Das Studium und die Analyse von Gammastrahlenspektren für wissenschaftliche und technische Zwecke wird wie geschrieben als Gammaspektroskopie bezeichnet , und Gammastrahlenspektrometer sind die Instrumente, die solche Daten beobachten und sammeln. Ein Gammastrahlenspektrometer (GRS) ist ein hoch entwickeltes Gerät zur Messung der Energieverteilung von Gammastrahlung. Für die Messung von Gammastrahlen über mehreren hundert keV sind zwei Detektorkategorien von großer Bedeutung, anorganische Szintillatoren wie NaI (T1) und Halbleiterdetektoren. In den vorhergehenden Artikeln haben wir die Gammaspektroskopie unter Verwendung eines Szintillationsdetektors beschrieben, der aus einem geeigneten Szintillatorkristall, einer Photovervielfacherröhre und einer Schaltung zum Messen der Höhe der vom Photovervielfacher erzeugten Impulse besteht. Die Vorteile eines Szintillationszählers sind seine Effizienz (große Größe und hohe Dichte) und die möglichen hohen Genauigkeiten und Zählraten. Aufgrund der hohen Ordnungszahl von Jod führt eine große Anzahl aller Wechselwirkungen zu einer vollständigen Absorption der Gammastrahlenenergie, so dass der Photofraktion hoch ist.
Wenn jedoch eine perfekte Energieauflösung erforderlich ist, müssen wir einen Detektor auf Germaniumbasis verwenden , beispielsweise den HPGe-Detektor . Halbleiterdetektoren auf Germaniumbasis werden am häufigsten dort eingesetzt, wo eine sehr gute Energieauflösung erforderlich ist, insbesondere für die Gammaspektroskopie sowie die Röntgenspektroskopie. In der Gammaspektroskopie wird Germanium bevorzugt, da seine Ordnungszahl viel höher als die von Silizium ist und die Wahrscheinlichkeit einer Wechselwirkung mit Gammastrahlen erhöht. Darüber hinaus hat Germanium eine niedrigere durchschnittliche Energie, die zur Erzeugung eines Elektronen-Loch-Paares erforderlich ist: 3,6 eV für Silizium und 2,9 eV für Germanium. Dies bietet letztere auch eine bessere Energieauflösung. Das FWHM (volle Breite bei halbem Maximum) für Germaniumdetektoren ist eine Funktion der Energie. Für ein 1,3-MeV-Photon beträgt die FWHM 2,1 keV, was sehr niedrig ist.
Gammaspektrumstruktur – Das Cobalt-60-Spektrum
Die Analyse von Gammaspektren ist sehr interessant, da sie eine Struktur aufweist und die Arbeiter zwischen echten zu analysierenden Impulsen und begleitenden Impulsen von verschiedenen Strahlungsquellen unterscheiden müssen. Wir zeigen die Struktur des Gammaspektrums am Beispiel von Cobalt-60, gemessen mit dem NaI (Tl) -Szintillationsdetektor und dem HPGe-Detektor. Der HPGe-Detektor ermöglicht das Trennen vieler eng beieinander liegender Gammalinien, was für die Messung von Multi-Gamma-emittierenden radioaktiven Quellen von großem Vorteil ist.
Cobalt-60 ist ein künstliches radioaktives Cobaltisotop mit einer Halbwertszeit von 5,2747 Jahren . Es wird synthetisch durch Neutronenaktivierung von Cobalt-59 in Kernreaktoren hergestellt . Cobalt-60 ist eine häufige Kalibrierungsquelle, die in vielen Labors zu finden ist. Das Gammaspektrum weist zwei signifikante Peaks auf , einen bei 1173,2 keV und einen anderen bei 1332,5 keV . Gute Szintillationsdetektoren sollten eine ausreichende Auflösung haben, um die beiden Peaks zu trennen. Bei HPGe-Detektoren sind diese Peaks perfekt voneinander getrennt.
Wie aus der Figur ersichtlich ist, gibt es zwei Gammastrahlenphotopeaks . Beide Detektoren zeigen auch Ansprechen bei den niedrigeren Energien, die durch Compton – Streuung , zwei kleinere escape Peaks bei Energien 0,511 und 1,022 MeV unterhalb des Photopeaks für die Erzeugung von Elektron-Positron – Paaren , wenn eine oder beide Annihilationsphotonen entweichen, und einem Rückstreu peak . Höhere Energien können gemessen werden, wenn zwei oder mehr Photonen fast gleichzeitig auf den Detektor treffen und als Summenpeaks mit Energien bis zum Wert von zwei oder mehr hinzugefügten Photopeaks erscheinen.
Die allgemeine Struktur des Gammastrahlenspektrums weist normalerweise die folgenden Hauptmerkmale auf :
- Photopeaks sind Peaks voller Energie, die erzeugt werden, wenn γ-Strahlen ihre volle Energie (hω-E- Bindung ) in das empfindliche Material (Szintillationskristall oder Germaniumkristall) übertragen. Dann sollte eine einzelne Delta-Funktion im Spektrum beobachtet werden. Das Cobalt-60-Spektrum enthält zwei Photopeaks, einen bei 1173,2 keV und einen bei 1332,5 keV.
- Compton Continuum . Im Kristall unterliegt ein Gammastrahl einer Reihe von Wechselwirkungen, bei Zwischenenergien dominiert jedoch die Compton-Effekt. Bei der Compton-Effekt wird das einfallende Gammastrahlenphoton um einen Winkel Θ in Bezug auf seine ursprüngliche Richtung abgelenkt. Das Photon überträgt einen Teil seiner Energie auf das Rückstoßelektron. Die auf das Rückstoßelektron übertragene Energie kann von Null bis zu einem großen Bruchteil (Maximum E) der einfallenden Gammastrahlenenergie variieren, da alle Streuwinkel möglich sind. Die Größe des Szintillationskristalls verändert das Verhältnis zwischen Photopeak und Compton-Kontinuum. Für einen unendlich großen sphärischen Detektor, der um eine Quelle zentriert ist, könnten keine Photonen entweichen und nur ein Photopeak wäre im Spektrum zu sehen. Bei sehr kleinen Detektoren ist die Wahrscheinlichkeit, dass ein Photon nach der Compton-Effekt austritt, hoch und das Compton-Kontinuum wäre im Vergleich zum Photopeak groß.
- Compton Edge . Die Compton-Kante ist ein Merkmal des Spektrographen, das sich aus der Compton-Effekt im Szintillator oder Detektor ergibt. Dieses Merkmal ist auf Photonen zurückzuführen, die eine Compton-Effekt mit einem Streuwinkel von 180 ° erfahren und dann aus dem Detektor entweichen. Wenn ein Gammastrahl vom Detektor streut und entweicht, kann nur ein Bruchteil seiner Anfangsenergie in der empfindlichen Schicht des Detektors abgelagert werden. Es hängt vom Streuwinkel des Photons ab, wie viel Energie im Detektor abgeschieden wird. Dies führt zu einem Spektrum von Energien. Die Compton-Kantenenergie entspricht einem vollständig rückgestreuten Photon . Die Zählungen zwischen der Compton-Kante und den Photopeaks werden durch mehrere Compton-Streuereignisse verursacht, bei denen gestreutes Gammaphoton aus dem empfindlichen Material austritt.
Manchmal weist die Struktur des Gammastrahlenspektrums die folgenden sekundären Merkmale auf :
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Compton-Kante von 60Co auf dem Gammaspektrometer Na (Tl). Backscatter Peak . Ein Compton-Rückstreupeak wird gefunden, wenn γ-Strahlen um den Detektor herum in das Material eintreten und zurück in den Detektor gestreut werden. Gammaphotonen können durch den Compton-Mechanismus in Abschirmungen oder umgebenden Materialien interagieren und werden aus einem Material in ein empfindliches Volumen zurückgestreut. Die maximale Photonenenergie bei dieser Wechselwirkung beträgt ~ 200 keV, unabhängig von der anfänglichen Photonenenergie. Dies führt zu einem sekundären Peak bei -200 keV.
- Röntgenpeaks . Wenn die Gammastrahlen in umgebenden Materialien (z. B. Bleiabschirmung) einen photoelektrischen Effekt erfahren, kann die ausgehende Röntgenstrahlung vom Detektor wieder erfasst werden. Dies ergibt einen charakteristischen Röntgenpeak mit einer Energie, die von dem Material abhängt, aus dem er stammt. Bei Blei liegen die charakteristischen Röntgenenergien im Bereich von 72-84 keV. Photoelektrische Absorption durch K-Schalen-Elektronen in Abschirmung, was zu einer K-Schalen-Leerstelle führt. Der K -> L-Übergang für Blei = 72 keV. Wenn diese charakteristische Röntgenstrahlung im Kristall absorbiert wird, wird ein sekundärer Peak bei 72 keV beobachtet.
- Zufallsspitze . Gleichzeitige Absorption von zwei Gammaphotonen im Kristall, was zu einem Peak mit höherer Energie als der Photopeak führt. Die Gammaphotonen können aus seriellen isomeren Übergängen (z. B. 2 keV plus 1332,5 keV bei Cobalt-60) oder gleichzeitigen Zerfällen in getrennten Radionukliden (z. B. 2 x 1173,2 keV bei Cobalt-60) resultieren.
- Vernichtungsgipfel . Für hochenergetische Gammastrahlen (größer als 1,02 MeV) ist die Erzeugung von Elektronen-Positronen-Paaren eine mögliche Wechselwirkung. Ein Positron kann sich dann jedoch im Detektor oder im umgebenden Material vernichten. Wenn beide Vernichtungsphotonen mit 0,51 MeV im Kristall absorbiert werden, kann ein sekundärer Peak von 1,02 MeV unterhalb des Photopeaks gefunden werden. Wenn ein Vernichtungsphoton absorbiert wird und das zweite den Kristall verlässt, werden 0,51 MeV aus dem Photopeak entfernt, was zu einem sekundären Peak von 0,51 MeV unter dem Photopeak führt. Die Wahrscheinlichkeit ist größer, dass ein Vernichtungsphoton absorbiert wird.
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