NaI_Tl_晶体的性能研究
NaI(Tl)闪烁晶体γ能谱测量
NaI(Tl) 闪烁晶体γ能谱测量实验人：吴家燕学号：15346036一、实验目的1、加深对γ射线和物质相互作用的理解；2、掌握NaI(Tl) γ谱仪的原理及使用方法；3、学会测量分析γ能谱；4、学会测定γ谱仪的能量分辨率、线性、探测效率曲线；5、测定未知放射源的能量和活度。
二、实验原理1、γ谱仪的组成NaI(Tl)闪烁谱仪由NaI(Tl)闪烁探头（包括闪烁体、光电倍增管、前置放大器）、高压电源以及谱仪放大器、多道分析器、计算机等设备组成。
图1 为NaI(Tl)闪烁谱仪装置的示意图。
2、射线与闪烁体的相互作用当γ射线入射至闪烁体时，发生三种基本相互作用过程：（1）光电效应；（2）康普顿散射；（3）电子对效应。
图2 为示波器上观察到的单能γ射线的脉冲波形，谱仪测得的能谱图。
图3 是137Cs、22Na 和60Co 放射源的γ能谱。
图中标出的谱峰称为全能峰。
在γ射线能区，光电效应主要发生在K 壳层。
在击出K 层电子的同时，外层电子填补K 层空穴而发射X 光子。
在闪烁体中，X 光子很快地再次光电吸收，将其能量转移给光电子。
上述两个过程是几乎同时产生的，因此它们相应的光输出必然是叠加在一起的，即由光电效应形成的脉冲幅度直接代表了γ射线的能量（而非减去该层电子结合能）。
3、137Cs 能谱分析4、闪烁谱仪的性能能量分辨率探测器输出脉冲幅度的形成过程中存在着统计涨落。
即使是确定能量的粒子的脉冲幅度，也仍具有一定的分布，其分布示意图如图4 所示。
通常把分布曲线极大值一半处的全宽度称半宽度即 FWHM，有时也用表示。
半宽度反映了谱仪对相邻脉冲幅度或能量的分辨本领。
因为有些涨落因素与能量有关，使用相对分辨本领即能量分辨率η更为确切。
一般谱仪在线性条件下工作，故η也等于脉冲幅度分辨率，即对于一台谱仪来说，近似地有对于单晶谱仪来说，能量分辨率是以137Cs 的0.662MeV 单能γ射线的光电峰为标准的，它的值一般在8-15%，最好可达6-7%。
NaI(Tl)闪烁晶体原理
附录一NaI(Tl)闪烁晶体闪烁体按其化学性质可分为两类：一类是无机晶体闪烁体，通常是含有少量杂质(称为激活剂)的无机盐晶体，如碘化钠(铊激活)单晶体、即NaI(Tl)，碘化铯(铊激活)单晶体、即CsI(Tl)，硫化锌(银激活)、即ZnS(Ag)等；另一类是有机闪烁体，它们都是苯环碳氢化合物。
闪烁体的发光机制比较复杂，在此对无机晶体闪烁体的发光机制作一些简要的定性介绍。
无机晶体闪烁体属离子型晶体，原子(离子)之间结合得比较紧密相互之间影响比较大，晶格中原子电子能级加宽成为一系列连续的能带。
其中最低能量状态已为电子所填满，故称为满带；价电子都处于稍高的能量状态，这种能带称为“价带”。
若价带未填满，则在外电场作用下将有净电流产生；若价带已填满，则必须有电子被激发到更高的能带——导带上去，才能产生电流，此时价带上有一空穴，导带上有一电子，即产生了一个自由电子——空穴对。
价带与导带之间的空隙中不存在电子能级，称为禁带；禁带有一宽度E g，它和晶体的导电性质密切相关，导体在左右，半导体在—之间，无机闪烁体为绝缘透明物质，E g>3eV，NaI为。
也存在另一种情况：在闪烁晶体中产生的电子——空穴对仍束缚着，称为“激子”，它们在晶格中一起运动，在外电场中无净电流产生，其能带在导带之下，称为“激带”。
自由的导带电子和价带空穴可以复合成激子，激子也可以吸收热运动能量变成自由电子——空穴对。
当核辐射进入闪烁体时，既可产生自由电子——空穴对，也可以产生激子。
而后电子从导带或激带跃迁到价带，退激过程中放出光子；也存在着竞争过程——非辐射跃迁，即通过放热(晶格振动)退激。
有一点需要指出，纯的NaI晶体不是有效的闪烁体。
一是因为相应禁带宽度的光子能量在紫外光范围，不是可见光；二是退激发出的光子尚未逸出晶体就会被晶体自身吸收。
为了解决这一问题，在纯晶体中掺入少量杂质原子(如Tl)，称为“激活剂”，它们成为发光中心，形成一套激发能级，能量比导带低，而基态却比价带高，这样跃迁产生的光子能量就比禁带宽度E g小，那么它就不可能再使价带上的电子激发到导带上去，从而避免自吸收。
NaI(Tl)谱仪受磁场研究内容
NaI(Tl)谱仪受磁场研究内容2.1 NaI(Tl)谱仪能量测量原理图2.1 光电倍增管结构图根据图2.1可以看出，最左边是一个能产生闪烁光的对射线敏感的闪烁体，当γ射线进入到闪烁体时，在某一个位置产生次级电子，它使闪烁体分子激发和电离，退激时发出大量的光子。
一般光谱范围从紫外光到可见光，并且光子向各个不同的方向发射出去。
在闪烁体周围包以物质，使其能够发射光子，这样可以使光子从光电倍增管方向发射出去，防止光子从入射角度漏出去。
光电倍增管是一个电真空器件，真空防止空气中的分子发生光电效应。
它由一个光阴极，若干个打拿极，大概十个左右，以及一个阳极组成。
光阴极前有一个玻璃或者半导体制作的窗，各电极由针脚引出，整个电子器件外部由玻璃制作。
通过分压电阻和高压电源，使阳极，打拿极，阴极之间建立起从高压到低压的电位分布。
闪烁光子入射到阴极上，由于光电效应的影响，会产生光电子，这些光电子受极间电压引起的极间电场加速和聚焦，打在第一个打拿极上面，产生了二次电子，这些二次电子在以后各级打拿极上又发生相同的倍增过程，使其达到一定的量级。
大量的电子会在阳极上建立起电信号，通常为电压脉冲或者电流脉冲，然后通过射极跟随器，可以起到阻抗的作用，再由电缆将信号传输到电子学仪器中去。
总体的过程，可以归结为五个步骤①射线进入到闪烁体，发生相互作用，闪烁体吸收带电粒子的能量使分子、原子电离激发；②受激分子、原子退激时发射出荧光分子；③利用反射板和光导传递，尽可能多的将闪烁光子收集到光电倍增管的光阴极上，由于发生光电效应，光子在光阴极上轰击出光电子；④光电子在光电倍增管中经过各打拿极进行电子倍增，数量由一个增加到104-109个，电子组成的束流在阳极负载上产生电信号；⑤信号由电子仪器输出、记录和分析。
2.2 地磁场的存在与影响地球可视为一个磁偶极，其中一极位于地理北极附近，另一极位于地理南极周围。
通过这两个磁极的假想直线与地球的自转轴大约成一定的倾斜角度。
无机闪烁晶体碘化钠NaI(Tl)的现状与发展趋势
国 内 外 技 术 现 状
Ｎａ（ １闪烁晶体 早在 ２ 世纪５ ＩＶ ） ０ ０
年代就 出现 ，０ ６ 年代初开始应用至 今。
斯髓斟产业
ＮＯ． ２ ０ ９ ０７
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技术 ， 晶体尺寸 在 ①ｌ ０ ｍｍ以下 。 ３ 在 ９ 年 代初相继 又 出现３ ０ 家私 营公 司从 事Ｎａ（ １晶体材 料的研制和 生产 ， ＩＴ ） 但 由于技术 力量薄 弱 ， 在产 品质量 和尺 寸上 未 有突破 。 目前国 内在大尺 寸柱 型 晶体 （ ， ５×３ ０ ｍｍ以上 ） 异 型 ｑ６ ０ 、 晶体 （ ０×８ ５ ０×３ ０ ｍｍ方 形 、 角 ０ 六 形、 三角形 ） 以及大 尺寸 园片晶体 （ ①
的无 机 闪烁 晶体 ， Ｘ 线和 Ｙ射 线 对 射
均有 良好的分辨 能力 ， 可探测Ｘ、 Ｙ射 线 的能量 和强度 。 ＩＴ ）晶体 的发 Ｎａ（ １ 光 效率 在 所有 与光 电倍增 管耦 合 的 闪烁晶体 中是最高 的 ， 通常 被定义 为 １０ 其 他闪烁晶体 的发光效率 则以 ０ ％，
热 锻Ｎａ（ １晶体是 在一 定 的温 ＩＴ ） 度和压 力 下通过 塑性 形变 而成 ， 晶体 在 发生塑性 形变 后 ， 由于位 错 的不断
交互 和增 殖 ， 成了位 错多 边化 和亚 形
晶粒 结 构 ， 改善 了原 单 晶易 沿 （ ， １ ０， ０ 面解理 的特 性 ， 而提 高 了其抗 温 ） 从 度 冲击 和机械 震动 的能 力 ， 闪烁性 而 能不受 影响。 此外 ， 通过热锻工 艺更易 于 制备 各种复杂几何 形状 和大尺寸 的 晶体 ， 如六边形 、 矩形等 以及 长度超 过
Ｎａ （ ） ＩＴＩ晶体 的基本性 能
NaI(Tl)单晶γ能谱仪实验探索-PPT精选文档
微机计数
1 实验原理 示波器
2019/5/2
近代物理实验 复旦大学物理实验中心
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NaI(Tl) 单晶γ能谱仪实验
1. 能谱定性探究以及为能谱定标
2 实验内容
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6 s
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NaI(Tl) 单晶γ能谱仪实验
1. 利用Cs、Co为能谱仪定标
2 实验内容
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E 0 .0 0 1 4 7 R 0 .0 0 6 Me V
近代物理实验 复旦大学物理实验中心
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NaI(Tl) 单晶γ能谱仪实验
3. 康普顿平台边缘的确定
能 量 从 0 到 E
在实验中，我们取下降起点A与谷底C的中 点B作为实验测量的康普顿平台端点。 E c 0 .0 0 1 4 7 3 2 8 0 .0 0 6 0 .4 7 6 M e VΔEEc c 0.4%
计数时间 原则上时间与测到的计数成正比关普顿平台边缘 在实验中总结发现实验与测量技巧，给出如何确定康普顿平台边缘。
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近代物理实验 复旦大学物理实验中心
11
感谢近代物理实验室各位老师的指导与帮助! 感谢实验伙伴的讨论与合作!
谢谢！
5. 质量吸收系数的确定
I e I0
lnIlnI0
得
0.093cm2 / g A 4.021025cm2
N0Z
2 实验内容
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NaI(Tl) 单晶γ能谱仪实验
3 实验总结
提高实验质量所做的努力与改进
放射源 实验中采用多个放射源叠加的办法，使实验数据质量明显提高。
NaI(Tl)闪烁晶体基本知识
附录一NaI(Tl)闪烁晶体闪烁体按其化学性质可分为两类：一类是无机晶体闪烁体，通常是含有少量杂质(称为激活剂)的无机盐晶体，如碘化钠(铊激活)单晶体、即NaI(Tl)，碘化铯(铊激活)单晶体、即CsI(Tl)，硫化锌(银激活)、即ZnS(Ag)等；另一类是有机闪烁体，它们都是苯环碳氢化合物。
闪烁体的发光机制比较复杂，在此对无机晶体闪烁体的发光机制作一些简要的定性介绍。
无机晶体闪烁体属离子型晶体，原子(离子)之间结合得比较紧密相互之间影响比较大，晶格中原子电子能级加宽成为一系列连续的能带。
其中最低能量状态已为电子所填满，故称为满带；价电子都处于稍高的能量状态，这种能带称为“价带”。
若价带未填满，则在外电场作用下将有净电流产生；若价带已填满，则必须有电子被激发到更高的能带——导带上去，才能产生电流，此时价带上有一空穴，导带上有一电子，即产生了一个自由电子——空穴对。
价带与导带之间的空隙中不存在电子能级，称为禁带；禁带有一宽度E g，它和晶体的导电性质密切相关，导体在0.1eV左右，半导体在0.63—2.5eV之间，无机闪烁体为绝缘透明物质，E g>3eV，NaI为7.0eV。
也存在另一种情况：在闪烁晶体中产生的电子——空穴对仍束缚着，称为“激子”，它们在晶格中一起运动，在外电场中无净电流产生，其能带在导带之下，称为“激带”。
自由的导带电子和价带空穴可以复合成激子，激子也可以吸收热运动能量变成自由电子——空穴对。
当核辐射进入闪烁体时，既可产生自由电子——空穴对，也可以产生激子。
而后电子从导带或激带跃迁到价带，退激过程中放出光子；也存在着竞争过程——非辐射跃迁，即通过放热(晶格振动)退激。
有一点需要指出，纯的NaI晶体不是有效的闪烁体。
一是因为相应禁带宽度的光子能量在紫外光范围，不是可见光；二是退激发出的光子尚未逸出晶体就会被晶体自身吸收。
为了解决这一问题，在纯晶体中掺入少量杂质原子(如Tl)，称为“激活剂”，它们成为发光中心，形成一套激发能级，能量比导带低，而基态却比价带高，这样跃迁产生的光子能量就比禁带宽度E g小，那么它就不可能再使价带上的电子激发到导带上去，从而避免自吸收。
各类闪烁晶体性能对比
常见无机闪烁晶体性能闪烁晶体相对光输出(%)衰减时间(ns)发光波长(nm)折射率@λmax密度(g/cm3)潮解性硬度余辉熔点（℃）NaI(Tl) 碘化钠100 250 415 1.85 3.67 强 20.3-0.5%@6ms651CsI(Tl) 掺铊碘化铯47 1000 550 1.79 4.53 轻微 20.5-5%@6ms621CsI(Na) 掺钠碘化铯85 630 420 1.84 4.51 有 20.5-5%@6ms621纯CsI 纯碘化铯4-6 16000 315 1.95 4.51 轻微 20.5-5%@6ms621BGO 锗酸铋20 300 480 2.3 7.13 无 50.005%@3ms1050L YSO 硅酸钇镥75 41 420 1.81 7.1 无 5.8<0.1%@6ms2050 辐射探测设备及核医学设备常用闪烁晶体如上表所示，主要有CsI系列，NaI（Tl），BGO以及LYSO闪烁晶体。
NaI(Tl)有很高的发光效率，并且在发光波段没有明显的自吸收，对Χ射线和γ射线均有良好的分辨能力。
在所有的闪烁晶体材料中，它是应用最广泛的一种，可用于核医学、石油地质勘探、高能物理、环境监测等领域。
NaI（Tl）晶体的最大的优势在于其相对光输出较高，制成的探头成像较为清晰。
且热稳定性较好，温度适应性较强，相对于CsI和BGO晶体，NaI(Tl)在高温时具有更高的发光强度，这使其在环境温度较高的场合有更强的适应性，例如油井或空间探测。
NaI(Tl)晶体易受辐射损伤，若长时间暴露在高强度的辐照下则会降低其闪烁性能，一般在射线强度高于102rad（rad：拉德，辐射剂量单位）时就会观察到辐射损伤。
所以晶体不要暴露在来自荧光灯或太阳光的紫外线辐照下。
其具有较强的潮解性。
CsI系列闪烁晶体潮解性略优于NaI（Tl）晶体。
CsI(Tl)晶体的光输出可达NaI(Tl)晶体的85%，发光主峰位在550nm，能与硅光电二极管很好地匹配，从而使读出系统大为简化。
NaI(Tl)闪烁谱仪系列实验
Nal (Tl)闪烁谱仪系列实验张瑞 111120199一、实验原理1. 丫射线与物质的相互作用丫射线与物质的相互作用主要是光电效应、 康普顿散射和正、负电子对产生这三种过程。
(1) 光电效应。
入射丫粒子把能量全部转移给原子中的束缚电子，而把束缚电子打出来形成光电子。
由于束缚电子的电离能E1 一般远小于入射丫射线能量E 丫，所以光电子的动能近似等于入射丫射线的能量(2) 康普顿散射。
核外电子与入射丫射线发生康普顿散射的示意图见图 1.2-1。
设入射丫光子能量为h散射光子能量为h v ，则反冲康普顿电子的动能EevE e =h 卜—h康普顿散射后散射光子能量与散射角B 的关系为(1.2-1 )hv a = ----式中 ■'，即为入射丫射线能量与电子静止质量所对应的能量之比。
由式(B = 0时h “ =h 丁，这时E e =0,即不发生散射；当0 = 180。
时，散射光子能量最小, 它等于h ；/（l +E 光电=E Y —E 1~E Y1.2-1 ),2a），这时康普顿电子的能量最大，为（1.2-2）fi3V ■--------所以康普顿电子能量在0至1 --之间变化。
（3）正、负电子对产生。
当丫射线能量超过2m 0 c 2（1.022 MeV ）时，丫光子受原子核或电子的库仓场的作用可能转化成正、负电子对。
入射丫射线的能量越大，产生正、负电子对的几率也越大。
在物质中正电子的寿命是很短的，当它在物质中消耗尽自己的动能，便同物质原子中的轨道电子发生湮没反应而变成一对能量各为0.511 MeV的丫光子。
2•闪烁谱仪结构与工作原理Nal （T1 ）闪烁谱仪结构如图1.2-2。
整个仪器由探头（包括闪烁体、光电倍增管、射极跟随器），高压电源，线性放大器、多道脉冲幅度分析器几部分组成。
射线通过闪烁体时，闪烁体的发光强度与射线在闪烁体内损失的能量成正比。
带电粒子（如a、B粒子）通过闪烁体时，将引起大量的分子或原子的激发和电离，这些受激的分子或原子由激发态回到基态时就放出光子；不带电的丫射线先在闪烁体内产生光电子、康普顿电子及正、负电子对（当E Y> 1.02 MeV时），然后这些电子使闪烁体内的分子或原子激发和电离而发光。
NaI单晶TLγ能谱仪实验及相关讨论
NaI单晶(TL)γ能谱仪实验及相关讨论摘要：本实验通过对NaI单晶(TL) γ能谱仪的了解和熟悉，掌握其定标和调整方法，并测量放射源的γ能谱，用卡全能峰的方法计算Pb对射线的质量吸收系数以及散射截面。
关键词：NaI单晶γ能谱仪能量分辨率质量吸收系数散射截面一、引言测量γ射线的强度和能量是核辐射探测的一个重要方面。
在核物理研究中，测量原子核的激发能级、研究核衰变纲图、测定短的核寿命及进行核反应实验等，都需要测量γ射线。
在放射性同位素的工业、农业、医疗和科学研究的各种应用中也经常使用γ射线和要求进行γ射线的各种测量。
NaI(TL)单晶是以NaI为基质材料掺以适当浓度的TL生长而成的闪烁晶体材料。
材料对闪烁光无明显的自吸收，并对X射线和γ射线具有很高的分辨率。
在所有可供使用的闪烁晶体中, NaI是应用最广泛的材料。
广泛应用于核医学、矿井探测、环境监测、高能物理和其它方面。
二、实验目的掌握NaI(Tl)单晶γ能谱仪的调整方法，测量γ射线的能谱，测量能谱仪的性能和标定其能量定标曲线，并利用定标曲线进行一系列实验，掌握运用个人计算机处理能谱数据的方法。
三、实验原理γ光子是不带电的中性粒子，因此它与物质的相互作用与带电粒子有显著的差别。
带电粒子与物质相互作用时，与物质原子的核外电子的非弹性碰撞是主要的能量交换过程，每一次碰撞所转移的能量是很小的，经过许多次碰撞后逐渐损失能量。
γ射线与物质的相互作用主要有三种方式：光电效应，康普顿散射和电子对效应。
(1)光电效应入射γ粒子把能量全部转移给原子中的束缚电子，而把束缚电子打出来形成光电子。
由于束缚电子的电离能E i一般远小于入射γ射线能量Eγ，所以光电子的动能近似等于入射γ射线的能量E光电＝Eγ－E i≈Eγ(2)康普顿散射设入射γ光子能量为hν，散射光子能量为hν′，则反冲康普顿电子的动能：Ee＝hν－hν′康普顿散射后散射光子能量与散射角θ的关系为其中即为入射γ射线能量与电子静止质量所对应的能量之比。
各类闪烁晶体性能对比
常见无机闪烁晶体性能闪烁晶体相对光输出(%)衰减时间(ns)发光波长(nm)折射率@λmax密度(g/cm3)潮解性硬度余辉熔点（℃）NaI(Tl)碘化钠100 250 415 强 2掺铊碘化铯47 1000 550 轻微 2 %@6ms 621CsI(Na) 掺钠碘化铯85 630 420 有 2%@6ms 621纯CsI纯碘化铯4-6 16000 315 轻微 2%@6ms 621BGO锗酸铋20 300 480 无 5%@3ms 1050L YSO硅酸钇镥75 41 420 无<%@6ms 2050 辐射探测设备及核医学设备常用闪烁晶体如上表所示，主要有CsI系列，NaI（Tl），BGO以及LYSO闪烁晶体。
NaI(Tl)有很高的发光效率，并且在发光波段没有明显的自吸收，对Χ射线和γ射线均有良好的分辨能力。
在所有的闪烁晶体材料中，它是应用最广泛的一种，可用于核医学、石油地质勘探、高能物理、环境监测等领域。
NaI（Tl）晶体的最大的优势在于其相对光输出较高，制成的探头成像较为清晰。
且热稳定性较好，温度适应性较强，相对于CsI和BGO晶体，NaI(Tl)在高温时具有更高的发光强度，这使其在环境温度较高的场合有更强的适应性，例如油井或空间探测。
NaI(Tl)晶体易受辐射损伤，若长时间暴露在高强度的辐照下则会降低其闪烁性能，一般在射线强度高于102rad（rad：拉德，辐射剂量单位）时就会观察到辐射损伤。
所以晶体不要暴露在来自荧光灯或太阳光的紫外线辐照下。
其具有较强的潮解性。
CsI系列闪烁晶体潮解性略优于NaI（Tl）晶体。
CsI(Tl)晶体的光输出可达NaI(Tl)晶体的85%，发光主峰位在550nm，能与硅光电二极管很好地匹配，从而使读出系统大为简化。
它的衰减时间与入射粒子的电离本领有关，特别适宜于在强γ本底下探测重带电粒子。
CsI(Na)的发光效率与NaI(Tl) 接近，发射光谱的主峰位在420nm，更容易与光电倍增管配合；温度效应好。
各类闪烁晶体性能对比精选文档
各类闪烁晶体性能对比精选文档TTMS system office room 【TTMS16H-TTMS2A-TTMS8Q8-常见无机闪烁晶体性能闪烁晶体相对光输出(%)衰减时间(ns)发光波长(nm)折射率@λmax密度(g/cm3)潮解性硬度余辉熔点（℃）NaI(Tl)碘化钠100 250 415 强 2掺铊碘化铯47 1000 550 轻微 2 %@6ms 621CsI(Na) 掺钠碘化铯85 630 420 有 2%@6ms 621纯CsI 纯碘化铯4-6 16000 315 轻微 2%@6ms 621BGO锗酸铋20 300 480 无 5 %@3ms 1050LYSO 硅酸钇镥75 41 420 无<%@6ms2050 辐射探测设备及核医学设备常用闪烁晶体如上表所示，主要有CsI系列，NaI（Tl），BGO以及LYSO闪烁晶体。
NaI(Tl)有很高的发光效率，并且在发光波段没有明显的自吸收，对Χ射线和γ射线均有良好的分辨能力。
在所有的闪烁晶体材料中，它是应用最广泛的一种，可用于核医学、石油地质勘探、高能物理、环境监测等领域。
NaI（Tl）晶体的最大的优势在于其相对光输出较高，制成的探头成像较为清晰。
且热稳定性较好，温度适应性较强，相对于CsI和BGO晶体，NaI(Tl)在高温时具有更高的发光强度，这使其在环境温度较高的场合有更强的适应性，例如油井或空间探测。
NaI(Tl)晶体易受辐射损伤，若长时间暴露在高强度的辐照下则会降低其闪烁性能，一般在射线强度高于102rad（rad：拉德，辐射剂量单位）时就会观察到辐射损伤。
所以晶体不要暴露在来自荧光灯或太阳光的紫外线辐照下。
其具有较强的潮解性。
CsI系列闪烁晶体潮解性略优于NaI（Tl）晶体。
CsI(Tl)晶体的光输出可达NaI(Tl)晶体的85%，发光主峰位在550nm，能与硅光电二极管很好地匹配，从而使读出系统大为简化。
它的衰减时间与入射粒子的电离本领有关，特别适宜于在强γ本底下探测重带电粒子。
实验9-1__用NaI(Tl)单晶闪烁谱仪测能谱.
实验三用NaI（Tl）单晶γ闪烁能谱仪测γ能谱原子核的能级间的跃迁产生γ射线，γ射线强度按能量的分布即γ射线能谱，简称γ能谱。
研究γ能谱可确定原子核激发态的能级等，对放射性分析、同位素应用及鉴定核素等方面都有重要的意义。
测量γ能谱最常用的仪器是闪烁γ能谱仪，在核物理、高能粒子物理和空间辐射物理的探测中应用非常广泛。
【实验目的】1、了解闪烁探测器的结构、工作原理。
2、掌握NaI（Tl）单晶γ闪烁能谱仪的几个性能指标和测试方法．3、观测及分析γ全能谱。
4、了解核电子学仪器的数据采集、记录方法和数据处理原理。
【实验原理】一、闪烁能谱仪测量γ能谱的原理闪烁能谱仪是利用某些荧光物质在带电粒子作用下被激发或电离后，能发射荧光（称为闪烁）的现象来测量能谱的。
这种荧光物质常称为闪烁体。
1、闪烁体的发光机制闪烁体的种类很多，按其化学性质不同可分为无机晶体闪烁体和有机闪烁体。
有机闪烁体包括有机晶体闪烁体、有机液体闪烁体和有机塑料闪烁体等。
最常用的无机晶体是铊激活的碘化钠单晶闪烁体，常记为NaI（Tl），属离子型晶体。
纯粹的碘化钠晶体，其能带结构是在价带和导带之间有比较宽的禁带，如有带电粒子进人到闪烁体中，将引起后者产生电离或激发过程，即可能有电子从价带激发到导带或激发到激带，然后这些电子再退激到价带。
退激的可能过程之一是发射光子，这种光子的能量还会使晶体中其它原子产生激发或电离，也就是光子可能被晶体吸收而不能被探测到，为此要在晶体中掺入少量的杂质原子（激活原子），如在碘化钠晶体中掺入铊原子，其关键作用是可以在低于导带和激带的禁带中形成一些杂质能级。
这些杂质原子会捕获一些自由电子或激子到达杂质能级上，然后以发光的形式退激到价带，这就形成了闪烁过程的发光，而这种光因能量小于禁带宽度而不再被晶体吸收，不再会产生激发或电离。
这说明只有加入少量激活杂质的晶体，才能成为实用的闪烁体。
对于NaI（Tl）单晶闪烁体而言，其发射光谱最强的波长是415 nm的蓝紫光，其强度反映了进人闪烁体内的带电粒子能量的大小，选择适当大小的闪烁体，可使这些光子一射出闪烁体就被探测到。
NaI(Tl)闪烁晶体原理资料讲解
N a I(T l)闪烁晶体原理附录一 NaI(Tl)闪烁晶体闪烁体按其化学性质可分为两类：一类是无机晶体闪烁体，通常是含有少量杂质(称为激活剂)的无机盐晶体，如碘化钠(铊激活)单晶体、即NaI(Tl)，碘化铯(铊激活)单晶体、即CsI(Tl)，硫化锌(银激活)、即ZnS(Ag)等；另一类是有机闪烁体，它们都是苯环碳氢化合物。
闪烁体的发光机制比较复杂，在此对无机晶体闪烁体的发光机制作一些简要的定性介绍。
无机晶体闪烁体属离子型晶体，原子(离子)之间结合得比较紧密相互之间影响比较大，晶格中原子电子能级加宽成为一系列连续的能带。
其中最低能量状态已为电子所填满，故称为满带；价电子都处于稍高的能量状态，这种能带称为“价带”。
若价带未填满，则在外电场作用下将有净电流产生；若价带已填满，则必须有电子被激发到更高的能带——导带上去，才能产生电流，此时价带上有一空穴，导带上有一电子，即产生了一个自由电子——空穴对。
价带与导带之间的空隙中不存在电子能级，称为禁带；禁带有一宽度E g，它和晶体的导电性质密切相关，导体在0.1eV左右，半导体在0.63—2.5eV之间，无机闪烁体为绝缘透明物质，E g>3eV，NaI为7.0eV。
也存在另一种情况：在闪烁晶体中产生的电子——空穴对仍束缚着，称为“激子”，它们在晶格中一起运动，在外电场中无净电流产生，其能带在导带之下，称为“激带”。
自由的导带电子和价带空穴可以复合成激子，激子也可以吸收热运动能量变成自由电子——空穴对。
当核辐射进入闪烁体时，既可产生自由电子——空穴对，也可以产生激子。
而后电子从导带或激带跃迁到价带，退激过程中放出光子；也存在着竞争过程——非辐射跃迁，即通过放热(晶格振动)退激。
有一点需要指出，纯的NaI晶体不是有效的闪烁体。
一是因为相应禁带宽度的光子能量在紫外光范围，不是可见光；二是退激发出的光子尚未逸出晶体就会被晶体自身吸收。
为了解决这一问题，在纯晶体中掺入少量杂质原子(如Tl)，称为“激活剂”，它们成为发光中心，形成一套激发能级，能量比导带低，而基态却比价带高，这样跃迁产生的光子能量就比禁带宽度E g小，那么它就不可能再使价带上的电子激发到导带上去，从而避免自吸收。
实验五 NaI(Tl)单晶γ能谱的认识与分析
实验五 NaI(Tl)单晶γ能谱的认识与分析一 实验目的1. 初步认识几种放射性核素在NaI （T1）谱仪中形成的γ能谱；2. 了解数字化多道谱仪系统（Ispeter 2000）以及NaI （T1）谱仪系统的特点，并学会操作使用该系统；3. 掌握测量和分析天然放射性（40-K 、226-Ra 、232-Th ）水平的原理和方法；二 实验器材NaI （T1）闪烁探测器、铅室、Ispeter 2000数字化多道谱仪、环境放射性标准样品，137-Cs 源，计算机。
三 实验原理利用碘化钠晶体和光电倍增管组成的闪烁计数器，把具有一定能量的光子变为电脉冲，且输出的脉冲幅度与入射光子能量成正比。
通过对脉冲幅度的分析，从而得到光子能量的分布，这就是γ能谱仪进行能谱分析的基本原理。
但是用γ能谱仪测得的放射源的γ谱，与放射源产生的起始γ谱有很大差别，这种由能谱仪测量得到的、被复杂化的核辐射原始线谱称为仪器谱。
放射性核素与辐射的能量间存在一一对应关系，辐射的含量与能量的强度存在正比关系。
在γ射线与闪烁体发生光电效应时，γ射线产生的光电子动能给出为：i e B E E -=γ其中，i B 为K 、L 、M 等壳层中电子的结合能。
在γ射线能区，光电效应主要发生在K 壳层。
此时，K 壳层留下的空穴将为外层电子所填补，跃迁时将放出X 光子，其能量为X E 。
这种X 光子在闪烁晶体内很容易再产生一次新的光电效应，将能量又转移给光电子。
因此闪烁体得到的能量将是两次光电效应产生的光电子能量和：γγE E B E E X i =+-=)(所以，由光电效应形成的脉冲幅度就直接代表了γ射线的能量。
在康普顿效应中，γ光子把部分能量传递给次级电子，而自身则被散射。
反冲电子动能为)cos 1(120θγγ-+=E cm E E e散射光子的散射角为θ；20c m 为电子静止能量（0.511MeV ）。
为方便起见上式可近似写成：)cos 1(211θγγ-+≈E E E e散射光子能量也可近似写成：)cos 1(21θγγγ-+≈E E E （1）当θ=180°时，即光子向后散射，称为反散射光子。
Li_掺杂浓度对NaI∶Tl,Li_晶体光学和闪烁性能的影响
第52卷第9期2023年9月人㊀工㊀晶㊀体㊀学㊀报JOURNAL OF SYNTHETIC CRYSTALS Vol.52㊀No.9September,2023Li 掺杂浓度对NaIʒTl ,Li 晶体光学和闪烁性能的影响王京康1,2,王承二3,孙希磊3,王治华2,李云云2,李焕英2,任国浩2,吴云涛2(1.上海理工大学,上海㊀200082;2.中国科学院上海硅酸盐研究所,上海㊀201899;3.中国科学院高能物理研究所,北京㊀100049)摘要:具有中子-伽马双模探测能力的卤化物闪烁晶体在辐射探测领域展现出广阔的应用前景㊂本文使用布里奇曼法生长得到高光学质量的NaIʒTl 和NaIʒTl,Li 闪烁晶体,并系统研究了不同Li 浓度掺杂NaIʒTl 晶体的光致激发和发射光谱㊁时间分辨光致发光曲线㊁X 射线辐照发光光谱㊁伽马射线激发能谱,以及中子-伽马甄别性能㊂研究表明,NaIʒTl 晶体和NaIʒTl,Li 晶体在X 射线激发下的发光峰位于345和410nm,均来源于Tl +的sp-s 2跃迁发光㊂随着Li 浓度的增加,晶体的光产额由41000photons /MeV 下降到23000photons /MeV,662keV 处的能量分辨率由7.0%劣化到9.6%㊂1%Li(原子数分数)掺杂的NaIʒTl 晶体具有最优的中子-伽马脉冲形状甄别(PSD)性能,品质因子(FoM)值达到4.56㊂关键词:NaIʒTl,Li;闪烁晶体;布里奇曼法;sp-s 2跃迁;中子-伽马甄别中图分类号:O734㊀㊀文献标志码:A ㊀㊀文章编号:1000-985X (2023)09-1582-07Influence of Li Doping Concentration on the Optical and Scintillation Properties of NaIʒTl ,Li CrystalsWANG Jingkang 1,2,WANG Chenger 3,SUN Xilei 3,WANG Zhihua 2,LI Yunyun 2,LI Huanying 2,REN Guohao 2,WU Yuntao 2(1.University of Shanghai for Science and Technology,Shanghai 200082,China;2.Shanghai Institute of Ceramics,Chinese Academy of Sciences,Shanghai 201899,China;3.Institute of High Energy Physics,Chinese Academy of Sciences,Beijing 100049,China)Abstract :Halide scintillation crystals with neutron-gamma dual detection capabilities show broad application prospects in the field of radiation detection.High optical quality NaIʒTl and NaIʒTl,Li scintillation crystals were grown by Bridgman method in this paper.The photoluminescence excitation (PLE)and emission (PL),time-resolved photoluminescence,X-ray excited radioluminescence (XEL),γ-ray detection performance and neutron-gamma discrimination performance of NaIʒTl co-doped with different Li concentrations were systematically studied.Under the excitation of X-ray,NaIʒTl and NaIʒTl,Li crystals show emission peaking at 345and 410nm respectively,which are related to sp-s 2transitions of Tl +ion.As the increase of Lico-doping concentration,the light yield of the crystal decreases from 41000photons/MeV to 23000photons/MeV,while the energy resolution at 662keV deteriorates from 7.0%to 9.6%.Among the tested samples,the NaIʒTl crystal co-doped with 1%Li has the best neutron-gamma pulse shape discrimination (PSD)performance,and the neutron-gamma PSD figure-of-merits (FoM)reaches 4.56.Key words :NaIʒTl,Li;scintillation crystal;Bridgman method;sp-s 2transition;neutron-gamma discrimination.㊀㊀收稿日期:2023-03-09㊀㊀基金项目:国家重点研发计划(2022YFB3503600);国家自然科学基金(U2030115)㊀㊀作者简介:王京康(1998 ),男,山东省人,硕士研究生㊂E-mail:2560911070@㊀㊀通信作者:吴云涛,博士,研究员㊂E-mail:ytwu@ 0㊀引㊀㊀言中子探测器广泛应用于国土安全㊁石油测井㊁辐射探测等领域㊂由于中子辐射场常伴随有伽马辐射,中子探测器需要区分中子和伽马射线㊂He-3正比计数器是最常用的中子探测器,但其对伽马射线不敏感,且㊀第9期王京康等:Li掺杂浓度对NaIʒTl,Li晶体光学和闪烁性能的影响1583㊀面临着全球性资源短缺等问题[1]㊂因此,寻找He-3的替代材料成为近几年国内外的研究热点㊂无机闪烁体作为一种常见的伽马辐射探测材料,通过引入6Li㊁10B等中子敏感元素,不仅保留了伽马探测能力,也可实现中子探测,例如6Li玻璃[2-3]㊁6LiF-ZnS(Ag)复合材料[4]和6LiIʒEu[5-6]晶体㊂6Li玻璃虽可实现中子-伽马的双模探测,但其低光产额较低(仅为NaIʒTl晶体的7%~10%)[2-3]㊂6LiF-ZnS(Ag)复合材料在中子和伽马射线下的光产额较高(分别为160000photons/neutron和75000photons/MeV),但由于多晶粉末的散射效应,其能量分辨率差[4]㊂6LiIʒEu晶体具有高的热中子探测效率,但无法实现中子-伽马的双探测,且强潮解性也进一步限制了其实际应用[5-6]㊂近年来,具有钾冰晶石结构的卤化物闪烁晶体因具有优异中子-伽马双探测能力引起了广泛的研究,例如Cs26LiYCl6ʒCe(CLYC)[7-9]和Cs26LiLaBr6ʒCe(CLLB)[10-11]㊂CLYC晶体在中子和伽马射线激发下的光产额分别为70000photons/neutron和20000photons/MeV,662keV处的能量分辨率为3.6%,脉冲形状甄别(pulse shape discrimination,PSD)品质因子达到4.55,是目前性能最为优异的中子-伽马双探测晶体之一[7-9]㊂在热中子和伽马射线辐照下,CLLB晶体具有180000photons/neutron和60000photons/MeV的优异光产额[10-11]㊂然而,两者均存在原料昂贵及非一致熔融等问题,致使晶体的制备成本居高不下㊂NaIʒTl,Li作为一种新兴的中子-伽马双模探测闪烁晶体,具有较低的原料成本㊁易于大尺寸生长,以及优异的中子-伽马甄别能力等优点,表现出巨大市场发展潜力㊂2015年,Nagarkar等[12]通过物理气相沉积法制备得到Li x Na1-x IʒTl,Eu微柱状多晶闪烁薄膜,发现Li x Na1-x IʒTl,Eu薄膜在中子和伽马射线激发下的光产额分别为10250photons/neutron和25100photons/MeV,并使用电荷积分法确认薄膜具备中子-伽马甄别能力㊂2017年,Yang等[13]首次将6LiI作为共掺杂剂引入到传统的闪烁材料NaIʒTl中,测得1%Li掺杂的NaIʒTl晶体光产额为34000photons/MeV,662keV处能量分辨率为7%,PSD的品质因子为2.8,从而使NaIʒTl这个传统的闪烁晶体焕发出新的生机㊂但是,关于Li浓度对NaIʒTl晶体性能影响的研究较少㊂本文使用布里奇曼法生长得到直径为14mm的高光学质量NaIʒTl,Li晶体,使用铝质套管对晶体进行封装,研究了6Li掺杂浓度变化对晶体光学性能㊁辐射发光性能及中子-伽马甄别能力的影响㊂1㊀实㊀㊀验1.1㊀晶体生长将高纯的卤化物粉料NaI(纯度99.99%)㊁TlI(纯度99.999%)与6LiI(纯度99.999%,6Li的富集程度为95%)按照Na0.999Tl0.001I和Na0.999-x Tl0.001Li x I(x=0.01㊁0.05㊁0.10)的组成比例混合均匀后装入石英坩埚中㊂配料操作在Ar气氛的手套箱中进行(氧含量<0.0001ɢ,水含量<0.0001ɢ),原料装入坩埚后利用等离子焊封装置封口㊂将焊封后的坩埚置于布里奇曼炉中,升温至熔点以上保温24h以保证原料完全熔融并均匀混合㊂装载熔体的坩埚从高温区逐渐下降至低温区,生长结束后晶体随炉冷却到室温㊂通过布里奇曼法生长得到直径14mm的NaIʒTl和NaIʒTl,Li晶体,切割和抛光后得到厚度为8mm透明㊁无裂纹㊁无包裹体的样品,如图1(a)所示㊂使用铝质套管将加工后的样品进行封装,如图1(b)所示㊂图1㊀NaIʒTl与NaIʒTl,Li晶体照片Fig.1㊀Photographs of NaIʒTl and NaIʒTl,Li crystals1584㊀研究论文人工晶体学报㊀㊀㊀㊀㊀㊀第52卷1.2㊀性能测试使用型号为Agilent 5100的电感耦合等离子体发射光谱仪(ICP-OES)测定晶体中Tl㊁Li 的实际浓度,整个波长被自动校正㊂使用Horiba FluoroMax 型荧光光谱仪,氙灯作为激发光源,测试NaIʒTl,Li 晶体的室温荧光光谱㊂使用FLS980型光谱仪,激发光源为纳秒灯,基于单光子计数原理测试了样品的时间分辨荧光衰减曲线㊂使用X 射线管作为激发源(管电压:50keV,管电流:0.5mA)测试晶体的X 射线激发发射光谱,通过光纤将收集到的光导入荧光光谱仪并采集数据㊂使用137Cs 作为激发源,滨松R2059光电倍增管收集发光信号,再将信号输出到Canberra 2005前置放大器和Ortec 672光谱放大器,通过Tukan 8k 多道分析器将数据传输到电脑来测量多道能谱㊂时间门宽为6μs,以保证光的收集㊂使用单光子计数法计算样品的绝对光产额[14]㊂晶体的中子-伽马甄别性能测试是采用137Cs 和252Cf 作为激发源,滨松R6233-100光电倍增管收集发光信号后,由CAEN DT5751数字化仪(1GHz /10位)直接记录㊂最后,利用软件ROOT 进行离线数据处理,获得平均伽马㊁中子波形和PSD 结果㊂2㊀结果与讨论2.1㊀掺杂离子在晶体中的分布使用ICP-OES 测试了NaIʒTl,Li 晶体中Tl +与Li +的浓度(原子数分数,下同),晶体与熔体中Tl +与Li +的浓度如表1所示,Tl +与Li +在晶体中的浓度均低于熔体中的浓度,这说明Tl +与Li +在晶体生长过程中均存在明显的分凝现象㊂为了保证单一变量,测试样品取自不同晶体中的相同位置,所以不同晶体中Tl +浓度基本相同㊂根据文献报道,Tl +在NaI 晶体中的分凝系数约为0.25[15],但缺乏关于Li +分凝现象的研究,本团队在之前的工作中发现Li +在NaI 晶体中的分凝系数约为0.35㊂Li +(r =7.6nm)㊁Tl +(r =15nm)与Na +(r =1.02nm)相比,它们虽然在电荷上相等,但半径均存在一定的差异,其中Li +半径比Na +半径小25%,Tl +半径比Na +半径大47%,尺寸上的差异使得晶体中的Tl +的分凝现象更加严重㊂表1㊀Tl 与Li 在NaIʒTl ,Li 晶体中的浓度Table 1㊀Concentration of Tl and Li in NaIʒTl ,Li crystalsSampleTl content /%Li content /%In the melt In the crystal In the melt In the crystal NaIʒTl,Li 0.100.02000.100.0210.640.100.025 4.720.100.02109.622.2㊀晶体的发光性能为了研究Li +浓度对NaIʒTl 晶体光学性能的影响,测试了不同浓度Li +掺杂NaIʒTl 晶体的荧光激发(photoluminescence excitation,PLE)和发射(photoluminescence emission,PL)光谱,以及X 射线激发发射光谱(X-ray excited radioluminescence,XEL),如图2(a)和2(b)所示㊂当激发波长为306nm 时,测得共掺杂晶体NaIʒTl,Li 存在两个发光峰(位于345和410nm 处),分别对应Tl +二聚体和单体发光[16]㊂据研究[16],Tl +在NaI 晶体中存在两种占位:一种是占据Na +格位形成的单体发光中心,发光能量是2.95eV(~410nm);另一种是两个Tl +占据相邻的两个Na +格位形成的二聚体发光中心,发光能量是3.6eV(~345nm)㊂二聚体会把吸收的能量传递给单体,且传递效率随着Tl 浓度的增加而增加,从而使二聚体的发光强度明显弱于单体的发光,即345nm 发射峰的强度总是低于410nm 发射峰的强度㊂当发射波长为410nm 时,共掺杂晶体均存在256nm 的激发峰和286~306nm 的激发带,文献[16]报道了激发峰和激发带均与Tl +的sp-s 2辐射跃迁有关㊂随着Li 浓度的增加,荧光激发光谱基本没有变化,荧光发射光谱出现发光峰轻微红移现象㊂一价阳离子Li +在进入晶格后,可能会占据Na +格位或者是间隙位置,从而影响到Tl +的配位场㊂红移现象可能与Li +取代引起晶体配位场和带隙变化有关㊂㊀第9期王京康等:Li 掺杂浓度对NaIʒTl,Li 晶体光学和闪烁性能的影响1585㊀晶体在X 射线激发下的光谱与荧光光谱基本相同,随着Li +浓度的增加,同样出现345nm 处Tl +二聚体发光峰面积占比增大和发光峰轻微红移的现象㊂NaIʒTl 和NaIʒTl,Li 晶体的荧光衰减曲线如图2(c)所示,使用线性函数对衰减曲线进行拟合,得到衰减时间随Li 浓度的变化趋势,如图2(d)所示㊂NaIʒTl 和NaIʒTl,Li 晶体的衰减时间均在150~155ns,来自于Tl +的sp-s 2辐射跃迁[17]㊂图2㊀NaIʒTl 和NaIʒTl,Li 晶体的发光性能表征㊂(a)荧光激发和发射光谱;(b)X 射线激发发射光谱;(c)荧光衰减曲线;(d)荧光衰减时间随Li 浓度的变化趋势Fig.2㊀Luminescent performance characterization of NaIʒTl and NaIʒTl,Li crystals.(a)PLE and PL spectra;(b)XEL spectra;(c)PL decay profiles;(d)PL decay time as a function of Li co-doping concentration 2.3㊀晶体的闪烁性能如图3(a)所示为NaIʒTl 和NaIʒTl,Li 晶体在137Cs 激发下的多道能谱测试,随着Li 浓度的增大,晶体全能峰的道数逐渐下降㊂基于X 射线激发发射光谱及滨松R2059PMT 的量子效率,通过单光子计数法计算得到NaIʒTl 和NaIʒTl,Li 晶体的绝对光产额,图3(b)展示了光产额随Li 浓度的变化趋势㊂测试结果表明,NaIʒTl 的光产额约为41000photons /MeV,但随着Li 浓度的增加,晶体的光产额逐步下降,当Li 的掺杂浓度到10%时,光产额约为23000photons /MeV㊂为了研究Li 浓度变化对NaIʒTl 晶体能量分辨率的影响,使用高量子效率的滨松R6233-100PMT 测试了晶体的多道能谱㊂使用高斯函数拟合晶体多道能谱中的全能峰,得到NaIʒTl 和NaIʒTl,Li 晶体的能量分辨率及随Li 浓度的变化趋势,如图3(c)和(d)所示㊂未掺杂Li 的NaIʒTl 晶体对662keV 伽马射线的能量分辨率为7.0%,与常用的NaIʒTl 晶体能量分辨率接近㊂1%Li 的掺杂使晶体的能量分辨率轻微劣化至7.2%㊂随着Li 浓度的继续增加,晶体的能量分辨率劣化至9.6%㊂能量分辨率的劣化与光产额降低有直接关系㊂2.4㊀中子-伽马PSD 甄别性能利用中子和伽马脉冲波形的差异,可以实现中子-伽马甄别,这就是脉冲形状鉴别技术㊂图4(a)~(c)分别为1%Li㊁5%Li 和10%Li 掺杂NaIʒTl 晶体的归一化中子和伽马波形㊂每个晶体的中子和伽马波形中均存在明显的差异,这意味着晶体具备中子-伽马分辨的能力,使用双指数函数对中子和伽马波形进行拟合,得1586㊀研究论文人工晶体学报㊀㊀㊀㊀㊀㊀第52卷到了表2中晶体的衰减时间㊂在伽马射线辐照下,随着Li 掺杂浓度的增加,NaIʒTl,Li 晶体的慢衰减分量从1084ns(24%)延长到1190ns(54%),快衰减分量由192ns(76%)延长到240ns(46%)㊂中子辐照下晶体的衰减时间也出现了类似的变化规律㊂衰减时间的变化会导致中子-伽马甄别性能发生改变,使用电荷积分法对中子-伽马甄别能力进行评估,得到脉冲形状甄别散点图,如图4(d)~(e)所示㊂在PSD 散点图中,x 轴是等效伽马能量,y 轴是短时间窗口的积分电荷与全时间窗口的积分电荷之比㊂在三种晶体的PSD 散点图中可以清晰地分离出中子和伽马信号㊂使用品质因子(figure of merits,FoM)来量化PSD 的性能,其定义为,中子峰与伽马射线的峰位差与半峰全宽和的比值[18]㊂当晶体FoM 值大于1.5时,可以实现中子-伽马的甄别,FoM 越大,中子-伽马甄别能力越强,1%Li 掺杂NaIʒTl 晶体PSD 散点图的FoM 值为4.56,这与CLYC 晶体的FoM 值4.55接近[18]㊂随着Li 掺杂浓度的增加,伽马射线和中子的脉冲波形差异在减小,PSD 散点图的FoM 值也在减小,5%Li 掺杂晶体的FoM 值为2.56,而10%Li 掺杂晶体的FoM 值为2.14㊂图3㊀NaIʒTl 和NaIʒTl,Li 晶体的光产额与能量分辨率㊂(a)137Cs 激发下的多道能谱;(b)光产额随Li 浓度变化趋势;(c)662keV 处的能量分辨率;(d)能量分辨率随Li 浓度变化趋势Fig.3㊀Light yield and energy resolution of NaIʒTl and NaIʒTl,Li crystals.(a)137Cs pulse height spectra acquired by a Hamamatsu R2059PMT;(b)light yield as a function of Li co-doping concentration;(c)energy resolution at 662keV;(d)energy resolution as a function of Li co-doping concentration表2㊀NaIʒTl ,Li 晶体在伽马射线和中子下的闪烁衰减时间Table 2㊀Scintillation decay time of NaIʒTl ,Li crystals under γ-ray rays and neutronsSampleLi content /%Scintillation decay under γ-ray excitation /ns Scintillation decay under neutron excitation /ns Fast component Slow component Fast component Slow component 1192ʃ0.2(76%)1084ʃ10.3(24%)158ʃ0.1(80%)958ʃ4.8(20%)NaIʒTl,Li 5210ʃ0.3(49%)1130ʃ4.0(51%)204ʃ0.3(66%)972ʃ3.6(34%)10240ʃ0.5(46%)1190ʃ5.1(54%)229ʃ0.4(54%)1053ʃ3.3(46%)㊀第9期王京康等:Li 掺杂浓度对NaIʒTl,Li 晶体光学和闪烁性能的影响1587㊀图4㊀中子-伽马脉冲形状甄别能力㊂(a)NaIʒTl,1%Li 晶体归一化波形;(b)NaIʒTl,5%Li 晶体归一化波形;(c)NaIʒTl,10%Li 晶体归一化波形;(d)NaIʒTl,1%Li 晶体的PSD 散点图;(e)NaIʒTl,5%Li 晶体的PSD 散点图;(f)NaIʒTl,10%Li 晶体的PSD 散点图Fig.4㊀Neutron-gamma PSD performance.Normalized waveforms of NaIʒTl,1%Li (a),NaIʒTl,5%Li (b),and NaIʒTl,10%Li (c);PSD scatter plots of NaIʒTl,1%Li (d),NaIʒTl,5%Li (e),NaIʒTl,10%Li (f)3㊀结㊀㊀论本文采用布里奇曼法生长出高光学质量的掺杂不同浓度Li 的NaIʒTl 单晶,确认晶体的发光仍来自于Tl +的跃迁发光㊂在X 射线激发下,晶体存在345与410nm 两个发光峰,分别对应Tl +的二聚体和单体发光㊂实验表明,随着Li 浓度的增大,共掺杂离子Li +使Tl +的二聚体发光峰面积占比增大,但晶体的伽马探测性能会逐渐劣化㊂当Li 掺杂浓度达到10%时,光产额仅为未掺杂Li 的50%左右,662keV 处能量分辨率劣化至9.6%,但仍可以满足伽马的探测需求㊂NaIʒTl,Li 晶体具有高效的中子-伽马甄别能力,1%Li 掺杂的NaIʒTl 的FoM 值达到4.56㊂参考文献[1]㊀RUNKLE R,BERNSTEIN A,VANIER P.Securing special nuclear material:recent advances in neutron detection and their role innonproliferation[J].Journal of Applied Physics,2010,108:111101.[2]㊀VAN EIJK C W E.Inorganic scintillators for thermal neutron detection[J].IEEE Transactions on Nuclear Science,2012,59(5):2242-2247.[3]㊀朱永昌,刘㊀群,高祀建,等.锂-6玻璃闪烁体中Gd 3+-Ce 3+能量转移对发光性能的影响[J].中国稀土学报,2012,30(3):325-329.ZHU Y C,LIU Q,GAO S J,et al.Effects of Gd 3+-Ce 3+energy transfer on luminescent properties of lithium-6glass scintillator[J].Journal of the Chinese Society of Rare Earths,2012,30(3):325-329(in Chinese).[4]㊀CIE S 'LAK M,GAMAGE K,GLOVER R.Critical review of scintillating crystals for neutron detection[J].Crystals,2019,9(9):480.[5]㊀李焕英,郑㊀普,史㊀坚,等.6LiIʒEu 晶体的制备和闪烁性能研究[J /OL].中国稀土学报[2023-01-06].https:// /kcms /detail //11.2365.tg.20230105.1407.002.html.LI H Y,ZHENG P,SHI J,et al.Preparation and scintillation properties of 6LiIʒEu crystal[J /OL].Journal of the Chinese Society of Rare Earths[2023-01-06].https:// /kcms /detail //11.2365.tg.20230105.1407.002.html (in Chinese).[6]㊀SYNTFELD A,MOSZYNSKI M,ARLT R,et al.6LiI(Eu)in neutron and γ-ray spectrometry a highly sensitive thermal neutron detector [J].IEEE Transactions on Nuclear Science,2005,52:3151-3156.[7]㊀王绍涵,吴云涛,李焕英,等.基质组分配比对Cs 2LiYCl 6ʒCe 晶体生长及闪烁性能的影响[J].人工晶体学报,2021,50(10):1925-1932.1588㊀研究论文人工晶体学报㊀㊀㊀㊀㊀㊀第52卷WANG S H,WU Y T,LI H Y,et al.Effect of matrix composition ratio on the growth and scintillation properties of Cs2LiYCl6ʒCe crystal[J].Journal of Synthetic Crystals,2021,50(10):1925-1932(in Chinese).[8]㊀王绍涵,吴云涛,李焕英,等.Ce3+掺杂浓度对Cs2LiYCl6晶体闪烁性能的影响[J].中国稀土学报,2020,38(6):759-767.WANG S H,WU Y T,LI H Y,et al.Effect of Ce3+Doping concentration on scintillation performance of Cs2LiYCl6crystal[J].Journal of the Chinese Society of Rare Earths,2020,38(6):759-767(in Chinese).[9]㊀李㊀静,姚㊀倩,王继扬.CeʒCS2LiYCl6闪烁晶体的研究进展[J].人工晶体学报,2015,44(12):3395-3400.LI J,YAO Q,WANG J Y.Research progress of CeʒCs2LiYCl6scintillator crystal[J].Journal of Synthetic Crystals,2015,44(12):3395-3400 (in Chinese).[10]㊀SHIRWADKAR U,GLODO J,VAN LOEF E V,et al.Scintillation properties of Cs2LiLaBr6(CLLB)crystals with varying Ce3+concentration[J].Nuclear Instruments and Methods in Physics Research Section A:Accelerators,Spectrometers,Detectors and Associated Equipment,2011,652(1):268-270.[11]㊀何君雨,李㊀雯,魏钦华,等.1英寸Cs2LiLaBr6ʒCe闪烁晶体的生长及性能研究[J].人工晶体学报,2021,50(10):1879-1882.HE J Y,LI W,WEI Q H,et al.Growth and properties of1-inch Cs2LiLaBr6ʒCe scintillation crystal[J].Journal of Synthetic Crystals,2021, 50(10):1879-1882(in Chinese).[12]㊀NAGARKAR V V,OVECHKINA E E,BHANDARI H B,et al.New structured scintillators for neutron radiography[J].Physics Procedia,2015,69:161-168.[13]㊀YANG K,MENGE P R,OUSPENSKI V.Li Co-doped NaI:Tl(NaIL) a large volume neutron-gamma scintillator with exceptional pulse shapediscrimination[J].IEEE Transactions on Nuclear Science,2017,64(8):2406-2413.[14]㊀BERTOLACCINI M,COVA S,BUSSOLATTI C,et al.A technique for absolute measurement of the effective photoelectron per keV yield inscintillation counters[C].Nuclear Electronics Symposium,1968.[15]㊀GRIDIN S,WILLIAMS R T,BELSKY A,et al.Carrier trap parameters in NaI with Tl,In,and Eu dopants[J].The Journal of PhysicalChemistry C,2019,123(22):13519-13530.[16]㊀HERB G K,FONTANA M P,VAN SCIVER W J.Characteristics of the thallous dimer center in sodium iodide[J].Physical Review,1968,168(3):1000.[17]㊀FONTANA M,SCIVER W V.Energy transfer and optical properties of Tl+centers in NaI(Tl)crystals[J].Physical Review,1968,168:960-963.[18]㊀WINYARD R A,MCBETH G W.Pulse shape discrimination in inorganic and organic scintillators,II[J].Nuclear Instruments and Methods,1972,98(3):525-533.。
碘化钠晶体探测器原理
碘化钠晶体探测器原理
1碘化钠晶体探测器
碘化钠晶体探测器（NaI(Tl)探测器）是一种常用的高能γ射线探测器。
它基于碘化钠晶体的电磁辐射能量转换特性，并加入一定量的Tl（铊）来提高探测器的灵敏度和能量分辨率。
碘化钠晶体探测器广泛用于核物理实验、医学影像学和安全检测等领域中。
2碘化钠晶体探测器原理
碘化钠晶体探测器的原理基于以下几个方面：
-全反射：碘化钠晶体具有高折射率，在入射光照射角大于临界角时就会发生全反射，导致光线沿着晶体内部传播。
-光电效应：当γ光子进入碘化钠晶体后，会与晶格中的电子发生相互作用，通过光电效应产生电子对。
-光闪烁：Tl（铊）的加入使得碘化钠晶体具有良好的光闪烁性能，即当光子被吸收并与Tl反应时，会放出能量，产生光子，这些光子将在晶体中反复反射，导致晶体表面发出强光。
-接收器测量：探测器的接收器通过测量晶体表面发出的光信号来测量γ射线的能量和强度。
由于碘化钠晶体探测器的能量分辨率比较高，可以用来检测不同能量范围内的γ射线。
例如，碘化钠晶体探测器可以用于检测放射性
核素的能量谱，从而对样本进行分析和识别。
此外，也可以利用碘化钠晶体探测器进行X射线和质子束的测量和激发态分析等。
3总结
总之，碘化钠晶体探测器是一种常用的高能γ射线探测器，它基于碘化钠晶体的电磁辐射能量转换特性，并加入一定量的Tl来提高探测器的灵敏度和能量分辨率。
通过测量晶体表面发出的光信号来测量γ射线的能量和强度，可以应用于许多领域中。
1.1 NaI(Tl)闪烁谱仪系列实验
实验1.1 NaI(Tl)闪烁谱仪系列实验一、实验目的1. 了解NaI(Tl)闪烁谱仪的几个基本性能；2. 学会正确使用NaI(Tl)闪烁谱仪的方法；3. 了解并验证原子核衰变及放射性计数的统计性质；4. 验证快速电子的动量和动能之间的相对论关系；5. 掌握测量γ射线的能量和强度的基本方法；6. 掌握用β谱仪获得单一动量电子的方法和同时测量相应动能的方法；7. 学会测量β射线能谱。
二、实验原理（A ）原子核物理相关基本知识1. γ射线与物质的相互作用γ射线与物质的相互作用主要是光电效应、康普顿散射和正、负电子对产生这三种过程。
⑴光电效应：入射γ粒子把能量全部转移给原子中的束缚电子，而把束缚电子打出来形成光电子。
由于束缚电子的电离能E 1一般远小于入射γ射线能量E γ，所以光电子的动能近似等于入射γ射线的能量E 光电=E γ- E 1⑵康普顿散射。
核外电子与入射γ射线发生康普顿散射的示意图见图1。
设入射γ光子能量为h ν，散射光子能量为h ν’，则反冲康普顿电子的动能E eE e ＝h ν－h ν’康普顿散射后散射光子能量与散射角θ的关系为()2,11cos e h h h m c νννααθ'==+-α为入射γ射线能量与电子静止质量之比。
由该式得，当θ=0时h ν’=h ν，这时E e =0，即不发生散射；当θ＝180°时，散射光子能量最小，它等于h ν/(1+2α)，这时电子能量最大，为()2max 12e E h ανα=⋅+图1 康普顿散射示意图所以康普顿电子能量在0至E e (max)之间变化。
⑶正、负电子对产生：当γ射线能量超过2m e c 2(1.022MeV)时，γ光子受原子核或电子的库仑场的作用可能转化成正、负电子对。
入射γ射线的能量越大，产生正、负电子对的几率也越大。
在物质中正电子的寿命是很短的，当它在物质中消耗尽自己的动能，便同物质原子中的轨道电子发生湮没反应而变成一对能量各为0.511MeV 的γ光子。
新开近代物理实验讲义之一 -----NaI(T1)单晶 γ 能谱测量实验
新开近代物理实验讲义之一γ能谱测量实验-----NaI(T1)单晶γ能谱仪的简要工作原理一NaI(T1)单晶1、总体概述BH1324型微机γ多道谱仪系列的基本系统由碘化钠能谱探头、高压电源(HV)/线性放大器(AMP)、4096道模数变换器(ADC)、电脑串行接口RS-232及计算机等组成。
线性放大器将对从探测器输出的电脉冲信号进行适当的放大，然后再送入模数变换器(ADC)。
ADC的主要任务是把模拟量(电压幅度)变换为脉冲数码并对模拟量进行选择，变换出的脉冲数码经电脑接口送入计算机的一个特定内存区。
高压电源供给探测器所需高压及低压。
2、线性放大器整个放大器由输入缓冲器、第一级成形电路、第一级放大器、第二级成形器、第二级放大器、同相/反相器及输出缓冲器等六个部分组成。
两个缓冲器均为互补式射极跟随器，利用这种电路输入阻抗高，输出阻抗低的特点，使放大器的输入端与探头，输出端与ADC很好匹配，成形电路主要是为提高信噪比。
两个放大级均采用快速运算放大器LM318，每一级提供2倍、4倍和8倍的增益。
同相/反相器也由LM318集成运算放大器组成。
因为放大器输出总是接ADC，ADC输入信号要正极性，所以不管放大器输入极性如何，通过极性选择开关使输出信号为正极性。
3、模数变换器(ADC)本模数变换器是线性放电型ADC。
在幅度分析(PHA)时，微机通过串口接口给出启动电平，ADC即可工作。
在没有输入信号时，线性门开着，输入信号轻缓冲器、零点调节器、并通过线性门送到峰展宽器，输入信号向展宽器的记忆电容(CM)充电，当记忆电容的电压充电到输入信号的峰值后，展宽器的充电二级管截止，电容上的电荷保持着 (这就是所谓展宽器的意思) 。
如果输入信号在上下阈之间，快地址不产生溢出，在充放标志(CFB)脉冲产生后，将启动定相电路并关闭线性门，定相触发器(A7)的输出去控制线性放电，当记忆电容上的电压放到基线值时，展宽器因充电二级管导通而复原，此时充放标志也随之复原，并关闭时钟门。
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令晶体表面发生镜面反射 , 模拟数据如图 3 所示 , 模拟实验值 h= 7. 39m m, 理论拟合值 h= 7. 86 0. 31 mm, 大于实验值. 由于反射 , 出现了镜像闪烁中心, 拟合闪烁高度是两者叠加, 自然要比模拟值大. 以上分析 可知 , 8. 0 9. 0 10. 0 10. 5 11. 0 11. 5 12. 0 13. 0 光 宽度 ( mm) 8. 02 9. 05 10. 04 10. 28 11. 32 11. 98 12. 44 14. 34 滑 光产额 950 990 1068 1734 1986 1741 1071 986 宽度 ( mm) 7. 98 8. 93 9. 86 10. 12 11. 07 11. 73 12. 24 14. 18 粗 糙 光产额 843 896 911 209 1433 1212 909 898
3
小 结
模拟表明 : ( a) 点 光源 闪烁 模型 符合 射线 在 NaI ( T l) 晶 体中 闪烁 行为 . ( b) 晶体 厚度 一 定, 单个
140KeV 光子打入晶体闪烁中心离出光面越近 , 闪烁光分布的半宽度越小 , 空间分辨越好. ( c) 大量事例数 下, 8m m- 13mm 晶体厚度范围光输出及分布表明, 厚度为 11mm 时 , 光产额最大, 光滑界面光输出较粗糙界 面要大, 粗糙界面光输出分布半宽度比光滑界面要好.
Abstract: Simulated t he scintillation of
ray at 140KeV energy into t he NaI( T l) cryst al, posit ion dist ribut ion of
scint illat ion photons wit h different t hickness and package, result s show that t he model of point light source is suit able t o the dist ribut ion of scint illat ion phot ons on production int erf ace of t he crystal. Furt hermore, t he posit ion resolut ion of phot ons f or rough int erface betw een NaI( T l) and seal is much bett er t han it f or polished interface. T he nearer t he dist ance of scintillation cent er from lig ht out plane is, the narrow er spat ial resolut ion of optical photon is. F inally, we obt ain t he most number of output photons when t he thickness of NaI ( T l) is 11mm. Key words: M ont e Carlo; phot on product ion; scint illat ion; imag ing
On the Performance of NaI( Tl) Crystal
L H ai jiang
1, 2
,
CAI Kang song ,
2
JIAO Zheng ,
2
CH ENG He ping , L I Zheng
2
2
( 1. D epartm ent of M odern Physics, U n iversit y of S cience and T echnology of China, Hef ei 230026, China; 2. Depart ment of Physics, Huangshan U niversit y, Huangshan 245021, China)
245021) ( 1. 中国科学技术大学 近代物理系 , 安徽 合肥 230026; 2. 黄山学院 物理系 , 安徽 黄山
摘 要: 利用蒙特卡罗方法, 模拟能量为 140KeV 的 射线在 NaI( T l) 晶体中的闪烁过程及不同厚 度不同包装下闪烁光的空间分布, 得出点光源模型对于晶体出光平面上闪烁光强分布是适用的结 果. 模拟表明, NaI( T l) 与包装之间的界面粗糙时比光滑时空间分辨更好 ; 闪烁中心离出光面越近 位置分布越窄, 且晶体厚度 11mm 时光产额最大 . 关键词: 蒙特卡罗; 光产额 ; 闪烁; 成像 中图分类号 : O572. 21 文献标识码 : A 文章编号: 1001- 2443( 2006) 05- 0432- 03
参考文献:
[ 1] [2 ] [3 ] 郭亚军 , 杨春晖 . CsI( Tl) 闪烁晶体研究进展 [ J] . 人工晶体学报 , 2004, 33( 1) : 31- 33. BU YA N OV O, BU YA N OV M , O RA VA R . Foil geomet ry ef fects on gem charact eristics[ J] . N ucl Inst rum M eth, 2001, A458: 698- 709. N OT AR IS TEAN I F D E, V ITTO RI F, PU ERTO LAS D . A new hybrid phot om ult iplier tube as det ect or f or scint illat ing cryst als [ J] . Nucl Inst rum M et h, 2002, A 480: 423- 430.
434
安 徽 师 范 大 学 学 报 ( 自 然 科 学 版 )
2006 年
以上可知, 点光源光输出模型对 140KeV 射线在 NaI( T l) 晶体中闪烁是适用的 , 漫反射空间分辨较镜 面反射稍好, 而镜面反射的光输出要比漫反射多. 2. 5 晶体厚度对光输出分布半宽度的影响 取不同晶体厚度 , 铝封装界面为光滑和粗糙时 , 分别模拟 1000 个事例 , 得到能量为 140KeV 的光输出分
第 29 卷 5 期 20 06 年 1 0月
安 徽 师 范 大 学 学 报 ( 自然科学版 ) Journal of Anhui Normal U niversity ( Natural Science)
Vol. 29 N o. 5 O ct . 2 0 0 6
NaI( Tl) 晶体的性能研究
吕海江1, 2 , 蔡康松2 , 焦 铮2, 程和平2 , 李 铮2
闪烁中心高度对光输出分布半宽度影响 令 为单个 140KeV 光子闪烁光输出半宽度( FWH M) , 由式
3
( 1) 易求得 . = 2 4- 1h= 1. 53h ( 2) 不同闪烁中心高度光输出半宽度数据如图 4 所示 . 用函数 Y= BX 进行线性拟合, 求得 B= 1. 55 2. 4 大量事例闪烁光输出 0. 09, 与式( 2) 符合很好 .
射线漫反射光分布 ray
Fig. 5 out put phot on distribut ion ray scat t ering w ith polished surface
Fig. 6 out put phot on distribut ion of 140K eV scat tering w it h rough surf ace
事例数为 1000, 晶体厚度 10mm, 分别比较 140KeV 射线镜面镜 反射和漫散射时光输出分布( 其中 r< 0 部分表示 ! < 9< 2! ) . 用公式 ( 1) 拟合光强分布 , 如图 5 所示, 符合良好, 分布半宽度 FWHM 为 11. 32mm, 光产额约为 1986. 漫反射时 , 光输出仍然集中于中央光斑 , 如图 6. 利用公式( 1) 拟合强度 I 分布 , 点光源光分布仍适用, 分布曲 线半宽度为 11. 10mm, 光产额约为 1433, 如图 6 所示.
收稿日期 : 2005- 10- 26 基金项目 : 国家自然科学基金项目 ( 200635002) ; 中国科学技术大学资助项目 ( Y L1365000001) . 作者简介 : 吕海江 ( 1977- ) , 男 , 副教授 , 博士 , 主要从事核与粒子物理研究 .
( 1)
29 卷第 5 期
吕海江 , 蔡康松 , 焦
铮 , 等 : NaI( T 1) 晶体的性能研究
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2
2. 1
Geant4 模拟
单个事例闪烁光输出 令晶体厚度 10mm, 单个 140KeV 光子击中, 晶体界面不发生反射 . 模拟得闪烁中心高度( 即离出光面的 0. 24m m, 在误
距离) h= 8. 42mm, 强度 I 分布如图 2 中数据点所示 . 利用公式 ( 1) 拟合, 闪烁高度 h= 8. 33 差允许范围内符合很好.
引
言
NaI( T l) 晶体光产额高 , 有较高的光电转换效率 , 没有解理面, 熔点低 , 易于生长, 不易潮解, 同时具有良 成像领域, NaI
好的光学性能、 机械性能及化学稳定性等优点, 是综合性能优良的闪烁体. 在高分辨闪烁
[ 1]
( T l) 闪烁晶体还因为辐照长度( Radiation lengt h) 较短而特别受到关注 . 由 NaI( T l) 闪烁晶体、 阵列半导体 或气体电子倍增 ( GEM ) 读出构成的 射线成像系统 , 正在成为高分辨闪烁 成像方法的研究热点[ 2, 3] . 本文 报告采用蒙特卡罗模拟对 NaI( T l) 晶体成像性质作出的研究 . 本文采用的模拟程序是欧洲核子研究中心 ( CERN) 1999 年发布 的高能探测器蒙特卡罗程序 Geant4, 采用 C 书写程序. 该软件提供 了探测器几何描述、 粒子跟踪、 探测器响应、 事例管理、 对象存储和三 维图形显示等工具 , 利用这些工具 , 用户可以方便精确地定义探测器 材料和结构, 可以模拟所有已知粒子与探测器介质各种可能的相互作 用, 可以用三维图形显示探测器结构、 粒子径迹和模拟结果 . 自发布以 来, Geant 4 模拟结果的准确性得到了严格证实 .