Фізичної конверсійної ефективністю сцинтилятора (або енергетичним виходом) називається відношення енергії світлового спалаху Eсв до поглиненої в обсязі сцинтилятора енергії зарядженої частинки Еп:
де Nф - повне число фотонів, утворених в обсязі сцинтилятора зарядженою часткою; h νсв - середня енергія одного фотона сцинтиляції.
Чим вище конверсійна ефективність сцинтилятора, тим більша частка енергії зарядженої частинки перетворюється в світловий спалах, тим, отже, більше амплітуда сигналу при одній і тій же втраченої в детекторі енергії.
Конверсійна ефективність сцинтилятора служить мірою його спектрометричних якостей. Сцинтилятори можна кількісно порівнювати один з одним по відношенню їх конверсійних ефективностей. При цьому зазвичай конверсійну ефективність NaI (Tl) вважають умовно дорівнює одиниці. Таким чином, відносна конверсійна ефективність CsI (Tl) складає
Середня енергіяωф. витрачається зарядженою часткою на освіту одного фотона сцинтиляції, визначається співвідношенням
Значення h cв і ωф для деяких типів сцинтиляторів наведені в табл.1. Поряд з поняттям фізичної конверсійної ефективності вводиться величина технічної конверсійної ефективності:
де f - коефіцієнт, що враховує частку фотонів, які потрапили на фотокатод ФЕУ, від повного числа фотонів Nф. утворених часткою в сцинтилятор. З урахуванням записаних співвідношень амплітуда імпульсу на виході ФЕУ, виражена в числі електронів, становить:
де М - коефіцієнт посилення ФЕУ; - квантова ефективність фотокатода ФЕУ, рівна ймовірності фотону вирвати електрон з фотокатода. Якщо припустити, що всі коефіцієнти у формулі (4), що зв'язує амплітуду з поглиненої енергій, які не залежать від енергії і від питомих іонізаційних втрат енергії частинки, то амплітуда імпульсу на виході ФЕУ пропорційна поглиненої енергії. Іншими словами - сцинтиляційний детектор має властивість пропорційності.
Однак виявляється, що фізична конверсійна ефективність, строго кажучи, не є постійною і залежить від питомих іонізаційних втрат енергії частинки. Так, наприклад, в кристалі NaI (Tl) амплітуда сигналу від електрона приблизно в два рази вище амплітуди від альфа-частинки тієї ж енергії. Залежність сигналу від іонізаційних втрат енергії характеризується коефіцієнтом (див. Табл. 1). Цей коефіцієнт є ставлення фізичних конверсійних ефективностей при опроміненні сцинтилятора альфа-частками і електронами однаковою енергії або, що те ж саме в цьому випадку, відношення амплітуд сигналів на виході ФЕУ:
Таким чином, сцинтиляційний детектор є пропорційним для частинок одного типу, а коефіцієнт пропорційності залежить від типу реєстрованих частинок.
Часом можна показати сцинтилятора зазвичай називається час, протягом якого інтенсивність світіння dnф / dt. тобто число фотонів в сцинтиляційної спалаху в одиницю часу, зменшується в е раз. Якщо, наприклад, повне число фотонів у спалаху одно Nф. і інтенсивність спалаху зменшується за експоненціальним законом, то
Під ефективністю реєстрації випромінювання розуміють ймовірність, з якою частка може бути зареєстрована детектором, тобто це є відношення числа зареєстрованих частинок до числа частинок, які потрапили в сцинтилятор:
η
Одним з основних переваг сцинтиляційних детекторів перед детекторами інших типів є висока ефективність реєстрації ними нейтральних випромінювань (гамма-квантів і нейтронів). Як відомо, взаємодія цього випромінювання з речовиною призводить до утворення заряджених частинок, які потім реєструються детектором. Таким чином, ефективність реєстрації гамма-квантів і нейтронів буде визначатися ймовірністю взаємодії їх з речовиною детектора. Для гамма-квантів ефективність реєстрації в геометрії вузького пучка можна оцінити як:
де - повний лінійний коефіцієнт поглинання гамма-квантів; х - товщина сцинтилятора. Величина ефективності реєстрації залежить від ефективного атомного номера поглинача
Класифікацію сцинтиляторів можна проводити за різними ознаками. Найбільш чітко за своїми характеристиками виділяються дві великі групи: органічні та неорганічні.
Органічні сцинтилятори характеризуються порівняно малими атомними номерами (
6) і малою щільністю (
1 ÷ 2 г / см 3). Органічні сцинтилятори володіють хорошим тимчасовим дозволом (10 -9 - 10 -7 с). Ефективність же реєстрацію гамма-випромінювання такими сцинтиляторами мала, тому вони найчастіше застосовуються для реєстрації заряджених частинок. До органічних сцинтиляторів відносяться органічні кристали, рідкі та тверді розчини сцінтіллірующего речовин в мономерах і полімери, а також органічні гази.
Неорганічні сцинтилятори характеризуються великими атомними номерами (
25 50) і високою щільністю (
4 г / см 3). Ефективність реєстрації гамма-випромінювання такими детекторами велика. Тимчасовий дозвіл гірше в порівнянні з органічними сцинтиляторами (
До неорганічних сцинтиляторів відносяться лужно-галоїдні, цинко-сульфідні і оксидні сцинтилятори, а також сцинтилятори на основі благородних газів (рідкі, тверді і газоподібні).
У фізичному експерименті сцинтиляційні детектори застосовуються найчастіше для спектрометрії іонізуючих випромінювань, зокрема гамма-випромінювання. Спектрометрія гамма-квантів здійснюється виміром енергії вторинних електронів, що утворюються при взаємодії гамма-квантів з речовиною сцинтилятора.
Як відомо, гамма-кванти, проходячи через речовину, взаємодіють з ним за рахунок одного з трьох процесів: фотоефекту, Комптон-ефекту і утворення пар. Імовірність цих процесів суттєво залежить як від енергії гамма-квантів, так і від властивостей речовини, з якими ці гамма-кванти взаємодіють.
В процесі фотоефекту гамма-квант з енергією Еγ вириває з атома один з внутрішніх (К. L. M. ...) електронів, витрачаючи при цьому енергію, рівну енергії зв'язку відповідного електрона, (ЄК, ЕL, ЕМ, ...), яка становить кілька десятків кілоелектронвольт. Інша енергія переходить в кінетичну енергію фотоелектронів Ефе:
При комптонівське розсіювання гамма-квант передає електрону атома тільки частину своєї енергії. При цьому енергія Комптон-електрона Еке пов'язана з енергією гамма-кванта Е співвідношенням:
де θ - кут вильоту розсіяного гамма-кванта по відношенню до напрямку руху первинного гамма-кванта; m0c2 = = 0,511 МеВ - маса спокою електрона.
У процесі народження пари створюються дві частки - електрон і позитрон, для утворення яких необхідно затратити енергію 2 m0c2 = 1,022 МеВ. Інша енергія гамма-квантів переходить в кінетичну енергію електрона і позитрона, а також передається ядру віддачі, або електрону віддачі, в поле яких може відбуватися процес утворення пари.
На рис.2 як приклад наведено розподіл імпульсів по амплітудам від вторинних електронів в сцинтиляційних детекторі типу NaI (Tl) при реєстрації в ньому моноенергетичних квантів з енергією 0,5 МеВ.
Пік в області 1. який зазвичай називають піком повного поглинання, обумовлений двома процесами взаємодії гамма-квантів з речовиною сцинтилятора.
Рис.2. Розподіл імпульсів по амплітудам при реєстрації гамма-квантів з Еγ = 0,5 МеВ
По-перше, в область піку потрапляють події, пов'язані з поглинанням гамма-квантів за рахунок фотоефекту. Відомо, що фотоефект супроводжується характеристичним випромінюванням, що виникають при переходах електронів на вакантні місця в електронних оболонках атома (K. L. M, ...), або освітою оже-електронів в результаті передачі енергії порушеної атома одному з електронів зовнішньої оболонки.
Кінетична енергія оже-електронів при цьому практично дорівнює енергії зв'язку електрона, утвореного при фотоефекті.
Характеристичне випромінювання в свою чергу з великою ймовірністю поглинається в обсязі сцинтилятора за рахунок фотоефекту на більш високих електронних оболонках.
Таким чином, незалежно від того, на якому атомі і який електронній оболонці в сцинтилятор поглотился гамма-квант в результаті фотоефекту сумарна енергія вторинних електронів виявляється дорівнює енергії гамма-кванта Еγ.
Другим процесом, який дає внесок в пік повного поглинання, є так зване багаторазове комптонівське розсіювання, коли в результаті Комптон-ефекту розсіяний гамма-квант втрачає повністю свою енергію в сцинтилятор за рахунок декількох наступних розсіяння або фотоефекту. В цьому випадку сумарна енергія вторинних електронів також виявляється дорівнює енергії гамма-кванта.
Тому по піку повного поглинання можна визначити безпосередньо енергію гамма-кванта.
Область безперервного спектра, що лежить лівіше піка повного поглинання, пов'язана з ефектом комптонівського розсіювання гамма-квантів в обсязі сцинтилятора.
З (9) видно, що максимальна енергія комптонівське електронів завжди менше енергії гамма-кванта і дорівнює:
У зв'язку з цим існує принципова можливість виділити пік повного поглинання, положення максимуму якого відповідає енергії гамма-кванта.
Часто в низькоенергетичної частини комптонівського розподілу виділяють широкий пік, обумовлений розсіюванням гамма-квантів на кути, близькі до 180 ◦ від вікна фотоумножителя, стінок захисного кожуха і скляного вікна контейнера, в який упакований сцинтилятор. Цей пік називають піком зворотного розсіювання (область 2 на рис.2).
Необхідно відзначити, що форма реального амплітудного розподілу в комптонівської частини спектра зазвичай сильно відрізняються від розрахункового. Розрахункова розподіл комптонівське електронів по енергії може бути отримано з формули Клейна-Нішіни-Тамма [1, с.43-44]. На рис.2 для порівняння показано пунктирною лінією таке розрахункове розподіл комптонівське електронів для Е = 0,5 МеВ.
Область 3 спектра на рис.2 пов'язана з реєстрацією шумових імпульсів ФЕУ, що мають малу амплітуду.
Вид розподілу імпульсів по амплітудам при реєстрації гамма-квантів сцинтиляційним детектором істотно залежить від типу сцинтилятора (неорганічний або органічний), його геометричних розмірів, а також від умов опромінення. Наприклад, в кристалі великих розмірів за рахунок багаторазового комптонівського розсіювання спостерігаються значне пригнічення безперервного спектра комптонівське електронів і відповідне збільшення інтенсивності піку, що відповідає повному поглинанню енергії гамма-кванта.
Точність вимірювання спектрального складу іонізуючого випромінювання і можливість роздільної реєстрації близько розташованих енергетичних ліній визначається енергетичним розрізненням сцинтилляционного детектора. Відносне енергетичне дозвіл сцинтилляционного детектора δ одно
При реєстрації сцинтиляційним детектором гамма-квантів в області енергій до 1,5 ÷ 2 МеВ залежність відносного енергетичного дозволу від енергії кванта може бути досить точно описана співвідношенням
Величина B істотно залежить від якості виготовлення фотоумножителя, особливо від того, наскільки однакові властивості фотокатода в різних точках, наскільки ефективний збір електронів на перший динод, яка якість і однорідність светосбора в сцинтилятор, оптичного контакту з фотоумножителем і т.д. Величина С1 визначається, в основному, числом освічених фотонів сцинтиляції і їх втратами в самому сцинтилятор, на фотокатоде, при збиранні на перший динод фотоумножителя. Для кращих сцинтиляційних детекторів з кристалом NaI (Tl) величина С1 може досягати 1,510 -3 МеВ, а величина B 2
210 -4. При таких значеннях С1 і B 2 відносне енергетичне дозвіл δ для гамма-квантів з енергією 1 МеВ приблизно дорівнює 4,5%.
В області великих значень енергій гамма-квантів стає істотною витік випромінювання з кристала, тобто вихід за межі сцинтилятора електронів, утворених поблизу поверхні кристала. Це призводить до появи імпульсів менших амплітуд і погіршення енергетичного дозволу.
При використанні органічних сцинтиляторів, що мають зазвичай невеликий середній атомний номер (
6), фотопік практично відсутній, так як перетин фотоеффекта для гамма-квантів залежить від Z. як