Az előadás letöltése folymat van. Kérjük, várjon

Az előadás letöltése folymat van. Kérjük, várjon

Nukleáris képalkotás 2. hét Sugárzásdetektorok Gáztöltésű detektorok Ionizációs kamra Proporcionális számláló GM cső Szilárdtest detektorok Fotoemulzió.

Hasonló előadás


Az előadások a következő témára: "Nukleáris képalkotás 2. hét Sugárzásdetektorok Gáztöltésű detektorok Ionizációs kamra Proporcionális számláló GM cső Szilárdtest detektorok Fotoemulzió."— Előadás másolata:

1 Nukleáris képalkotás 2. hét Sugárzásdetektorok Gáztöltésű detektorok Ionizációs kamra Proporcionális számláló GM cső Szilárdtest detektorok Fotoemulzió Szcintillátorok Fotondetektorok Félvezető detektorok

2 A nukleáris detektálás hőskora Fotoemulzió Elektroszkóp Becquerel, 1899 Becquerel, M. Curie, ~1900 Nobel díj 1903 egyedi részecskék pályájának rögzítése „integrális” dózis mérése ma is használjuk mindkét módszert a személyi dozimetriában ! töltő rúd szigetelő „aranyfüst” lemez ionizáció ?!

3 A nukleáris detektálás kezdete SzpintariszkópRutherford kísérlet Crookes, egyedi részecskék vizuális megfigyelése

4 A nukleáris detektálás kezdete Geiger-Müller számláló, 1908 v ? Gyors egymásutánban érkező sok részecske megszámlálása (akár hallható módon is)

5 Radioaktív sugárzások kölcsönhatása az anyaggal IONIZÁCIÓ – elektront távolít el az atom elektronhéjáról A töltött részecskék kölcsönhatásai : ATOMI GERJESZTÉS – egy mélyebben kötött elektront magasabb állapotba emel A gamma sugárzás kölcsönhatásai: IONIZÁCIÓ – elektront távolít el az atom elektronhéjáról, vagy e¯- e+ párt kelt egy atom közelében SZÓRÓDÁS – elektront távolít el az atom elektronhéjáról, vagy gerjeszt, vagy semmit sem csinál vele. A szórt gamma elölről kezdheti Energikus elektronok minden folyamat legvégén !!

6 A szilárd testek szerkezete Ha pl. termikus gerjesztés nem akadályozza, akkor atomok, molekulák nagy számosságú együttesére nézve létezik energetikailag kedvező, térben periódikus, ún. kristályrácsba történő elrendezés. Az már a részecskék tulajdonságaitól függ, hogy milyen kristályszerkezet az optimális számukra.

7 A periodikus kristályrács hatása a kötött elektronok energiáira Minden egyes atomi elektron energaszintje annyi, egymáshoz közeli értékre hasad fel, ahány atomot helyezünk egymás közelébe, egymástól azonos, periodikus rendbe. A új energiaszintek pontos értéke az atomi távolság függvénye. A valóságban az az elrendezés stabil, tehát az valósul meg, amelyben a rendszer összenergiája minimális lesz (az ábrán r 0 ). Makroszkopikus anyagdarabban az energiaszintek óriási száma miatt energiasávokról beszélhetünk. Az atommaghoz közeli belső sávok szélessége jelentéktelen, a külsőké viszont jelentős. 2 atom6 atom nagyon sok atom

8 Nemlokalizált vegyértékelektronok (a kristályon belül el tudnak mozdulni) Lokalizált belső héj („törzs”) elektronok (helyhez vannak kötve) Üresen maradt elektron szintek Szilárdtest Atom Molekula Közeli atomok hatása az elektronok energiaszintjére: potenciálgödör modell megközelítés Szilárdtest Zéró energiaszint Atom Molekula

9 Energiasávok kialakulása szilárdtestekben 1/(Atomok közötti távolság) Izolált nátrium atomok Nátrium fém Elektron-energia Zérus energia szint M-héj L-héj K-héj

10 Energiasávok kialakulása, a szilárdtestek osztályozása a legfelső energiasávok alapján Zéró energiaszint Fémek Félvezetők Szigetelők áramot vezetik áramot nem (nagyon) vezetik Vezetési Sáv (üres vagy részben betöltött) Tiltott sáv (itt nem lehet elektron) Vegyérték Sáv (részben vagy teljesen betöltött)

11 Energikus elektronok keltette belső héj ionizációt és/vagy gerjesztést követő folyamatok láncolata a belső héjaktól a legkülső sávokig: addig tart, míg az elektronhiányok a legfelső kötött állapotokig nem jutnak 1. Ionizáció ( fotoelektron emisszió) 1. Gerjesztés 2-3. Auger elektron emisszió 1. Gerjesztés 2-3. Karakterisztikus röntgen emisszió Belső elektronhéjak Vezetési sáv vagy Vegyérték sáv

12 Elektronállapotok a sugárzás elnyelését követően T=0 K hőmérsékleten Kváziszabad (nem lokalizált) elektronok keletkeztek a vezetési és kváziszabad lyukak a vegyérték- sávban: az anyagon belül mozoghatnak, abból ki nem léphetnek (negatív az energiájuk !). A belső héjak elektronjai viszont lokalizáltak, az atommagjukhoz kötöttek ! Mivel a keltett elektron-lyuk (e-h) párok száma kapcsolatos a sugárzás energiájával, az alapvető feladat ezen töltéshordozók összegyűjtése, az e-h párok „megszámlálása”. Zéró energiaszint Vezetési sáv Tiltott sáv Vegyérték sáv Fémek Félvezetők Szigetelők elektronok -- lyukak +

13 A hőmérséklet hatása a sávok betöltöttségére A hőmérséklet, azaz az egy elektronra jutó átlagos energia növelésével egyre nő annak a valószínűsége, hogy a tiltott sávot átugorva, a vegyértéksávból a vezetési sávba elektronok jussanak. Tehát nemcsak radioaktív sugárzás, hanem termikus gerjesztés is hozhat létre elektron-lyuk párokat ! Ez zavarja a detektor mérési pontosságát. Ezért célszerü, vagy egyenesen szükséges a detektorokat hűteni: minél kisebb a tiltott sáv szélessége, annál inkább ! Si Abszolút zéró hőmérséklet Szobahő- mérséklet Fermi féle elektronállapot eloszlás

14 Vezetési mechanizmus az egyes energia-sávokban Elektronok Lyukak Lyuk elmozdulás Elektronok mozgása

15 Elektron-lyuk párok keltése szilárdtestekben A tapasztalat szerint a keltett e-h párok átlagos száma, n egyenesen arányos a sugárzás energiájával: n = E / є, ahol, є ≈ 2.8 E g eV az egy e-h pár keltéséhez szükséges átlagos energia és E g a tiltott sáv szélessége. A keltett e-h párok számának ingadozása (szórása): ∆n = √(F n), ahol 0 ≤ F ≤ 1 az ún. Fano faktor. ∆n szabja meg az adott detektoranyaggal elvileg elérhető energiamérési pontosságot Tiltott sáv szélessége E g (eV) Párkeltési energia є (eV) Az ionizáció mértéke a sugárzás fajtájától független !

16 A fotografikus detektálás magyarázata Fény vagy radioaktív sugárzás hatására az AgBr szemcsékben e-h párok keletkeznek. Ezek vagy rekombinálódnak vagy csapdákba befogódnak. Ha egy mozgékony Ag + ion egy betöltött e-csapdához ér, az őt neutrális fém Ag atommá redukálja. Ezt egy h-csapda még vissza tudja alakítani, de ha legalább kettő Ag atom találkozik, azok már stabil képződményt alkotnak. Ez az ún. latens kép. Ez sokáig tárolható. Híváskor a megfelelő kémiai reagens ezekben a gócokban indítja be további Ag atomok kiválását. Ezt a folyamatot a fixálás állítja le és rögzíti a végleges képet. Jelenlegi ismereteink szerint az ezüstbromid egyedülállóan alkalmas fotográfiai célra.

17 Ion-elektron párok keltése gázokban є Gázokban a sugárzás elnyelését követő folyamatok végén egyenlő számú szabad elektront és a legkülső elektronhéjukon ionizált gázatomokat, röviden ionokat kapunk. A keltett ion-elektron párok száma itt is arányos az energiával, de amint a kísérleti adatokból látható, gázokban a párkeltési energia kb. tízszer nagyobb, mint szigetelőkben és félvezetőkben ( magyarán: a várható energiamérési pontosság kb. háromszor rosszabb lesz, mint szilárdtest detektorokban ), és ez kb. 2-szer akkora, mint a legkülső héj ionizációs energiája.

18 A gáztöltésű detektorok működési elve -- + Anód U Katód Szét kell választani és össze kell gyűjteni a töltéseket (elektronokat és gázionokat) mielőtt egymással rekombinálódnának semleges gázatomokká. Elektroszkóp magyarázata Ehhez elegendően nagy elektromos térerősségre E = U / W van szükség, ui. a sebességek a térerősséggel arányosak: V i,e = μ i,e E, ahol μ i,e a megfelelő mozgékonyságokat jelenti.

19 Áram- és töltésjel kialakulása homogén elektromos térben i i,e (t) = q v i,e (t)/w Q i,e (t) = ∫ i i,e (t) dt Q (  ) = Q i + Q e = = q (w-x)/w + q x/w = = q Mivel mindig van valamilyen, nem a sugárzástól származó zavaró háttéráram i z, a detektálhatóság alapfeltétele, hogy ennek fluktuációja ∆ i z legyen sokkal kisebb mint maga a jeláram i j : ∆ i z < < i j i(t) Q(t) ion elektron összeg t t x/v e (W-x)/v i q QiQeQiQe elektron -q +q ion x w-x A résztöltések a megtett úttal arányosak, a teljes töltés azonos a keltett töltéssel.

20 Gáztöltésű detektorok lehetséges üzemmódjai Alkalmazott feszültség kb. 0 – 5000 V Begyüjtött töltések száma Rekombinációs tartomány Ionizációs kamra tartomány Lineáris sokszorozási (proporcionális számláló) tartomány Nemlineáris sokszorozási tartomány Geiger-Müller tartomány Folytonos kisülési tartomány Energiával arányos energiától független nagyságú jelek

21

22 Proporciomális számláló és GM cső Egy lehetséges sokszorozási folyamat, amelyet egy Compton esemény indított el Anód Katód (fal) Gázátáramlásos vékony ablakos prop számláló GM-cső - +

23 Modern gáztöltésű számlálók

24 Félvezető detektorok: jobb detektálási hatásfok Foton (röntgen, gamma) energia (keV) Elnyelési mélység 1/ μ (mm) A gázokénál lényegesen nagyobb atomsűrűségük és nagyobb elektronsűrűségük (nagyobb rendszám) miatt a szilárdtestek sokkal hatékonyabban nyelik el a sugárzást, mint a gázok. Ezért belőlük kisebb térfogatú, mégis jó hatásfokú detektorok készíthetők.

25 Félvezetők választéka detektor céljára

26

27 A számításba vett félvezetők jelentős hányada, az elegendően nagy tiltott sáv szélessége miatt még szobahőmérsékleten is csak kevés szabad töltéshordozót tartalmaz, azaz nagy az elektromos ellenállása (r i ). Ezért ezekből az anyagokból a gáztöltésű detektorokhoz hasonlóan két elektróda segítségével szilárdtest ionizációs kamrát készíthetünk. Kár, hogy ezek az anyagok általában nem eléggé jó minőségűek: bennük a rekombináció sokkal nagyobb, mint Si és Ge-ban. Utóbbiakból viszont nem készíthető ilyen egyszerűen detektor. Lásd később ! є

28 CdZnTe homogén detektor gamma sugárzás mérésére A két anód együttes spektruma A két anód különbségi spektruma fotocsúcs nincs fotocsúcs

29 Félvezető detektorok jeleinek feldolgozása Detektor előerősítőfőerősítő sokcsatornás analizátor detektor előerősítő főerősítő sokcsatornás analizátor spektrum

30 Töltéshordozók keltése és rekombinációja félvezetőkben Ellentett folyamatokról van szó: energiaelnyelés a félvezetőben e-h (elektron-lyuk) párt kelt. Ha ezek egymással reagálva megsemmisülnek (az elektron visszaugrik a vezetési sávból a vegyértékbe), akkor a keltéshez szükségessel megegyező nagyságú energia szabadul fel hő vagy fény kibocsátása közben. A gáztöltésű detektorokhoz hasonlóan itt is az a cél, hogy kellően nagy elektromos tér alkalmazásával, a rekombinációt megakadályozandó, a töltéseket minél gyorsabban előbb szétválasszuk, aztán a megfelelő elektródokhoz tereljük, azaz minél kisebb veszteséggel tudjuk őket összegyűjteni. Gerjesztés: energiaközlés hatására elektron-lyuk pár jön létre Rekombináció: miközben egy elektron egy lyukkal egyesülve megsemmisítik egymást, energia szabadul fel

31 Spektrum, sokcsatornás analizátor (MCA), félértékszélesség (fwhm), impulzusgenerátor (pulser), stb. (részletesebben lásd a tankönyvben, Bódizs D.)

32 Fotonok és töltött részecskék Si és Ge-ban A mikroelektronikában játszott fontosságuknál fogva a Si és Ge rendkívül jó minőségben állítható elő. Töltött részecskékre a Si hatásfoka (elnyelése) alig rosszabb, mint a Ge-é. Ugyanakkor az elektromágneses sugárzások közül a Si főleg a kisebb energiás röntgen, míg a Ge a nagyobb energiás gamma sugárzások detektálására alkalmasabb.

33 Elemi félvezetők a periódusos rendszer IV. oszlopából A kristályrácsbeli atomtávolságok különbözősége következtében a gyémánt szigetelő, a szilícium és germánium félvezetők, míg az ón fém. A Si és még inkább a Ge, nem csak szobahőmérsékleten, de még -200 C hőmérsékleten is túl sok szabad töltéshordozót tartalmaz. Ezért speciális struktúra kialakítása szükséges ahhoz, hogy belőlük tényleg olyan kiváló detektort lehessen készíteni, amilyet ezek a kitűnő minőségű félvezetők elvileg megengednek.A következő néhány ábra arról szól hogyan lehet a zajáram még nagy feszültség mellett is kicsiny. 0.7 eV

34 Szilícium és germánium atom és kristály A 4 külső vegyértékelektron kovalens kötése tartja össze a kristályt

35 3 és 5 vegyértékű szennyezők a Si és Ge egykristályban Bór SzilíciumAntimon

36 3 és 5 vegyértékű szennyezők a Si és Ge egykristályban + - Az antimon (Sb) az ötödik fölös elektronját „beadja a közösbe”. Ezért az Sb-t elektron donornak, az általa szennyezett Si-ot (vagy Ge-ot) negatív-, azaz n- típusúnak nevezzük. A bórnak ugyanakkor szüksége van egy elektronra a közösből a meglévő háromhoz a vegyértékkötéshez. Az elektronfelvétel miatt a B-t akceptornak, az általa szennyezett Si-ot (vagy Ge-ot) pozitív-, azaz p-típusúnak nevezzük. A szennyezetlen félvezetőt intrinsic- (valódi), azaz i-típusúnak nevezzük.

37 Donor- és akceptor-szintek a tiltott sávban A szennyezők hatására a 4-vegyértékű félvezető tiltott sávjában extra energia- szintek jelennek meg. A donor szintek a vezetési-, az akceptor-szintek a vegyértéksáv közelében helyezkednek el. Ezért termikus gerjesztés hatására előbbiek könnyen adnak elektront a vezetési sávba, míg utóbbiak elektront felvéve lyukakat hoznak létre a vegyértéksávban. A szennyezők által keltett töltéshordozók hozzáadódnak a szennyezetlen (intrinsic-, azaz i-típusú) félvezetőben a teljes tiltott sávon át történő, tehát sokkal kevésbé valószínű gerjesztéssel keltett, ezért kevés számú töltéshordozóhoz. Így a korábban azonos számú elektron és lyuk helyett az N-típusúban az elektronok, a P-típusúban a lyukak lesznek túlsúlyban. Vezetési sáv Vegyérték sáv

38 Félvezető p-n átmenet P és N-típusú félvezetőket kontaktusba hozva az előbbiből az ott többségben lévő lyukak, míg az utóbbiból elektronok fognak az ellenkező típusú térrészbe áramolni. Ez a folyamat töltetlen részecskék esetén addig tartana, míg koncentrációjuk ki nem egyenlítődne. Itt viszont, mivel az elektronok és lyukak egymást megsemmisítik, csak addig tart, míg a megsemmisítés után a P-részben visszamaradó negatív töltésű akceptorionok (amelyek nem tudnak elmozdulni, hiszen a kristályrácsban rögzítettek), illetve az N-részben visszamaradó pozitív töltésű donorionok (szintén rögzítettek) által kialakuló elektromos erőtér le nem állítja a folyamatot. Végeredményben a határfelületen egy mozgékony (azaz szabad) töltéshordozóktól mentes, vagyis elektromosan szigetelő tartomány, az ún. kiürített réteg jön létre ! Pontosan erre van szükségünk a detektáláshoz. Kiürített réteg

39 P-N átmenet elektromos karakterisztikája Záró irány Nyitó irány A záróirányú áram (amely a detektálás szempontjá- ból zajáram) nagyon kicsiny és alig függ a feszültségtől egészen az ún. letörési feszültségig. Ennek értéke egyes detektoroknál több száz, esetleg ezer Volt is lehet A nyitóirányú áram az ún. nyitó- feszültség (kb. 0.6 V Si esetén) fölött rendkívül gyorsan, exponenciálisan nő. Áram Feszültség Záró Nyitó Záróirány szélesíti, nyitó keskenyíti a kiürített réteget ! A p-n átmenet tehát egyenirányító tulajdonságú: egyik irányban vezeti az áramot, a másikban nem (alig). Detektorként történő alkalmazásra természetesen a nemvezető, záró irány a megfelelő.

40 Töltés-, térerő- és potenciál-viszonyok záróirányú p-n átmenetben Jó hatásfokú detektáláshoz vastag kiürített tartományra van szükségünk, ráadásul erős elektromos térrel. Mivel a kiüritett réteg vastagsága az alkalmazott záróirányú feszültséggel (négyzetgyökösen) nő, hasonlóképpen térerősség is, ugyanakkor a zajáram általában sokkal lassabban, így mindenképpen a lehető legnagyobb záróirányú feszültség alkalmazása az ideális megoldás nukleáris detektálás céljára. Tértöltés Kiürített tartomány Elektromos térerősség Elektromos potenciál P N +Q - Q

41 Hasznos formulák Si detektorokra

42 P-N és P-I-N diódák (detektorok) Egy p és egy n típusú tartományból álló rétegszerkezetet az elektronikában p-n diódának neveznek. Szokásos rajzszimbóluma itt látható → Egy p-n átmenet szélessége ahol k egy arányossági tényező, U a zárófeszültség, N pedig a szennyező- koncentráció. Mivel a maximálisan alkalmazható feszültségnek gyakorlati korlátai vannak, ezért w elsősorban N csökkentésével, azaz a lehető legtisztább félvezető alkalmazásával növelhető. Egy ilyen, közel i-típusú réteget beiktatva egy p-n átmenet közé, kapjuk a p-i-n diódát. A pn és pin diódaszerkezetek töltés és térerősség viszonyait a túloldali ábra mutatja. Látható, hogy a pin dióda a széles kiürített tartomány mellett közel homogén térerősség eloszlást biztosít. Ezen kívül egyéb, itt nem részletezendő előnyös tulajdonságokkal is bír.

43 Gyakorlati Si detektorok P-n Si detektorok vékony kiürített réteggel töltöttrészecskék detektálására. A részecskék viszonylag nagy energiája következtében nagy jeleket szolgáltat, így nem feltétlenül szükséges a zajáramot hűtéssel csökkenteni. Tipikusan a p-réteg nagyon vékony, ezért az a belépő ablak. szennyezőit az alábbi reakció szerint semlegesítik: (B - + e + ) +(Li + + e - ) = (B - Li + ) Mivel a keletkezett (B - Li + ) komplex szobahőmérsékleten nem stabil, ezért állandó folyékony nitrogénes (- 200 C) hűtést igényelnek. A szükséges igen jó energiafelbontás érdekében mérés közben amúgy is hűteni kellene őket. A képen látható tartályok a nitrogén tárolására szolgálnak. Maga a detektor egy vákuumkamrában (vékony függőleges vagy ferde csövek végén a képen) van elhelyezve, melybe a sugárzás igen vékony ablakon át lép be. Ún. Si(Li) p-i-n detektorok kisenergiájú röntgenfotonok mérésére. Vastag (2-6 mm), közel i-típusú rétegüket ún. lítium-ion drifteléssel állítják elő: p-típusú Si bór

44 Si(Li) detektor belső felépítése Ultra kis zajú hűtött bemeneti erősítő Ultra vékony Berillium vákuum-ablak Si(Li) detektor kristály Vörösréz hűtőrúd vákuum-ablakok hűtött bemeneti erősítő külső erősítő Si(Li) detektor

45 Si(Li) detektor hatásfokát meghatározó tényezők Egy detektor hatásfokát (többek között) definiálhatjuk úgy, hogy az őt „megcélzó” sugárzási kvantumoknak hány százalékát érzékeli ténylegesen. Ennek elsősorban röntgen és gamma sugárzás esetén van jelentősége, ui. esetükben csökken a számuk anyagon való áthaladás közben. Alacsony energiákon, ahol ez a csökkenés különösen jelentős, a detektor elötti bármely anyag, pl. levegő, vákuumablak, detektor kontaktus, csökkenti a hatásfokot. Nagy energiákon viszont jelentősen lecsökken a gyengülési (elnyelési) tényező μ, ezért a fotonok kölcsönhatás nélkül áthatolnak detektoron, ezáltal szintén hatásfok csökkenést okozva.

46 Si(Li) detektor szerkezete, működési elve

47 Félvezető detektorok energiafelbontó képessége Elektronikus zaj-járulék Egy nukleáris detektor energiafelbontó képességét adott energián az ennek megfelelő spektrális csúcs FWHM félértékszélességével jellemezzük. Ezt alapvetően egyrészt a detektorban a sugárzás által keltett töltések statisztikus ingadozása (lásd Fano faktor, az ábrán lila vonallal jelölve ez a járulék), másrészt a detektor jeleinek erősítését végző elektronika zaja határozza meg. A két folyamat függetlensége miatt a hatások négyzetesen összegződnek. Az ábra hűtött Si detektorra vonatkozik, ahol є = 3.9 eV és F ≈ 0.1. Megj.: rossz detektor alapanyag esetén, ha nagy a begyűjtés során a töltésveszteség, ennek szórása is figyelembe veendő.

48 A röntgensugárzás eredete Fékezési RTG-sugázás: folytonos energiaeloszlás Karakterisztikus RTG-sugárzás: diszkrét energiaértékek ~ E 1/2

49 Csúcsminőségű Si(Li) detektorral mért röntgen-spektrum Mn K α Mn Kβ Megállapodás szerint Si(Li) detektorok energiafelbontó képességét a Fe-55 izotópnak elektronbefogással Mn-55 izotóppá történő bomlása közben kibocsátott Mn karakterisztikus röntgen vonalai közül az 5.9 keV energiájú MnK α vonalra szokás specifikálni. Az ábra szerint FWHM = 128 eV, ebből 42 eV az elektronika járuléka. Ebből visszaszámolva magának a detektornak a járuléka (128 2 – 42 2 ) 1/2 = 121 eV.

50 Röntgenfluoreszcencia analízis Egy atom valamelyik belső energiahéjáról el tudunk távolítani egy elektront (ionizáljuk az atomot) gamma- vagy röntgensugárzással és töltött részecskékkel (pl. elektronokkal, protonokkal, stb.). Az elektronhiány külsőbb elektron általi betöltésekor karakterisztikus rtg-sugárzás keletkezik. Ennek energiáját megmérve, a kibocsátó atom beazonosítható. Komplex mintát gerjesztve, a mért rtg-spektrumból nemcsak a mintát alkotó elemek, hanem azok %-os összetétele is meghatározható. Ez a röntgenfluoreszcencia analízis.

51 Könnyű elemek karakterisztikus RTG-vonalai Si(Li) detektorral mérve Ehhez hasonló spektrumokat csak a legjobb Si(Li) detektorokkal lehetséges felvenni. A legkisebb rendszámú elemek kivételével az egész periódusos rendszer vonalai mérhetőek. 110 eV 525 eV 277 eV

52 Modern termoelektromos hűtésű Si röntgen-detektorok Legújabban kifejlesztettek olyan, nem Li-ion driftelt, tehát szobahőmérsékleten is tárolható szilícium detektortípusokat, amelyek csak a működésük időtartama alatt igényelnek hűtést. A korszerű mikroelektronikai technológiának köszönhetően a szükséges üzemi hőmérséklet mindössze – 20 ÷ C, amely egyszerű és olcsó termoelektromos (Peltier) hűtéssel biztosítható. Az egyik ilyen detektortípus az ún. Si-PIN, amely valójában egy egyszerű p-i-n dióda, míg a másik az SDD (Silicon Drift Detector) egy meglehetősen bonyolult felépítésű eszköz.

53 PIN detektor AMPTEK (USA) -30 o C, 150 eV, 3000 USD SDD KETEK (Germany.) -30 o C, 125 eV, EU Modern termoelektromos hűtésű Si röntgen-detektorok

54 A hűtés fontossága modern Si detektorok esetére

55 Modern termoelektromos hűtésű Si röntgen-detektorok alkalmazása röntgenflureszcencia analitikai anyagvizsgálatokra (példák) műkincsek vizsgálata űrkutatás Mars-járó Lupa Capitolina

56 Folyékony nitrogén hűtésű germánium detektorok A Si detektorokkal ellentétben Ge esetében nemcsak Li-ion kompenzációval, hanem direkt tisztítással is készíthető olyan % tisztaságú (ún. HP Ge, High Purity) egykristály, amelyből néhány cm vastagságú kiürített réteg elérésére alkalmas detektor készíthető. Az érzékeny térfogat növelhető, ha a hagyományos plánparallel (planar) geometria helyett ún. koaxiális vagy „kút” (well) geometriát alkalmazunk (lásd következő ábra). A szükséges hűtést rendszerint folyékony nitrogén biztosítja. A Ge detektor kristály egy vákuumkamrában van elhelyezve, mivel a detektor igen tiszta, nagy vákuumot igényel.

57 Különböző Ge-detektor geometriák és tipikus alkalmazási energiatartományaik

58 Különböző geometriájú Ge detektorok relatív hatásfok görbéi Az as években a magfizikában standard detektornak számítottak a 3 inch átmérőjű és 3 inch magas (3” x 3”) hengeres NaI (nátriumjodid) szcintillációs detektorok (lásd később). Történeti okokból a Ge gamma detektorok hatásfokát a mai napig is általában egy ilyen NaI detektornak a hatásfokához viszonyított %-os értékkel kifejezve szokás megadni.

59 Általánosan használt germánium detektorok folyékony nitrogénes hűtéssel

60 Germánium gamma detektorok energiafelbontó képessége Germánium detektorok energiafelbontó képessége természetesen ugyanolyan törvényszerűségek szerint viselkedik, mint a szilícium detektoroké, azzal a különbséggel, hogy Ge esetén є = 2.9 eV, míg F ≈ 0.1 azonos. Itt azt illusztráljuk a rádium-226 izotóp 8k csatornás gamma spektrumán keresztül, hogy valójában mire képesek és így milyen hasznosak a Ge detektorok.

61 Hogyan néz ki egy monoenergiás (egyetlen energiát kibocsátó) forrás spektruma? lehetséges kölcsönhatások energia spektrum A teljes energiának megfelelő csúcsot természetesen akkor kapjuk, ha a gamma foton a teljes energiáját leadja a detektorban. Ez akkor teljesül, ha a kölcsönhatás végén az összes részecske és foton bent marad a detektorban, azaz az ő további kölcsönhatásaikban keletkező összes újabb foton és részecske is bent marad. Diszkrét energiával rendelkező foton ( pl. 511 keV) vagy részecske (pl. fotoelektron) kiszökése esetén karakterisztikus veszteségi csúcsokat kapunk, minden más esetben viszont a nullától a gamma foton energiájáig terjedő folytonos eloszlást.

62 Hogyan függ a gamma spektrum alakja a detektor méretétől? nagyon nagy detektor közepes méretű detektor kicsi detektor Nagyon nagy detektor belsejében elnyelt gamma foton, bármilyen kölcsönhatások sorozata játszódott is le, a teljes energia leadás miatt egyetlen (teljes energiás vagy ún. foto-) csúcsot eredményez. Nagyon kis detektor esetén a fotocsúcs kicsiny lesz, mert a Compton szóródásokban szórt fotonok kiszökése miatt a meglökött elektronoktól eredő ún. Compton kontinuum lesz a domináns. Közepes méretű detektorokban többszörös Compton szóródások is előfordulhatnak, komplikálva ezzel a kapott spektrumot.

63 Legújabb germánium gamma-detektor termoelektromos hűtéssel

64 Helyzetérzékeny félvezető detektorok helyzetérzékeny detektálás elvegyakorlati megvalósítás (Ge) Ha egy planparallel detektor kiolvasó oldali elektródáját n x m négyzetre vagy mindkét oldali elektródáját egymásra merőleges módon n ill. m csíkra osztjuk (szegmentáljuk) és mindkét estben minden szegmenshez kiolvasó elektronikát csatlakoztatunk (előbbi esetben n·m, utóbbiban n+m darab szükséges), akkor a detektorban elnyelt sugárzás által leadott energia térbeli eloszlását is meg tudjuk határozni. Ez egyszerűsítve azt jelenti, hogy meg tudjuk mondani, hol történt a kölcsönhatás. Több ilyen detektorból álló rendszerrel nagy áthatolóképességű sugárzások pályáját tudjuk rekonstruálni.

65 Félvezető és szupravezető detektorok Tiltott sáv szélessége (eV) Elvi energiafelbontó képesség 6 keV-nél (eV) szupravezetők félvezetők Félvezető detektorok jeleit elektron-lyuk párok adják, energiafelbontó képességüket pedig a párkeltési energia szabja meg, amely eV nagyságrendű. Szupravezetőkben analóg módon kelthetők ún. kvázirészecskék, melyek keltési energiája meV nagyságrendű. Azaz, ezekből készített detektorokkal elvileg (1000) 1/2 ≈ 30-szor jobb energiafelbontás érhető el. Ilyen detektorok fejlesztésén kb. 20 éve dolgoznak, több- kevesebb sikerrel, de mindenképpen nagy áldozatok árán. Pl. 0,01 K körüli hőmérséklet szükséges. A felbontóképesség még nem éri el az elvi határt, de mindenképpen figyelemreméltó a javulás.

66 Egy alacsonyhőmérsékletű detektor (mikrokaloriméter) és egy Si(Li) detektor összehasonlátása

67 Szcintillációs detektorok bejövő sugárzás ELEKTRON SZCINTILLÁTOR FOTOKATÓD SOKSZOROZÓ szcintillációs elektromos fotonok (fény) elektronokjel FOTOELEKTRONSOKSZOROZÓ (PMT) Egyes szigetelőkristályok (esetleg folyadékok vagy gázok) radioaktív sugárzás hatására fény felvillanással reagálnak. Ilyen pl. a szpintariszkópban alaklmazott ZnS. Ez a piciny felvillanás jó esetben szabad szemmel éppen érzékelhető. A fény intenzitása (a kibocsátott fotonok száma) valójában arányos az elnyelt energiával. Ez azonban csak érzékeny fénydetektorok- kal határozható meg. Rendkívüli érzékenységű eszköz erre a célra az ún.fotoelektronsokszo- rozó. Ez áll egy fotokatódból, amely a fény hatására fotoelektronokat bocsát ki. Ezeket a közös vákuumtérben elhelyezett elektronsokszorozó mérhető elektromos impulzussá erősíti. A teljes detektálási folyamatot a következőkben ismertetjük.

68 A szervetlen kristályos szcintillátor működési elve Vezetési sáv Vegyérték sáv szcintillációs foton aktivátor gerjesztett állapotai aktivátor alapállapota Maga a szcintillátor kristály csak az energiaelnyelő szerepét játssza. Benne az elnyelt sugár- zás hatására elektron-lyuk párok keletkeznek. Adott szcintillátorhoz alkalmasan megválasz- tott aktivátor kis koncentrációban beépített atomjai a tiltott sávban elhelyezkedő alap és gerjesztett állapotokkal rendelkeznek. Előbbiek a szabadon kószáló lyukakat, utóbbiak elek- tronokat tudnak befogni. Egy ilyen e-h pár egymással történő rekombinációja eredményezi a szcintillációs fotont. A kibocsátott fény színét ezért az aktivátor határozza meg.

69 (Külső) fotoelektromos effektus A fény- vagy fotoelektromos effektus régóta ismert jelenség. Minden fémhez tartozik egy kritikus hullámhossz, melynél rövidebb hullámhosszúságú („kékebb”) fénnyel megvilágítva a fémből elektronok lépnek ki. Az elektronok száma a fény intenzitásával arányos, míg sebességük (energiájuk) a hullámhossz csökkenésével nő. A szilárdtestek sávelmélete alapján a fémek vezetési sávja valamilyen max. energiaszintig van betöltve elektronokkal. Ettől a szinttől még Φ energia távolságra van a vákuum-, vagy zérus energiaszint. Vagyis legalább ekkora energiára van szükség, hogy a fémben kötött vezetési elektronokat kiszabadítsuk, őket a vákuumba juttassuk. Mivel a fény hullámhossza és az őt jelképező fotonok energiája között fordított arányosság áll fenn, ezért érthető, hogy miért a rövid hullámhosszúságú fény a hatásos. Mivel az alkálifémek esetén kicsiny a Φ ún. kilépési munka értéke, ezért előszeretettel alkalmazzák őket fotokatód anyagaként vékony, félig átlátszó réteg formájában a PMT cső belső falára gőzölögtetve (köv. ábra).

70 A fotoelektronsokszorozó cső (Photoelectron Multiplier Tube = PMT) Bizonyos fémek a beléjük ütköző gyors elektronok hatására azok energiájától függően 2,3,4.. új elektront bocsátanak ki. Ezeket vákuumban elektromos térrel felgyorsítva a folyamat egymás után többször megismételhető. Kellően sokszor ismételve és kellően nagy gyorsító feszültséget alkalmazva egyetlen elektronból akár több százmillió elektronná duzzasztott lavina kelthető. Ekkora makroszkópikus áramimpulzus már hagyományos elektronikai módszerekkel könnyen mérhető.

71 Néhány a gyakorlatban használatos szervetlen szcintillátor kristály Aktivátor: Tallium nem szükséges Cérium

72 Miért olyan gyenge a szcintillátorok energiafelbontó képessége ? Ugyanarról a radioaktív gamma-forrásról szcintillátorral és félvezető detektorral felvett spektrumok minősége igen jelentősen különbözik. A félvezetők tiltott sávja keskenyebb,mint a (szigetelő) szcintillátoroké, így adott energiára több e-h pár keltés jut, vagyis eleve nagyobb a statisztikus pontosság. A szcintillátorban ez csak a kezdet, az e-h párok egy része szcintillációs fotonná alakul, azok egy része eljut a fotokatódig, ahol a fotonok egy része fotoelektront kelt, majd ezeket a fotoelektronsoszorozó mérhető áramimpulzussá erősíti. Az áttételes és minden részletében tökéletlen folyamatok sorozata azt mutatja, hogy egyrészt az energia nagy része elpocsékolódik, másrészt minden folyamat újabb statisztikus szórási járulékot ad. LSO szcintillátor √3000/3000= 1.8 % relatív feloldás 511 keV gamma ray  e-h pair Ge detektor √176000/ =0.24 % relatív feloldás

73 Szcintillátorok fotodiódával kombinálva (Belső fotoelektromos effektus) Mivel a félvezető diódák (detektorok) bármely, a tiltott sávjuk szélességénél nagyobb energiájú ionizáló sugárzásra érzékenyek, ezért látható fény észlelésére is alkalmasak. Pl. Si-ra (1.1 eV) ez a kb nm-nél rövidebb hullámhosszú- ságú fotonokra teljesül. Ráadásul ezekre gyakorlatilag 100 % hatékonysággal!. Szerencsére a legtöbb szcintillátor zöld, kék, vagy UV fotonokat emittál. Egy szcintillátort egy ilyen fotodiódához ragasztva nagyon kompakt eszközt kapunk. Hátránya, hogy a fotodióda jele kicsiny (nincs belső erősítése), ezért külső erősítőre van szükség.

74 Szcintillációs detektorok az ATOMKI-ból CsI(Tl) szcintillátor (550 nm) + Si pin fotodiódák LSO scintillator (420 nm) + PMT

75 Orvosi képalkotás: szcintillációs detektorokkal A B A helyzet-információt kétféle módon szerezhetjük : A.Egyetlen, nem szegmentált szcintillátor kristály esetén az ahhoz csatolt egyetlen nagy helyzetérzékeny, vagy számos kisméretű diszkrét fotodetektor állapítja meg a szcintillációs fotonok súlypontját, azaz a sugárzás elnyelési pozícióját. B.Számos kisméretű, egymástól optikailag izolált szcintillációs kristályok közül az éppen felvillanót a minden egyes kristályhoz csatolt azonos méretű, vagy az egész szcintillációs matrixot lefedő egyetlen nagy helyzetérzékeny fotodetektor azonosít.

76 Orvosi képalkotás: félvezető detektorokkal i Félvezető detektorok esetén vagy egy nagyobb tömbön alakítunk ki mechanikus (befűrészelés), vagy elektronikus (mintázatos elektróda elrendezés) úton detektor egységeket, avagy nagyszámú, kisméretű egyedi detektorból állítunk össze egy 2D mátrixot. A kiolvasás viszont minden egyes detektorból külön-külön történik a kellő energiafelbontás érdekében.


Letölteni ppt "Nukleáris képalkotás 2. hét Sugárzásdetektorok Gáztöltésű detektorok Ionizációs kamra Proporcionális számláló GM cső Szilárdtest detektorok Fotoemulzió."

Hasonló előadás


Google Hirdetések