γ射线探测器能谱响应.docx

《γ射线探测器能谱响应》光电效应光电吸收是使入射γ光子消失的一种相互作用。在发生作用的位置，γ光子从吸收体原子的某电子壳层打出一个光电子，其动能为入射光子能量hν减去电子在其原壳层中的结合能(Eb)。该过程如图5.7 所示。对于一般的γ射线能量说来，光电子最可能来自K 层，其典型结合能从低Z 材料的几个keV 到高原子序数材料的几十keV。通过光电子发射最终在电子壳层中所产生的空穴，经电子重新排布迅速被填满。在此过程中，以特征X 射线的形式或以俄歇电子的形式释放出结合能要是人们关注初始γ射线能量的测量，那么光电吸收正是一个理想过程。如果论述的是单能γ射线，则总的电子动能就等于入射γ射线的能量，而且始终相同。在这些条件下，对于一组光电吸收事件说来，电子动能的微分分布应该是一个简单的δ（E－hν）函数，如在电子总能量相当于入射γ射线的能量处有单峰出现。康普顿散射康普顿散射作用的结果是产生了一个反冲电子和散射γ光子，两者之间的能量分配依赖于散射角θ，由(5.30)和(5.31)式给出。考虑两种极端情况：其一，散射角θ＝0，反冲康普顿电子的能量很小，而散射γ射线的能量最大，与入射γ射线的能量几乎相等；其二，散射角θ＝π，即正面碰撞，入射γ射线朝它的原方向反散射，而反冲电子却沿着入射方向反冲，反冲电子获最大能量实际探测器材料在散射过程前的电子结合能在康普顿连续谱形上会有可测到的效应，这些效应对于低能入射γ射线尤其引人注意。它们使靠近连续谱向上的一端前沿圆曲，这样就给突然下降的那段康普顿边缘引入了一定的斜率。这些效应常常被探测器有限的能量分辨率所掩盖。但是，在固有分辨率高的探测器测到的能谱中就很明显形成电子对效应这个过程发生在吸收材料的原子核场内，并且在入射γ光子完全消失处对应产生正负电子对。因为产生一正负电子对需要2m0c2的能量，所以γ射线的最小能量为1.02MeV才能发生此过程。若入射γ射线能量超过了这个值，则过剩的能量将以正负电子对均分的动能形式出现。因此，该过程包括入射γ光子转换成正、负电子的动能。对于常见的γ射线能量，正、负电子在把所有动能传给吸收介质之前最多移动几毫米。由入射γ射线产生的全部(负电子和正电子)带电粒子动能的曲线图也是个简单的δ函数，此刻它落在低于入射γ射线能量2m0c2的位置上，如图5.9所示。由于正电子是不稳定的粒子，这个事实使电子对产生过程变得复杂了。一旦它的动能变得很低(可与吸收材料中正常电子的热能相比)，正电子将湮没，即与吸收介质中的负电子结合在一起。此时正负电子都消失，由各自能量为m0c2 (0.511MeV)的两个湮没γ光子所代替。正电子慢化和湮没所需要的时间很短，因此，实际上湮没辐射与初始的电子对产生是同时出现的。“小”探测器模型所谓“小”探测器是指探测器的体积小于初始γ射线与吸收材料相互作用所产生的次级γ辐射的平均自由程。这些次级γ辐射包括康普顿散射的散射γ射线，以及在电子对产生的正电子湮没产产的γ光子。因为次级γ射线的平均自由程一般有几个厘米左右，如果探测器的尺寸不超过1 或2 厘米，就算满足‘小”的条件；同时假定γ射线与探测器介质相互作用产生的所有带电粒子(光电子、康普顿电子、正负电子对)的能量全部沉淀在探测器中。若入射γ射线能量低于1.02MeV，对能谱的贡献只有康普顿散射和光电吸收的综合效应产生。相应于康普顿散射电子能量的连续谱称为康普顿连续谱，而相应于光电子能量的窄峰称为光电峰。对于“小”探测器，只发生单次相互作用，而且光电峰下的面积与康普顿连续谱下的面积之比，和探测器材料的光电截面与康普顿截面之比是相等的。若入射γ射线能量足够高(几个MeV)，那么电子对生成的效果在电子能谱中也是明显的。对“小”探测器而言，只有负电子和正电子的动能被积存下来，而湮没辐射逃逸掉了，其净效应是在低于光电峰2m0c2(1.02MeV)的能谱位置上叠加一个双逃逸峰。“双逃逸”这个词是指两个湮没光子不再进行相互作用就从探测器逃出去。“大”探测器模型设想在靠近特别大的探测器中心引入γ射线。所谓“大”探测器是指探测器的尺寸足够大，以至包括康普顿散射的散射γ射线和湮没辐射γ光子在内的所有次级辐射都在探测器灵敏体积内发生相互作用，而逃不出探测器的表面。对常见的γ射线能量，这种情况就意味着要有数十厘米量级大的探测器，这么大的探测器对于多数实际情况说来是不现实的。然而，这种情况有助于让我们了解如何通过增加探测器体积来大大地简化它的γ射线响应函数。例如，假使初次相互作用是个康普顿散射事件，散射γ射线随后会在探测器内另外某个地点发生相互作用；这个第二次相互作用也可能是一个康普顿散射事件，在此情况下就，产生一个能量更低的散射光子。最后，将发生光电吸收而在那里结束此历程。中等大小探测器在γ射线能谱测量中一般采用的实际探测器的尺寸