Szintillationsdetektoren

 

Kurzeferat von Thomas Fischer

 

 

 

Einleitung

 

Aus der Vielfalt der Detektoren zur Kernstrahlungsmessung habe ich mir insbesondere den Szinitillationsdetektor und Halbleiterdetektor herausgegriffen. Ich werde zunächst ausführlich den Szintillationsdetekor behandeln und schließlich noch kurz auf die Funktionsweise des Halbleiterdetektors eingehen.

 

Der Szintillationsdetektor beruht auf den physikalischen Effekt, daß bestimmte durchsichtige Festkörper, Flüssigkeiten oder Gase Strahlung zur Emission von Licht angeregt werden können. Schon Anfang des 20. Jahrhunderts hat man entdeckt, daß dieses Lumineszenslicht von ZnS bei Bestrahlung mit a-Teilchen aus einzelnen Lichtblitzen besteht, wobei jedem Blitz das Auftreffen eines a-Teilchens zuzuschreiben ist. Diesen Effekt hat man in der Anfangszeit der Kernphysik zur Registrierung geladener Teilchen ausgenutzt, indem man die Lichtblitze mit einem Mikroskop beobachtet und gezählt hat. Rutherford hat z.B. so gearbeitet.

Die Szintillationszählmethode wurde dann zunächst durch die Erfindung der Gasionisationszähler (Proportional- oder Auslösezählrohr) verdrängt, da Zählrohre elektrische Impulse lieferten, die objektiver und angenehmer gemessen werden konnten.

Nachdem Instrumente hoher Photoempfindlichkeit entwickelt wurden und das Auge "ersetzen" konnten wurde die Szintillationszählmethode wieder interessant. Mit Hilfe sogenannter Photovervielfacher konnte man nun auch die Lichtblitze elektronisch messen. So wurde der Szintillationsdetektor zu einem sehr wichtigen Instrument, durch das viele Experimente, wie z.B. die Energiespektrometrie von g-Strahlen, erst möglich wurden.

Der Szintillationsdetektor zeichnet sich durch eine höhere Anspwahrscheinlichkeit und günstiger Ansprechzeit aus. Die Szintillationsdauer beträgt im günstigen Fall 10-9 Sekunden. Durch Austausch der lumineszierenden Stoffe läßt sich der Szintillationsdetektor gut an verschiedene Anforderungen unterschiedlicher Experimente anpassen.

 

 

Aufbau des Szintillationsdetektors und Funktionsweise eines Photovervielfachers

 

Der Detektor besteht aus dem Szintillator, dem zu bestrahlendem Material, und dem Photovervielfacher, welcher die Aufgabe hat, das emittierte Licht in elektronische Impulse umzuwandeln und diese zu verstärken.

Ein ionisierendes Teilchen verliert im Szintillator Energie, welche als Lichtimpuls wieder abgestrahlt wird. Ein Teil des Lichts fällt auf die Photokathode des Photovervielfachers, welcher direkt mit dem Szint8illator verbunden ist. An der Photokathode werden Elektronen durch Photoeffekt ausgelöst, die dann durch elektrostatische Felder (mit Hilfe geeigneter Fokusierungselektroden) auf die erste Dynode fokusiert werden. Das Dynodensystem ist so aufgebaut, daß die Elektronen vollständig von Dynode zu Dynode geführt werden, wo jeweils weitere Elektronen frei werden. Am Ende fliegen die Elektronen zur Anode und erzeugen einen elektrischen Impuls. Der Impuls wird im Photovervielfacher ungefähr um das 106-fache verstärkt.

Ein kreisförmig angeordnetes Dynodensystem läßt sich sehr kompakt bauen, während durch ein linear angeordnetes Dynodensystem sehr hohe Verstärkung zu erreichen ist.

 

 

Szintillationsmechanismus

 

Bei organischen Szintillatoren spielen die Energieniveaus der einzelnen Moleküle eine Rolle. Moleküle können durch Bestrahlung angeregt werden. Hat ein angeregter Zustand das Ende seiner natürlichen Lebensdauer erreicht, so wird zumindest ein Teil der bei der Anregung gespeicherten Energie als Fluoreszenzlicht wieder ausgestrahlt.

In einem anorganischen Ionenkristall sind die Atome in sehr geringem Abstand zueinander angeodnet. Dies hat zur Folge, daß sich die äußeren Energieniveaus überlagern. Aufgrund des Paulischen Ausschließungsprinzips kommt es zu einer Aufspaltung der Energieniveaus. Die große Anzahl der Atome in einem Kristall bewirkt dann, daß für jedes der Energieniveaus ein eigenes Energieband entsteht in dem sich die Elektronen befinden können.

Das Band der äußersten Niveaus wird Valenzband genannt, hier befinden sich die Valenzelektronen. Ist dieses Band nicht vollständig aufgefüllt, wird es Leitungsband genannt, wenn es vollständig aufgefüllt ist, so wird das nächste Band Leitungsband genannt.

Bei Bestrahlung können die Elektronen Energie aufnehmen und vom Valenzband in das Leitungsband gehoben werden. Es ist so ein freies Elektron und ein freies Loch entstanden. Erreicht das Elektron nicht ganz das Leitungsband, entsteht ein sogenanntes Exciton, das Elektron bleibt an das Loch gebunden. Beim Rückgang eines Elektrons aus dem Leitungsband in das Valenzband wird ein Photon frei. Dieses kann allerdings wieder absorbiert werden. Es findet ein sogenannter Löschvorgang statt. Das Photon geht für den Szintillationsmechanismus verloren. Im wesentlichen spielen Inhomogenitäten im Gitter für das Szintillationslicht eine Rolle. Gitterfehlstellen oder Aktivatorzentren werden künstlich durch Einbau von Fremdatomen geschaffen. An diese können die Elektronen einen kleinen Teil ihrer Energie abgeben. So sind Energieniveaus innerhalb der verbotenen Zone (zwischen Valenz- und Leitungsband) möglich. Diese Energieniveaus sind aber am Aktivatorzentrum lokalisiert und nicht zu einem Band verbreitert. Die Energie der Photonen, die beim Rückgang dieser Energieniveaus in den Grundzustand frei werden, reicht nicht mehr aus um ein Elektron anzuheben. Das Photon steht dann für den Szintillationsmechanismus zur Verfügung.

Geladene Teilchen erzeugen längs einer Bahn freie Elektronen, freie Löcher und Excitonen. Diese drei Energieträger diffundieren vom Ionisierungskanal aus durch den Kristall. Treffen sie auf ein Aktivatorzentrum (Gitterfehlstelle oder auf Gitter oder Zwischengitterplätzen eingebaute Fremdatome), können sie an dieses ihre Energie abgeben. Beim Übergang des Aktivatorzentrums in den Grundzustand wird die Energie in Form von Photonen oder Phononen abgegeben. Bei Phononen wird die Energie in Form von Schwingungen auf das Kristallgitter übertragen, die Photonen dagegen liefern Licht im sichtbaren Bereich und ultraviolettes Licht.

 

 

 

 

Wechselwirkung zwischen g-Strahlung und Materie

Photoeffekt

Trifft ein g-Quant mit einer Energie von bis zu ca. 0,2 MeV auf ein gebundenes Elektron, so wird häufig die Energie des Quants vollständig auf das Elektron übertragen. Das Elektron wird hierbei aus den Atom emittiert. Die kinetische Energie (E) welche das Elektron durch diesen Prozeß erhält entspricht der Energie des g-Quants minus der Bindungsenergie (B)

T=hn-B

Die Bindung des Elektrons ist wichtig, da ein freies Elektron aufgrund der Impulserhaltung nicht in der Lage ist die Energie des g-Quants zu absorbieren. Bei gebundenen Elektronen ist dies Möglich, da der Kern am Stoßprozeß mitbeteiligt ist. Somit absorbieren die am festesten gebundenen Atome am besten, also die der K-Schale von Elementen mit hoher Kernladungszahl.

Ist jedoch die Quantenenergie groß gegenüber der Bindungsenergie, so scheint das Elektron weniger gebunden. Somit nimmt der Wirkungsquerschnitt bei steigender g-Energie ab und mit wachsender Kernladungszahl Z für innere Schalen zu.

s Photo µ  

Der Photoeffekt ist also bis zu einer g-Energie von 0,2 MeV vorherrschend und findet zu 80% in der K-Schale statt. Bei der Wechselwirkung mit z. B. NaJ ist wegen seiner höheren Ordnungszahl hauptsächlich das Jod beteiligt. Im Impulshöhenspektrum liefert der Photoeffekt den Photopeak, dessen Lage der kinetischen Energie des Elektrons entspricht.

 

Comptoneffekt

Ist die Bindungsenergie der Elektronen klein gegenüber der Energie der g-Quanten so wird das g-Quant an diesem quasifreien Elektron elastisch gestreut. Es wird also nur ein Teil der Energie des Quants vom Elektron absorbiert.

Die Energie des Elektrons E nach dem Stoß hängt vom Streuwinkel b ab und läßt sich mit Hilfe von Impuls- und Energieerhaltung bestimmen:

E(b) =Eg -  

Die Energie ist also abhängig von der Energie des g-Quants und vom Streuwinkel b.

Das Maximum der Energieübertragung findet sich bei b=180°.

Tmax = Eg -

Für Eg >> mecē folgt Tmax = Eg -  

Das Elektron muß hierzu näherungsweise frei (d.h. die g-Quantenenergie nicht zu klein und die Kernladungszahl Z nicht zu groß sein) sein. Für den Wirkungsquerschnitt gilt dann:

s Compton µ  

Zwischen 0.2 MeV bis 5 MeV ist der Comptoneffekt vorherrschend (bei NaJ). Im Impulshöhenspektrum liefert er eine kontinuierliche sog. Compton-Verteilung. Da die g-Quanten je nach Nuklid eine konstante Energie haben, ist die Comptonverteilung zu höheren Energien (für jedes Nuklid individuell) begrenzt, eben genau bis zu dem Punkt, wo der Streuwinkel b = 180° beträgt an dieser Grenze findet sich im Spektrum die sog. Comptonkante.

 

Paarbildung

Bei starker Wechselwirkung mit einem Atomkern kann ein Elektronenpaar (Elektron- Positron- Zwilling) entstehen. Hierzu muß die Energie des g-Quants allerdings größer als die doppelte Ruheenergie des Elektrons (0,511 MeV) betragen also mindestens 1.022 Mev. Die überschüssige Energie übernehmen die erzeugten Teilchen in Form von kinetischer Energie

Nach der Paarbildung zerstrahlt das Positron mit einem Elektron und bildet dabei zwei g-Quanten mit je 0,511 MeV.

Für den Wirkungsquerschnitt gilt:

s Paarbildung µ Z2 × ln(Eg)

Die unterschiedlichen Wirkungsquerschnitte haben zur folge, daß wir für kleinere g-Energien hauptsächlich den Photoeffekt erhalten. Bei größeren Energien überwiegt der Comptoneffekt, wobei ab ca. 5 MeV bereits die Paarbildung hinzukommt, die dann bei noch höheren Energien dominierend wird.

Der Gesamtwirkungsquerschnitt ist die Summe der Wirkungsquerschnitte der einzelnen Wechselwirkungsprozesse:

s G=s Photo + s Compton + s Paarbildung

 

 

Energiespektrometrie

 

Die g-Quanten selbst sind nicht direkt am Szintillationsmechanismus beteiligt, sondern die Elektronen, die aus den Wechselwirkungsprozessen der g-Strahlen stammen. Das Impulshöhenspektrum, daß man bei der Bestrahlung des Szintillators mit g-Quanten beobachten kann, repräsentiert somit nicht direkt das Energiespektrum der g-Quanten.

 

Im Impulshöhenspektrum erkennt man im höheren Energiebereich den sogenannten Photopeak. Er spiegelt die Energie der g-Quanten wieder. Das g-Quant ist dann vollständig mit abschließendem Photoeffekt absorbiert worden. Da die g-Quanten den Szintillator nach einem Compton-Effekt wieder verlassen können und die abgegebene Energie vom Streuwinkel abhängt kommt es zu einer kontinuierlichen Compton-Verteilung, die mit der Compton-Kante abbricht. Oft ist aber die Energieauflösung so schlecht, daß sich die Compton-Kante mit dem Photopeak überlagert. Auf der Compton-Verteilung sitzt noch ein Peak, das Rückstreumaximum, es entsteht durch Absorption von g-Quanten, die durch das Material, das den Zähler und die Strahlenquelle umgibt (Wände, Abschirmungen u.s.w.) gestreut werden und auf den Szintillator treffen.

 

 

Halbleiterdetektoren

 

Das Prinzip des Halbleiterdetektors läßt sich recht einfach mit einem Kristall beschreiben, der mit a-Teilchen bestrahlt wird. Am isolierenden Einkristall sind zwei gegenüberliegende Flächen als Elektroden angebracht, an die eine Betriebsspannung gelegt wird. Diese wird über einen Arbeitswiderstand zugeführt, an dem das Ausgangssignal des Detektors abgegriffen werden kann. Dringt ein a-Teilchen in den Detektor ein, so erzeugt es auf seinem Weg durch den Kristall längs seiner Bahn Elektronen-Defektelektronen-Paare. Diese können ihrerseits wieder weitere Ladungsträgerpaare bilden. Haben alle Elektronen ihre Energie soweit abgegeben, daß sie keine weitere Ionisation bewirken können hört dieser Prozeß auf. Durch die Betriebsspannung wird ein starkes elektrisches Feld erzeugt. Die Ladungsträger werden deshalb getrennt und zu den entsprechenden Elektroden gezogen. Es entsteht so ein Ladungsimpuls, der am Widerstand als Spannungsimpuls abgegriffen wird. Mit Hilfe dieses Impulses kann in einem nachgeschalteten elektronischen System die Energie des nachgewiesenen Teilchens bestimmt werden.

Man konstruiert die Detektoren so, daß das Ausgangssignal proportional zum Ionisationsverlust ist. Das elektrische Feld muß so stark sein, daß die Rekombination der Ladungsträger verhindert wird. Dies erreicht man durch sehr gute Halbleiter, die als Dioden mit einer Sperrspannung von etwa 100 V betrieben werden.

 

Der Hauptvorteil des Halbleiterzählers liegt in der sehr guten Energieauflösung, die mit ihm erreicht werden kann. Zur Bildung eines Ladungsträgerpaares in einem solchen Detektor muß nur eine Energie von ca. 3 eV absorbiert werden. Zur Bildung eines Photoelektrons an der Photokathode einer Szintillator-Photomultiplier-Anordnung sind 300 bis 100 eV notwendig.

 

 

 

Literatur: