Корисник:Trepta/sandbox
Гама-спектроскопија[уреди | уреди извор]
Гама-спектроскопија (спектроскопија гама-зрачења) је метода квалитативног и квантитативног испитивања спектара гама-зрачења из различитих извора.
Гама-зраци су електромагнетно зрачење које емитује или апсорбује атомско језгро. Свако језгро одређеног броја протона и неутрона карактерише јединствен распоред дискретних енергетских нивоа у којима се оно може наћи, а тиме и јединствен спектар гама-зрачења, на основу ког се може идентификовати језгро и одредити његова концентрација у узорку.
Гама-зрачење може настати анихилацијом честице и античестице.
Интеракције гама-зрачења са средином[уреди | уреди извор]
У сударима са атомима материјала детектора, алфа- и бета-честице изазивају интензивну јонизацију (директну, примарну јонизацију) и побуђивање тих атома.[1] За разлику од ових честица, гама-фотони слабо интерагују са средином преко судара, што је последица одсуства наелектрисања и мерљиве масе (тј. масе мировања): својим проласком кроз материјал гама-фотон производи од 10 до 100 пута мање јонских парова него бета-честица исте енергије.[2] Услед тога, детекција гама-зрачења заснива се скоро сасвим на секундарној јонизацији, изазваној малобројним али високоенергетским честицама произведеним у три типа интеракције гама-зрачења са материјом: Комптоновом расејању, фотоелектричном ефекту и стварању парова електрон-позитрон.[2] Гама-фотони подлежу и еластичном, Рејлијевом расејању, али оно се не узима у обзир за детекцију, јер не преноси енергију детектору, премда доприноси атенуацији (пригушењу) зрачења.[1]
Комптоново расејање[уреди | уреди извор]
Сударивши се са слабо везаним електроном, γ -фотон му може предати део своје енергије и трансформисати се у фотон мање енергије, односно веће таласне дужине. Енергија коју електрон прими од гама-фотона трансформише се у кинетичку енергију с којом напушта атом. Ова појава назива се Комптоновим расејањем.[3]
Фотоелектрични ефекат[уреди | уреди извор]
При фотоелектричном ефекту материјал потпуно апсорбује γ-фотон, чија се енергија расподељује на енергију везе електрона у атому материјала и кинетичку енергију електрона, а знатно мањи део одлази на кинетичку енергију атома из ког је избијен електрон. С обзиром да тиме настаје упражњено место у електронском омотачу, следи његово попуњавање силаском неког од електрона из виших нивоа, при чему се емитују X-зраци и/или Ожеови електрони, које материјал апсорбује.
Стварање парова[уреди | уреди извор]
Када се γ-фотон енергије једнаке или веће од 1,022 MeV нађе у електричном пољу језгра или електрона, може доћи до стварања пара електрон-позитрон. Гама-фотон се трансформише у електрон и позитрон; 1,022 MeV је енергетски еквивалент масе мировања електрона и позитрона заједно, а уколико је енергија фотона виша од ове вредности, та разлика одлази на кинетичку енергију електрона и позитрона. Због интензивне интеракције са средином, позитрон се убрзо анихилира у њој са неким електроном, производећи два гама-фотона од по 0,511 MeV, док први електрон наставља да јонизује средину. Могуће је стварање различитих парова честица-античестица, за шта је потребно да γ-зрак поседује одговарајућу енергију - на пример, за стварање пара протон-антипротон потребан је гама-фотон од 2 GeV.[3]
Детекција гама-зрачења[уреди | уреди извор]
Добар детектор гама-зрачења карактерише пропорционалност између сигнала и енергије зрачења, једноставан механизам превођења интеракције у сигнал, висока енергетска резолуција, стабилност у односу на време, температуру и друге параметре. Потребна је висока ефикасност детектора, која је одређена односом апсорбованог и укупног гама-зрачења које пада на детектор. Вероватноћа за напоменуте интеракције гама-зрачења са средином, која представља меру апсорпције и ефикасности, расте са порастом редног броја материјала и величине детектора. Како је пожељан детектор мањих, практичних димензија, акценат је на високом атомском броју.[1]
У γ-спектроскопији највише се користе полупроводнички и сцинтилациони бројачи.
Полупроводнички детектори[уреди | уреди извор]
Према зонској теорији кристала, полупроводници су они материјали чија је валентна зона попуњена, али је енергетски процеп (забрањена зона) између ње и проводне зоне довољно мали (~ 1еV) да може да се премости термалном ексцитацијом валентних електрона. Преласком електрона у вишу зону настаје упражњено место - шупљина. Под нормалним условима у проводној зони полупроводника увек је присутан неки број електрона, због чега он у мањој мери увек проводи струју (позадинска струја). Уколико се, хлађењем материјала, интензитет ове струје умањи, много ефикасније се детектује додатна струја која потиче од ексцитације електрона гама-зрацима, што је основ за детекцију помоћу полупроводничких материјала.[1]
У директној интеракцији фотона са материјалом ослобађају се тзв. примарни електрони. Примарни електрони јонизују средину, ослобађајући секундарне електроне; затим секундарни електрони врше јонизацију итд. Што је виша енергија фотона, то је већи број електрона које индиректно ослобађа. Стога, овим каскадним процесом један гама-фотон, као честица изузетно високе енергије, производи велики број парова електрон-шупљина.[4] Електрони и шупљине скупљају се помоћу спољашњег електричног поља, у виду струје која се даље преводи у сигнал.
Најчешће коришћени полупроводнички бројач је германијум високе чистоће (енг. HPGe – Hyperpure Germanium). Германијум је погодан материјал због свог релативно високог атомског броја, уске забрањене зоне, ниске вредности енергије потребне за стварање електрона и шупљина, и високе покретљивости електрона и шупљина у њему.[1]
Овај детектор функционише на ниским температурама, па се хлади течним азотом до 77 К. Карактерише га висока резолуција, дефинисана као ширина линије од 2,4 keV на енергији зрачења од 1332,54 keV.
Сцинтилациони детектори[уреди | уреди извор]
Материјали коришћени као сцинтилациони детектори су изолатори. Дејством гама-зрачења, електрон из валентне зоне бива побуђен до нивоа нешто испод проводне зоне, али са одговарајућом шупљином остаје у јакој електростатичкој интеракцији, образујући са њом тзв. ексцитон. Деексцитацијом електрона до валентне зоне, тј. спајањем електрона са шупљином, емитује се електромагнетно зрачење. Сцинтилатор емитује видљиво зрачење које се преводи у сигнал, нпр. помоћу фотомултипликатора.[1]
Сцинтилатор треба да је транспарентан за емитовано зрачење, а време живота побуђеног стања кратко, како би детектор „избројао“ што више емитованих фотона.
Неоргански кристал NaI је најчешће коришћени сцинтилатор.[2]
Резолуција сцинтилационог детектора опада са порастом енергије гама-зрака.[1]
Интерпретација спектра[уреди | уреди извор]
С обзиром на различите процесе које изазива гама-зрачење у детектору и у његовој непосредној околини, спектар се састоји од више пикова, чији положај, облик и интензитет зависе од типа интеракције.
Главне врсте пикова у гама-спектру су:
- фотопик – одговара укупној, почетној енергији гама-зрака Еγ, односно енергији фотона који су потпуно апсорбовани у материјалу детектора.
- Комптонова ивица – максимална енергија расејаног гама-фотона при Комптоновој интеракцији. Спектар ових фотона је континуалан, јер зависи од угла расејања који може имати било коју вредност.
- пик X-зрака – прерасподела електрона након радиоактивног распада или унутрашње конверзије, као и побуђивање материјала око детектора могу узроковати емисију X-зрака.
- пик од уназад расејаног фотона (енг. backscatter peak) – детектор апсорбује гама-зраке настале Комптоновим расејањем у материјалу који окружује детектор. Његов положај и интензитет зависи од количине околног материјала и његовог растојања од материјала детектора.
Код гама-фотона енергије веће од 1,022 MeV долази до стварања парова електрона и позитрона у детектору и у његовој непосредној близини. Два гама-фотона који настају пратећом анихилацијом позитрона изазивају појаву три додатна пика:
- пик „једноструког избегавања“ (енг. single escape peak) – настали гама-фотони могу „побећи“ из детектора. Уколико је један фотон напустио детектор, енергија коју детектор региструје умањена је за енергију тог фотона, тј. има вредност Еγ – 0,511 MeV.
- пик „двоструког избегавања“ (енг. double escape peak) – уколико су оба фотона напустила детектор, резултујућа енергија износи Еγ – 2 × 0,511 MeV.
- анихилациони пик – уместо у детектору, позитрон може да се генерише ван њега, и затим анихилацијом са електроном произведе два гама-фотона. Детектор региструје део ових фотона, који имају енергију од по 0,511 MeV.[2]
Примена гама-спектроскопије[уреди | уреди извор]
Након алфа- или бета-распада језгро може остати у побуђеном стању; потом се деексцитује директном емисијом гама-зрака или путем унутрашње конверзије. Тип језгра и радиоактивног распада може се утврдити испитивањем гама-зрачења. При β+-распаду, настали позитрон анихилира се са електроном из окружења, дајући два карактеристична γ-фотона од по 0,511 MeV (што је послужило приликом потврде постојања неутрина). Алфа-честице након распада језгра-родитеља могу имати различите енергије, зависно од тога у ком се енергетском стању налази језгро-потомак, које се деексцитује емисијом γ-зрака. Сходно томе, као комплемент спектру алфа-зрачења, постоји спектар γ-зрака .
Постоје радионуклиди који не емитују пропратно гама-зрачење, код којих се распад од језгра-родитеља до језгра-потомка догађа између основних енергетских стања језгара. То се односи на „чисте бета-емитере“, који се не могу детектовати техникама гама-спектрометрије.
Уколико је време живота језгра у побуђеном стању мерљиво, ради се о метастабилном нуклиду, који емитује гама-фотон одређене енергије.[2] Примери метастабилних радионуклида су Tc-99m и Br-80m (радиоактивни обележивачи у медицинској дијагностици), Co-60m (има примену у медицини кроз активациону анализу[5]), Ba-137m (преко њега се детектује Cs-137, који се користи као калибрациона супстанца за детекторе радиоактивног зрачења, у радијационој медицини итд.[6]).
Гама-спектроскопија користи се и у испитивању геолошке структуре и геоморфолошких процеса[7], нуклеарној фузији и фисији, физици високотемпературске плазме[8]. У области астрофизике, која се бави и изворима гама-зрака врло високих енергија, примењује се, на пример, у истраживању галактичке равни Млечног пута[9] и тзв. блесака гама-зрака[10].
Литература[уреди | уреди извор]
- Gilmore, Gordon. (2008). Practical gamma-ray spectrometry (2nd ed). Chichester, England: Wiley. ISBN 9780470861981
- Choppin, Gregory R.,, Liljenzin, Jan-Olov,, Rydberg, Jan,, Ekberg, Christian. (2013). Radiochemistry and nuclear chemistry (4th ed). Oxford. ISBN 9780123978684
Референце[уреди | уреди извор]
- ^ а б в г д ђ е Gilmore, Gordon. (2008). Practical gamma-ray spectrometry (2nd ed изд.). Chichester, England: Wiley. ISBN 9780470861981. OCLC 264615349.
- ^ а б в г д Choppin, Gregory R.,. Radiochemistry and nuclear chemistry. Liljenzin, Jan-Olov,, Rydberg, Jan,, Ekberg, Christian, (Fourth edition изд.). Oxford. ISBN 9780123978684. OCLC 859381735.
- ^ а б Мацура, Слободан (2004). Атомистика. Београд: ЈП Службени лист СЦГ. ISBN 86-355-0627-8.
- ^ Debertin, Klaus. (1988). Gamma- and x-ray spectrometry with semiconductor detectors. Helmer, Richard G. Amsterdam: North-Holland. ISBN 0444871071. OCLC 18715402.
- ^ Kaiser, David (1960). „Activation-analysis of trace cobalt in tissue using 10.5-minute 60m-cobalt.” (PDF).
- ^ „CDC Radiation Emergencies | Radioisotope Brief: Cesium-137 (Cs-137)”.
- ^ Wilford, J. R. (1997). „Application of airborne gamma-ray spectrometry in soil/regolith mapping and applied geomorphology” (PDF).
- ^ Kiptilyj, Vasilij G. (1990-12). „Capabilities of Gamma Spectroscopy for Fast Alpha-Particle Diagnostics”. Fusion Technology (на језику: енглески). 18 (4): 583—590. ISSN 0748-1896. doi:10.13182/FST90-A29250. Проверите вредност парамет(а)ра за датум:
|date=(помоћ) - ^ Weekes, Trevor C. (2003). Very high energy gamma-ray astronomy. Bristol: Institute of Physics Pub. ISBN 0750306580. OCLC 52357288.
- ^ Vedrenne, G. (2009). Gamma-ray bursts : the brightest explosions in the universe. Atteia, Jean-Luc. Berlin: Springer. ISBN 9783540390886. OCLC 567359142.