Nukle áris képalkotás

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

2. szigetelő „aranyfüst” lemez töltő rúd ionizáció ?! 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 ! A nukleáris detektálás hőskora

3. Szpintariszkóp Rutherford kísérlet Crookes, 1903 1911 egyedi részecskék vizuális megfigyelése A nukleáris detektálás kezdete

4. A nukleáris detektálás kezdete Geiger-Müller számláló, 1908 v. 1913 ? Gyors egymásutánban érkező sok részecske megszámlálása (akár hallható módon is)

5. A töltött részecskék kölcsönhatásai: IONIZÁCIÓ –elektront távolít el az atom elektronhéjáról SZÓRÓDÁS –elektront távolít el az atom elektronhéjáról, vagy gerjeszt, vagy semmit sem csinál vele. A szórt gamma elölről kezdheti ATOMI GERJESZTÉS –egy mélyebben kötött elektront magasabb állapotba emel Radioaktív sugárzások kölcsönhatása az anyaggal A gamma sugárzás kölcsönhatásai: IONIZÁCIÓ –elektront távolít el az atom elektronhéjáról, vagy e¯- e+ párt kelt egy atom közelében 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. 2 atom 6 atom nagyon sok atom 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 r0). Makroszkopikus anyagdarabban az energiaszintek óriási száma miatt energiasávokról beszélhetünk. Az atommaghoz közeli belső sávok szélessége jelentéktelen, a külsőké viszont jelentős.

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

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

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

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

12. Zéró energiaszint Vezetési sáv Tiltott sáv Vegyérték sáv elektronok -- lyukak + Fémek Félvezetők Szigetelők 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”.

13. Si Abszolút zéró hőmérséklet Szobahő- mérséklet Fermi féle elektronállapot eloszlás 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 !

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

15. Az ionizáció mértéke a sugárzás fajtájától független ! Párkeltési energia є (eV) Tiltott sáv szélessége Eg (eV) 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 Eg+ 0.8 eV az egy e-h pár keltéséhez szükséges átlagos energia és Eg a tiltott sáv szélessége. Akeltett 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

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. є Ion-elektron párok keltése gázokban 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 apárkeltési 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. Anód U Katód -- + A gáztöltésű detektorok működési elve 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: Vi,e =μi,e E , ahol μi,e a megfelelő mozgékonyságokat jelenti.

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

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

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

23. Modern gáztöltésű számlálók

24. Elnyelési mélység 1/μ(mm) Foton (röntgen, gamma) energia (keV) Félvezető detektorok: jobb detektálási hatásfok 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. Félvezetők választéka detektor céljára

27. є Félvezetők választéka detektor céljára 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 (ri). 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 !

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

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

30. Gerjesztés: energiaközlés hatására elektron-lyuk pár jön létre Rekombináció: miközben egy elektron egy lyukkal egyesülve megsemmisítik egymást, energia szabadul fel 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.

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. 0.7 eV 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.

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

35. Bór Szilícium Antimon 3 és 5 vegyértékű szennyezők a Si és Ge egykristályban

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. Vezetési sáv Vezetési sáv Vegyérték sáv Vegyérték sáv 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.

38. Kiürített réteg 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.

39. Záró irányNyitó 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 P-N átmenet elektromos karakterisztikája 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. Záróirány szélesíti, nyitó keskenyíti a kiürített réteget !

40. Elektromos térerősség P N Kiürített tartomány Elektromos potenciál Tértöltés +Q - Q 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.

41. Hasznos formulák Si detektorokra

42. 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. P-N és P-I-N diódák (detektorok)

43. 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. 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 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. Gyakorlati Si detektorok

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

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. Elektronikus zaj-járulék Félvezető detektorok energiafelbontó képessége 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. Fékezési RTG-sugázás: folytonos energiaeloszlás ~ E1/2 Karakterisztikus RTG-sugárzás: diszkrét energiaértékek A röntgensugárzás eredete

49. Csúcsminőségű Si(Li) detektorral mért röntgen-spektrum Mn Kα 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 MnKαvonalra szokás specifikálni. Az ábra szerint FWHM = 128 eV, ebből 42 eV az elektronika járuléka. Ebből visszaszámolva magának a detektornak a járuléka (1282 – 422)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.