5.3. Фотоэлектронные умножители

Фотоэлектронные умножители (см. (2) на рис. 6.) используются для преобразования световых вспышек сцинтилляторов в электрические сигналы. Световые кванты, испущенные сцинтиллятором (1), падают сквозь прозрачное окно на фотокатод ФЭУ (3) и в результате фотоэффекта выбивают электроны. Вероятность фотону выбить фотоэлектрон характеризуют конверсионной эффективностью фотокатода или квантовым выходом γ, определяемым как отношение среднего числа фотоэлектронов на один падающий фотон с энергией, соответствующей максимуму спектральной чувствительности. Обычно значение γ составляет 0,1 ÷ 0,15. Фотокатоды ФЭУ обладают наибольшей чувствительностью в области видимого света (hν ≈ 3 эВ).

Фотоэлектроны ускоряются и фокусируются электрическим полем фокусирующего электрода (4) таким образом, чтобы достичь специального электрода, который называется динодом (5). Динод изготавливается из вещества с малой работой выхода, способного при бомбардировке электронами испускать вторичные электроны в количестве, превышающем число первичных в несколько раз. Электроны, вылетевшие из динода, вновь ускоряются электрическим полем и падают на следующий динод, также являющийся эмиттером вторичных электронов. При переходе от динода к диноду число электронов в каждом следующем поколении возрастает и, в зависимости от свойств и числа динодов, может превысить первоначальное число электронов, упавших с фотокатода на первый динод, в 10⁵ ÷ 10⁷ раз.

5.4. Форма линии сцинтилляционного детектора

Форму линии можно получить при работе сцинтилляционного детектора совместно с амплитудным анализатором - устройством для сортировки импульсов по амплитудам. Входное устройство анализатора распределяет импульсы в зависимости от их амплитуды по каналам. Блок памяти служит для запоминания числа импульсов в каждом из каналов. Чем больше амплитуда сигнала, тем в канале с большим номером будет зарегистрирован сигнал. Форма линии для заряженных моноэнергетических частиц, как указывалось выше, представляет собой распределение, близкое краспределению Гаусса, полуширина которого определяет энергетическое разрешение детектора.

Форма линии при регистрации моноэнергетических -квантов и нейтронов имеет более сложный вид. При регистрации γ-квантов фотоэффект и образование пар в сцинтилляторе приводят к появлению максимумов в распределении амплитуд импульсов. Комптоновское рассеяние приводит к образованию непрерывного амплитудного распределения.

Врезультате фотоэффекта энергияγ-кванта E_γ = hν передается одному из атомов сцинтиллятора, в результате чего испускается электрон c одной из оболочек, преимущественно с К-оболочки. Кинетическая энергия фотоэлектрона (первичного электрона) имеет величину E_e= hν – ε_i, в зависимости от энергии связи ε_i электрона на соответствующем энергетическом уровне в атоме. Избыточная энергия атома ε_i, в конечном итоге, преобразуется в кинетическую энергию некоторого количества вторичных электронов. Таким образом, суммарная кинетическая энергия электронов оказывается фактически равной энергии E_γ поглощенного γ-кванта. Часть этой энергии, определяемой конверсионной эффективностью, преобразуется в некоторое число фотонов люминесценции со средней энергией . Перечисленные процессы происходят в течение промежутка времени,много меньшего, чем время высвечивания сцинтиллятора, и регистрируются как одиночный импульс света, среднее количество фотонов в котором пропорционально энергии γ-кванта.

При комптоновском рассеянии γ-квант может передать электрону только часть своей энергии. Энергия комптоновских электронов может принимать непрерывный ряд значений от нуля до максимальной энергии

(3)

которую электрон получает при рассеянии γ-кванта назад (m – масса покоя электрона, с – скорость света в вакууме). Вакансии, которые образуются после вылета электрона из атома, заполняются таким же образом, как и при фотоэффекте. Рассеянный γ-квант, в зависимости от размеров кристалла и энергии первичных γ-квантов, может покинуть сцинтиллятор, или же испытать фотоэффект на одном из атомов сцинтиллятора. В обоих случаях среднее число фотонов люминесценции будет пропорционально количеству энергии, переданной единичным γ-квантом сцинтиллятору.

Поэтому форма линии является распределением той суммарной кинетической энергии, которая передается электронам при каждом акте взаимодействия моноэнергетических γ-квантов с веществом сцинтиллятора. Амплитудное распределение импульсов от моноэнергетических γ-квантов, возникающее в сцинтилляторе NaJ(Tа) средних размеров, содержит импульсы, амплитуда которых соответствует полному поглощению энергии γ-квантов (пик полного поглощения или фотопик), и импульсы, соответствующие только части поглощенной энергии (непрерывное комптоновское распределение). При увеличении размеров кристалла пик полного поглощения возрастает, а относительное число импульсов меньших амплитуд уменьшается. Это вызвано тем, что при многократном комптоновском рассеянии увеличивается вероятность полного поглощения энергии γ-квантов. Рис. 8 качественно иллюстрирует этот эффект. В области, соответствующей энергии γ-квантов 150 - 250 кэВ, на комптоновском распределении наблюдается широкий пик, не связанный непосредственно с исследуемым излучением, а обусловленный рассеянием γ-квантов от ФЭУ и стенок защитного контейнера. Этот пик называют пиком обратного рассеяния. В области энергий, меньших 100 кэВ, могут наблюдаться пики характеристического рентгеновского излучения, возникающего как в источнике γ-квантов, так и в материале защиты.

Сувеличением энергииγ-квантов пик полного поглощения уменьшается, так как падает линейный коэффициент ослабления μ_ф для фотоэффекта (рис. 9, кристалл NaJ(Ta)), а все большая часть γ-квантов испытывает комптоновское рассеяние, поскольку комптоновское рассеяние в области энергий 1 ÷ 5 МэВ является основным процессом взаимодействия γ-квантов с веществом (рис. 9, кривая μ_к).

При использовании органических сцинтилляторов небольших размеров, которые обычно имеют эффективный атомный номер Z ≈ 6, пик полного поглощения фактически отсутствует, а наблюдается только непрерывное комптоновское распределение. Это объясняется тем, что сечение фотоэффекта ~ Z ⁵, в то время как сечение комптоновского рассеяния ~ Z.

Особенности в форме линии, вызванные эффектом образования пар, здесь не рассматриваются, так как заметный вклад они начинают давать при энергии γ-квантов более 5 МэВ для неорганических сцинтилляторов, и при энергиях 3 МэВ и выше для органических.

Форма линии от быстрых моноэнергетических нейтронов при регистрации органическими сцинтилляторами, определяется зависимостью энергии протона отдачи от угла вылета и связью между средней величиной амплитуды импульса и энергией протона. На рис. 10 показан энергетическийспектр f(E) протонов отдачи при взаимодействии нейтронов с энергией T_n = 4 МэВ с кристаллом стильбена, имеющий характерную форму «ступеньки». Протоны отдачи распределены по энергиям равновероятно потому, что в системе центра инерции они имеют изотропное угловое распределение при рассеянии нейтронов с кинетической энергией до 15Мэв. Однако распределение f(V) импульсов по амплитудам имеет существенно другой вид (рис. 11). Размытие отвесной части «ступеньки» обусловлено поглощением части фотонов световой вспышки внутри сцинтиллятора, а также краевыми эффектами из-за утечки протонов за пределы сцинтиллятора. Искажение плоской части «ступеньки» вызвано зависимостью конверсионной эффективности сцинтиллятора от энергии протонов.