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	0	0	18681	186,81	18681	186,81
675	0	0	74374	743,74	74374	743,74
690	0	0	168493	1684,93	168493	1684,93
705	0	0	267222	2672,22	267222	2672,22
720	0	0	386338	3863,38	386338	3863,38
735	0	0	498590	4985,90	498590	4985,90
750	0	0	604378	6043,78	604378	6043,78
765	0	0	690684	6906,84	690684	6906,84
780	0	0	761133	7611,33	761133	7611,33
795	0	0	830382	8303,82	830382	8303,82
810	0	0	878834	8788,34	878834	8788,34
825	0	0	928565	9285,65	928565	9285,65
840	0	0	965793	9657,93	965793	9657,93
855	0	0	1000353	10003,53	1000353	10003,53
870	0	0	1035112	10351,12	1035112	10351,12
885	0	0	1063793	10637,93	1063793	10637,93
900	0	0	1101802	11018,02	1101802	11018,02
915	0	0	1145571	11455,71	1145571	11455,71
930	0	0	1206129	12061,29	1206129	12061,29
945	0	0	1272645	12726,45	1272645	12726,45
960	0	0	1372645	13726,45	1372645	13726,45
975	0	0	1490916	14909,16	1490916	14909,16
990	0	0	1622012	16220,12	1622012	16220,12
1005	0	0	1756654	17566,54	1756654	17566,54

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	0	0	1243362	12433,62	1243362	12433,62
0,05	0	0	891745	8917,45	891745	8917,45
0,1	0	0	640173	6401,73	640173	6401,73
0,2	0	0	531307	5313,07	531307	5313,07
0,5	0	0	321816	3218,16	321816	3218,16
1	0	0	122023	1220,23	122023	1220,23
1,5	0	0	29601	296,01	29601	296,01
2	0	0	2801	28,01	2801	28,01
2,5	0	0	30	0,30	30	0,30
3	0	0	2	0,02	2	0,02
3,5	0	0	0	0	0	0

---