POLITECHNIKA CZĘSTOCHOWSKA

KATEDRA FIZYKI

Ćwiczenie nr 8

Temat: Badanie charakterystyki licznika scyntylacyjnego dla promieni . Wyznaczanie zasięgu cząstek  w powietrzu.

Wykonali:

I. Wstęp teoretyczny.

1) Własności promieni .

Naturalne ciała promieniotwórcze wysyłają promienie , i γ Promienie  są strumieniem podwójnie zjonizowanych atomów helu (He⁺⁺) niosących po dwa elementarne ładunki dodatnie (2e⁺).Promienie  są strumieniem swobodnych elektronów wyrzucanych z jądra, a γ stanowią strumień promieniowania elektromagnetycznego o długości fali γ rzędu 10^-13 m.

Charakterystyczną cechą cząstek  jest ich zdolność jonizacji atomów każdego środowiska, przez które cząstki te przechodzą. Zasięg R cząstek  danego pierwiastka promieniotwórczego w danym środowisku jest stały. Zasięg cząstki  otrzymuje się przez ekstrapolację prostego odcinka końcowej części krzywej Bragga do jonizacji zerowej.

Przy końcu krzywej jonizacji widać typowe dla cząstki  narastanie zdolności jonizacyjnej, która w maksimum jest około 2,5 razy większa niż na początku krzywej. Po osiągnięciu maksimum zdolność jonizacyjna szybko opada. Brak wzoru łączącego zasięg cząstek  z ich energią (prędkością). Istnieje natomiast podane przez Geigera proste prawo empiryczne łączące średni zasięg R cząstek  z ich prędkością , mianowicie

R=a²

gdzie a = 9,6 10^-24, jeżeli R wyrażone jest w m, zaś  w m/s.

Między stałą rozpadu  a zasięgiem R cząstek  istnieje następujący związek empiryczny, znany jako prawo Geigera-Nuttalla.

Log R = A log  + B

gdzie A jest wspólną stałą dla wszystkich rodzin promieniotwórczych, B zaś stałą mającą inną wartość dla każdej rodziny promieniotwórczej .

Rozpatrzmy szczególny przypadek, gdy cząstki  o dużej energii, np. cząstki  toru C' o energii 8,8 MeV, są rozproszone na jądrach uranu, który sam jest pierwiastkiem promieniotwórczym i emituje cząstki  o energii ponad dwa razy mniejszej (4,1 MeV).

Cząstki  emitowane przez jądro uranu mają na zewnątrz jądra energię kinetyczną 4 MeV. Cząstki  o takiej energii, rozpraszane na jądrach uranu, mogłyby zbliżyć się do jądra na odległość R₁= 610^-14 m, ponieważ dla tej odległości energia potencjalna cząstek  w polu kulombowskim jądra wynosi właśnie E_ = 4 MeV. Obszar o promieniu r < 610^-14m jest więc dla tych cząstek obszarem niedozwolonym. Oznaczamy przez E_ energię całkowitą, czyli sumę energii kinetycznej E_k i potencjalnej U_o , jaką posiadają cząstki  wewnątrz jądra uranu przed emisją w rozpadzie . Zjawisko przenikania cząstek  o energii 4 MeV w czasie rozpadu kolumbowskiej bariery potencjału, którą wg praw klasycznych mogłyby pokonać cząstki  o energii 9 MeV i dostawania się do obszaru dozwolonego energetycznie, tzn. na odległość około 610^-14 m od jądra nazywamy tzw. efektem tunelowym.

2) Oddziaływanie cząstek  z materią.

Cząstki naładowane przechodząc przez materię doznają zderzeń z atomami, tj. z elektronami i jądrami atomów, w rezultacie czego zostają rozproszone i tracą część swojej energii kinetycznej. Istotną rolę odgrywają dwa rodzaje zderzeń niesprężystych:

a) zderzenia niesprężyste z zewnętrznymi elektronami atomów, powodujące jonizację atomów (tzw. hamowanie jonizacyjne),

b) zderzenia niesprężyste z jądrami połączone z wypromieniowaniem energii (tzw. promieniowanie hamowania).

Przy zderzeniu cząstek ciężkich (cząstek ) z elektronami atomu straty energii na jedno zderzenie są małe. Również zderzenie cząstki  z jądrem prowadzi do małych odchyleń, a zatem straty na wypromieniowanie są małe.

Przy przejściu przez dany ośrodek naładowana cząstka  traci część swojej energii kinetycznej na wzbudzenie i jonizację atomów ośrodka. Straty energii wynikające ze zderzeń cząstki  z jądrem są do znikomo małe w porównaniu ze stratami energii przekazywanej elektronom. Wynika stąd że, straty energii kinetycznej cząstki  w zderzeniu z jądrami są do zaniedbania. Dla dużych parametrów zderzenia energia przekazana elektronom jest mała i zaczyna być porównywalna z energią wiązania elektronów w atomie.

Według Bethego strata energii cząstki na jednostce drogi (nazywana czasem zdolnością hamującą ośrodka) wyraża się wzorem

gdzie n oznacza liczbę atomów w 1 cm³ absorbenta, Ze-ładunek jądra, I-średnią energię jonizacji, (c-prędkość światła, v-prędkość cząstki), m-masę elektronu, _o-stałą dielektryczną ośrodka. Wyraz

nazywa się współczynnikiem hamowania. Strata energii cząstki na jednostce drogi jest w przybliżeniu funkcją wyrazu

Oznacza to, że strata energii cząstki nie zależy osobno od pędu p, a osobno od masy M cząstki, lecz od stosunku pędu do masy (albo energii do masy), przy czym ta zależność jest dla wszystkich cząstek jednakowa.

Zasięg cząstek  wysyłanych przez naturalne pierwiastki promieniotwórcze wyraża się wzorem

R oznacza tu zasięg protonów w powietrzu w warunkach normalnych.

3) Zasada działania licznika scyntylacyjnego.

W liczniku tym wykorzystany jest aktywowany ekran siarczku cynku bombardowany pojedynczymi cząstkami wysyłający błyski świetlne zwane scyntylacjami. Posłużyły one po raz pierwszy do badań nad rozpraszaniem cząstek . W badaniach tych liczono pojedyncze scyntylacje, obserwując ekran siarczku pod mikroskopem, później zastosowano fotopowielacz do detekcji scyntylacji. Fotopowielacz zawiera fotokatodę oraz około 10 elektrod, zwanych dynodami. Między fotokatodę i ostatnią dynodę przykłada się napięcie rzędu 1000V, które jest rozdzielane na poszczególne dynody za pomocą dzielnika napięć tak, że napięcie pomiędzy sąsiednimi dynodami jest rzędu 100V.

Cząstka przechodząca przez scyntylator traci energię na jonizację, wzbudzenie i częściowo na dysocjację cząsteczek scyntylatora. Część f tej energii zamienia się na energię emitowanych przez scyntylator fotonów. Liczba fotonów wynosi n = fE/, gdzie  jest średnią energią fotonu. Jedynie część fotonów osiąga fotokatodę, te które docierają do niej wybijają z niej elektrony, przy czym  to wydajność tego procesu. Z całkowitej liczby powstałej fotoelektronów tylko część p (p-współczynnik zbierania fotoelektronów) dociera do pierwszej dynody. Stosunek liczby wybitych z dynody elektronów do liczby elektronów padających na dynodę nazywamy wspólczynnikiem emisji wtórnej i oznaczamy literą σ. Fotopowielacz o m-dynodach (m stopniowy) ma współczynnik wzmocnienia M = σ^m. Liczba elektronów, które osiągają anodę fotopowielacza, wynosi

Świecenie scyntylatora wywołane cząstką padającą spada wg. prawa eksponencjalnego tak, że liczba fotonów wysłana w czasie t po przejściu cząstki wynosi

gdzie  jest czasem zaniku fluorescencji.

II. Schemat blokowy układu pomiarowego.

gdzie:

1.zasilacz wysokiego napięcia (wkładka ZWN-21)

2.przelicznik elektronowy (wkładka P-44 l)

3.licznik scyntylacyjny.

III. Tabele pomiarowe.

1) Badanie charakterystyki licznika w przedziale napięć 660-1000V.

Napięcie	Tło		^238U+tło		^238U
	mo	zo	m	z	m-mo	z-zo
[V]	[imp.]	[imp/s]	[imp.]	[imp/s]	[imp.]	[imp/s]
660	17894	178,94	0	0	17894	178,94
675	47582	475,82	0	0	47582	475,82
690	109046	1090,46	0	0	109046	1090,46
705	178899	1788,99	0	0	178899	1788,99
720	247740	2477,4	0	0	247740	2477,4
735	316310	3163,1	0	0	316310	3163,1
750	380575	3805,75	0	0	380575	3805,75
765	445014	4450,14	0	0	445014	4450,14
780	499323	4993,23	0	0	499323	4993,23
795	545484	5454,84	0	0	545484	5454,84
810	583058	5830,58	0	0	583058	5830,58
825	616824	6168,24	0	0	616824	6168,24
840	647382	6473,82	0	0	647382	6473,82
855	673375	6733,75	0	0	673375	6733,75
870	699526	6995,26	0	0	699526	6995,26
885	727236	7272,36	0	0	727236	7272,36
900	755947	7559,47	0	0	755947	7559,47
915	784632	7846,32	0	0	784632	7846,32
930	825828	8258,28	0	0	825828	8258,28
945	877705	8777,05	0	0	877705	8777,05
960	946828	9468,28	0	0	946828	9468,28
975	1027927	10279,27	0	0	1027927	10279,27
990	1133448	11334,48	0	0	1133448	11334,48

2) Pomiar zasięgu cząstek  w powietrzu.

X	Tło		^238U+tło		^238U
	mo	zo	m	z	m-mo	z-zo
[cm]	[imp.]	[imp./s]	[imp.]	[imp/s]	[imp.]	[imp/s]
0	127942	2558,84	0	0	127942	2558,84
0,055	277701	5554,02	0	0	277701	5554,02
0,111	306638	6132,76	0	0	306638	6132,76
0,166	234810	4696,2	0	0	234810	4696,2
0,222	235269	4705,38	0	0	235269	4705,38
0,277	177797	3555,94	0	0	177797	3555,94
0,333	185988	3719,76	0	0	185988	3719,76
0,388	155921	3118,42	0	0	155921	3118,42
0,444	154550	3091	0	0	154550	3091
0,5	155871	3117,42	0	0	155871	3117,42
1	52187	1043,74	0	0	52187	1043,74
1,5	8034	160,68	0	0	8034	160,68
2	603	12,06	0	0	603	12,06
2,5	3	0,06	0	0	3	0,06
3	2	0,04	0	0	2	0,04
3,5	1	0,02	0	0	1	0,02
4	0	0	0	0	0	0

IV. Wykresy.

U_p=860V

V. Uwagi i wnioski.

W powyższym ćwiczeniu badaliśmy wpływ napięcia zasilającego na liczbę zliczeń w jednostce czasu oraz wyznaczaliśmy zasięg cząstek  w powietrzu.

Na podstawie wykonanych pomiarów wykonaliśmy charaktererystykę napięciowo-zliczeniową licznika scyntylacyjnego , która stanowi podstawę wyboru optymalnych warunków pracy licznika.

Napięcie pracy licznika wybiera się w połowie plateau , taki wybór spowodowany jest tym , że w obszarze plateau detektor jest najmniej wrażliwy na wahania napięcia zasilającego.

W drugiej cześci ćwiczenia wyznaczaliśmy zasięg cząstek α w powietrzu , w tym celu sporządziliśmy wykres zależności (z-z_o) od odległości ( x ) preparatu od licznika. Na podstawie tej charakterystyki zaobserwować można, że przy dostatecznie dużej grubości absorbentu znajdującego się między źródłem cząstek α i detektorem żadna z cząstek (o danej energii początkowej ) nie dotrze do detektora. Minimalna grubość absorbentu powodująca całkowite pochłonięcie wiązki jest równa zasięgowi R

( w naszym przypadku R=4cm.). Znaczy to że na drodze równej tej grubości cząstki  tracą całą swoją energię kinetyczną.

---