma scintilatia luminoasa intr-un semnal electric masurabil si numarabil de o aparatura electronica adecvata. Ansamblul format din scintilator (substante fluorescente) si fotomultiplicator formeaza un detector cu scintilatie.

Scintilatorii sunt substante care sub actiunea radiatiilor nucleare emit scintilatii (fotoni) in spectrul vizibil sau ultraviolet. Substantele scintilatoare trebuie sa aiba o probabilitate mare de emisie a fotonilor si o probabilitate de absorbtie mica a fotonilor emisi. Asadar, spectrul lor de emisie trebuie sa fie deplasat fata de spectrul de absorbtie.

In substantele scintilatoare, scintilatiile (fotonii) sunt produse de particulele incarcate. In cazul neutronilor sau a radiatiilor γ scintilatiile sunt generate de ionizarile si excitarile produse in scintilator de particulele incarcate ce rezulta din interactia radiatiilor γ cu substanta scintilatoare.

Scintilatiile sunt convertite in fotoelectroni de fotocatoda fotomultiplicatorului. Fotoelectronii rezultati sunt multiplicati de sistemul de multiplicare al fotomultiplicatorului generand la iesirea acestuia semnalul electric ce urmeaza a fi analizat.

1.1. Principiul conversiei radiatiei nucleara-semnal electric

Intr-un detector cu scintilatie au loc o succesiune de procese care produc conversia energiei radiatiei nucleare in semnal electric.

Fie E energia initiala a radiatiei nucleare si F fractiunea din aceasta energie redata de radiatie scintilatorului prin interactie (particulele incarcate pot ceda toata energia lor scintilatorului, daca dimensiunile acestuia sunt convenabile). O parte din energia absorbita EF, de ordinul a catorva procente, se emite sub forma de radiatie luminoasa (scintilatie). Daca C(λ) este eficacitatea de conversie a energiei absorbite in scintilator in energie luminoasa de lungime de unda λ rezulta ca EFC(λ) reprezinta energia radiata sub forma lumina de lungime de unda λ.

O parte din aceasta energie se pierde prin absorbtia in scintilator, o parte poate parasi scintilatorul prin suprafetele marginale, o parte poate fi absorbita in materialele ce capsuleaza eventual scintilatorul etc. Daca notam cu T factorul ce tine cont de toate aceste pierderi, deci un factor de transmisie al energiei luminoase din scintilator la fotocatod, rezulta ca pe acesta va ajunge energia:

(1)

Numarul de fotoelectroni emisi la fotocatod de radiatia luminoasa de lungime de unda λ va fi:

(2)

unde S(λ) este sensibilitatea spectrala a fotocatodului. Numarul total de fotoelectroni emisi va fi:

(3)

Definim prin relatia:

(4)

cu "factorul de merit" f al fotocatodului, care exprima gradul in care sensibilitatea spectrala a fotocatodului corespunde cu intensitatea spectrala a scintilatorului. Se constanta ca f are valoarea maxima daca fotocatodul are sensibilitatea spectrala maxima, constanta, pentru orice foton de lungime de unda λ din spectrul de emisie a scintilatorului.

Numarul total de fotoelectroni devine astfel

(5)

din acest numar numai fractiunea k ajunge pe prima dinoda a sistemului de multiplicare si participa in procesul de multiplicare. Daca M este factorul de multiplicare al fotomultiplicatorului rezulta ca numarul total N_e de electroni ce ajung la anodul (iesirea) fotomultiplicatorului va fi:

(6)

De remarcat este faptul ca electronii colectati la anod au o distributie temporala conditionata atat de distributia temporala a fotonilor rezultati in scintilator cat si de fluctuatiile temporale generate de sistemul de multiplicare al fotoelectronilor.

Distributia in timp a fotonilor din scintilator depinde de timpul de formare al starilor excitate si de timpul lor mediu de viata. Deoarece timpul de formare al starilor excitate este mic (10^-9 - 10^-10s)rezulta ca emisia fotonilor in timp este definita de timpul mediu de viata τ al starilor excitate, timp ce variaza intre limitele 10^-9 - 10^-5s in functie de substanta scintilatoare folosita. Neglijand deci timpul de formare al starilor excitate rezulta ca distributia in timp a fotonilor emisi in scintilator este de forma:

(7)

unde N este numarul de fotoni emisi in unitatea de timp, iar N₀ este numarul mediu de fotoni rezultati in scintilator. Daca hν este energia medie de generare a unui foton (pentru spectrul vizibil hν3eV) atunci numarul mediu de fotoni rezultati din energia luminoasa EFC va fi :

(8)

Distributia in timp a fotoelectronilor emisi de fotocatod va respecta legea exponentiala din relatia (7). Daca neglijam fluctuatiile temporale ale sistemului de multiplicare al fotomultiplicatorului (caz ideal) rezulta ca si electronii colectati la anodul fotomultiplicatorului vor avea aceeasi distributie temporala si ca atare vor genera un curent i(t) care variaza in timp dupa legea:

in care i₀ se determina din conditia:

(10)

si deci:

(11)

in aceste relatii Q₀ reprezinta, evident, sarcina totala colectata la anodul fotomultiplicatorului si este definita astfel:

(12)

in care e este sarcina elementara.

Asadar, sistemul scintilator - fotomultiplicator poate fi privit si ca un generator de curent i(t) care variaza in timp, in cazul in care se neglijeaza fluctuatiile temporale ale procesului de multiplicare, dupa legea exponentiala expusa mai sus. Prelucrarea acestui semnal permite obtinerea de informatii referitoare la radiatia nucleara care interactioneaza cu scintilatorul.

Scintilatorii plastici

In fizica nucleara si fizica particulelor elementare scintilatorii plastici sunt probabil cel mai utilizati detectori organici. Exista o mare asemanare intre scintilatorii plastici si cei lichizi. Asa cum alchilbenzenii sunt solventii lichizi cei mai eficienti, derivatele acestor substante precum polivinilbenzenul sau poliviniltoluen sunt solventii plastici cei mai eficace. Pot lucra intr-un domeniu larg de temperatura (-200⁰C - 70⁰C) si pot lucra si in vid inaintat.

Principalele proprietati ale scintilatorilor plastici sunt:

au forme si dimensiuni variate;

au tipuri de scintilatie extrem de mici si sunt, ca urmare folositi cu precadere in masuratorile de timp. Asociati cu fotomultiplicatorii rapizi, acesti detectori au o rezolutie temporala de ordinul zecimilor de nanosecunde;

au raspuns liniar pentru electroni de energie > 0.125MeV fiind folositi in spectroscopia β. La acestea contribuie si faptul ca acesti scintilatori au o densitate mica si contin elemente cu numar atomic mic ceea ce reduce la minimum erorile datorate retroimprastierii electronilor;

proportia mare de hidrogen din scintilatorii organici face posibila detectia neutronilor rapizi prin metoda protonilor de recul. Eficacitatea de detectie a neutronilor poate fi marita si prin introducerea (dizolvarea) in scintilatorii organici a unor substante speciale ca bor, litiu, cadmiu, etc.

Unul din principalele avantaje ale utilizarii scintilatorilor plastici este datorat flexibilitatii acestora. Ei sunt produsi intro varietate de forme si marimi, de la grosimea unui film pana la dimensiunile unei caramizi, si sunt relativi ieftini. Mai mult, exista o multitudine de tipuri de materiale plastice ce ofera diverse modalitati de transmisie a luminii cu diferite viteze.

Materialele plastice sunt foarte usor de atacat cu alti solventi organici precum acetona sau alti compusi aromatici, insa prezinta rezistenta la grasime optica si alti compusi alcoolici slabi.

Spectrul de amplitudine

Daca un fascicol monoenergetic de raze gamma interactioneaza cu cristalul scintilator pulsul produs de fotomultiplicator nu a avea aceasi amplitudine, insa se va observa cu siguranta o anumita distributie in amplitudine. Forma spectrului de amplitidini poate fi inteleasa tinand seama de interactiile gamma cu cristalul scintilator.Atunci ciand pe cristalul detector cad mai multi fotoni γ de aceeasi energie, atunci practic se realizeaza toate variantele de conversie a energiei fotonilor γ in energia a fotonilor luminosi. In consecinta, numarul de fotoni luminosi(scintilatii) care reprezinta semnalul semnalul de detectie a cuantei γ difera de la o cuanta la alta. Prin urmare si semnalele electrice(impulsurile) date de fotomultiplicator la detectia cuantelor γ de aceeasi energia au amplitudinile foarte diferite, obtinandu-se un intreg spectru de amplitudini.

Figura Forma spectului de amplitidine in functie de dimensiunea cristalului.

1) Fotopicul(A).

Semnalul de amplitudine maxima dau toate cuantele care se inregistreaza in variantele cu : efect fotoelectric, efect Compton multiplu, creare de perechi cu absorbtie in cristal a ambelor cuante de anihilare. Trebuie subliniat faptul ca, datorita catacterului statistic al fenomenelor din cristal si fotomultiplicator, impulsurile provenite de la diferite cuante γ care au interactionat in una din cele trei variante sunt statistic distribuite dupa amplitudine in jurul unei valori medii care este proportionala cu energia cuantei incidente. Acesta distridutie formeaza ''picul de absorbtie maxima'' din spectrul de amplitudine sau ''fotopic''. Largimea acestui pic depinte de energia cuantelor γ si de calitatea cristalulul si fotomultiplicatorului, iar pozitia sa este proportionala cu energia.

2) Distributia Compton(B si C).

Semnalele provenite de la cuantele γ ce au interactionat cu cristalul prin efect Compton simplu(sau multiplu), cu scapare din cristal a cuantei imprastiate au amplitudinea proportionala cu energia electronilor de recul (sau ). Datorita acestei dependente de θ, aceste energii pot lua orice valori in zona (0-E_e maxim) unde:

de aici, rezulta un spectru continuu al amplitudinilor cu valori in zona(0-X_emax), cu:

Figura 3. Forma spectrului de amplitidine pentru efectul Compton

In general,imprastierea la diferite unghiuri θ nu este egal probabila, de aceea densitatea de electroni imprastiati Compton pe interval energetic variaza lent cu enrgia E_e, avind valoarea cea mai mare pentru E_emax(θ=180⁰). Este o concidenta a dependentei sectiunii de imprasiere Compton de unghiul de imprastiere, asa cum apare Klein-Nishina. Peste acesta distibutie continuua, cu aspect de palier, se profileaza uneori o serie de picuri de energie(amplitudine) mai mica decit a fotopicului.

Aceste sunt:

2) Picuri de scapare

Picurile de scapare apar cind din energia cuantei incidente, la detectie se pierde o cantitate de energie bine determinata, mereu aceesi, prin scaparea din cristal a unei radiatii secundare.

Un astfel de caz apare atunci cind se detecteaza raditii de energie mare(E γ>1,2MeV) cu cristale de dimensiuni reletiv mici: in acest caz, cuantele de anihilare pot scapa din cristal, iar semnalul de raspuns al detectorului este proportional cu energia gammei astfel:

Si aici apare imprastierea statistica a amplitudinilor in jurul unei valori medii.

4) Picurile de retroimprastiere in spectrul de amplitudini al radiatiilor γ pentru care efectul Compton are sectiune mare, apar de regula doua picuri, unul la limita maxima Compton(''cresta Compton'') si unul in zona energiilor joase. Forma acestoe picuri numai corespunde exact unei distributii statistice, intrucit depind si de conditiile concrete de masura.

Originea picului retroimprastiat rezida din fenomenul de imprastiere Compton inapoi a cuantei γ^'(90⁰<θ<180⁰). La formarea crestei Compton concura, cu ponderi variabile, mai multe efecte dintre care unul a fost deja amintit si anume o valoare dN/dE_emax mai mare in aceasta zona.

Tot in sensul formarii unui maxim in aceasta zona contribuie si efectul Compton intern in zona frontala a cristalului si in zona finala a cristalului, in special in cazul cristalelor mari. In zona fascicolul de raze γ are intensitatea I₀, iar probabilitatea de scapare a rezelor γ

imprastiare inapoi este mai mare decit pentru cele imprastiate inainte.

In zona intensitatea devine mai mica

iar probabilitatea de scapare din cristal este mai mare pentru razele γ^' imprastiatre inainte.

Din combinarea efectelor din cele doua zone rezulta ca la distributia Compton apare o anumita preponderenta a electronilor de energie maxima(θ180⁰) fata de celelalte zone energetice.

Forma distributiei Compton este influentata deci si de dimensiunile cristalului, de geometria de masura, fapt pentru care reproducerea cu o functie analitica este dificila.

Amplitudinea semnalului de raspuns este proportionala cu :

iar maximul distributiei va fi in zona valorii

Pentru a reduce, pe cit posibil, picul de retroimprastiere datorat efectului Compton extern, se evita prezenta in vecinatatea sursei si detectorului a materialelor cu Y mare, iar montura cristalelor se face din materiale cu Z mic.

5) Picuri de reze X(D).

In spectrul de amplitudine pot sa apara si distributii continue de raze X de origini diferite. Acestea sunt:

radiatia X caracteristica a nucleului fiica, care apare in urma rearanjarii electronilor in paturile atomice interne la dezintegrarea prin captura K sau conversie interna

radiatia X de fluorescenta, excitata de sursa in materialele inconjuratoare si detectate in cristalul scintilator

radiatia de frinare interna,care apare la sursele β

radiatia de frinare externa ce apare prin frinarea electronilor pe materiale exterioare sursei si in general este mai intensa decit cea interna

Radiatia caracteristica ti cea de fluorescenta au un spectru discret si dau picuri de raze X. Radiatia de frinare da un spectru care se sumeaza la distributia Compton.

6) Picuri de sumare

In cazul surselor care emit doua(sau mai multe) cuante γ in cascada, se observa, uneori, aparisia in spectrul de amplitudine a unui fotopic care corespunde unei energii egalacu suma energiilor cuantelor γ emise in cascada(E γ₁+E γ₂)

Aparitia acestui fotopic este urmarea detectiei simultane in cristal a celor doua cuante, care se succed la un interval de timp scurt, comparabil cu timpul de formare a semnalului luminos in cristal. Astfel, pulsurile luminoase provenite de la cele doua cuante nu sunt rezolvate temporal: ele se sumeaza si dau un puls rezultant cu amplitudinea proportionala cu suma energiilor celor doua cuante γ. In consecinta, pulsul de tensiuneva avea amlitudinea E γ₁+E γ₂ si va forma un fotopic, evident avind asociata si o distributie Compton care se formeaza la imprastierea Compton a razelor γ₁ si γ₂in cristal cu scaparea cuantelor imprastiate din cristal.

Din cele spuse pina aici rezulta clar ca probabilitatea de formare a picului de sumare este mai mica decit a fotoaicurilor individuale, fiind vorba de fapt de o concidenta γ-γ. Probabilitatea de realizare a concidentelor este favorabila in cazul cristalelor de dimensiuni mari si de o geometrie de masura in care unghiul solid de acces al razeleor γ in cristal este cit mai mare.