第5章 γ射线测量方法

•γ射线照射量率与单位时间内空气体积元中吸收能量的大小成正比。
物理量“照射量率”实际上表征了γ射线束强度的大小。
实际上，对γ射线照射量率的测量是通过记录γ射线 在探测器中沉积的能量来实现的－－仪器谱
前提条件：假定光子进入探测器是一个一个的，两个 光子之间的时间间隔应足够长，至少应大于探测器的分辨 时间或者γ射线测量仪的分辨时间。
——γ或X射线产生电离的本领而作出的一种量度：
X=dQ/dm dm——某体积元的空气质量；
dQ——表示在质量为dm的某一体积元内的空气中，由X射线 或γ射线释放出来的全部电子（正电子或负电子）被完全阻止 于空气中时，在空气中产生的一种符号的离子的总电荷的绝 对值；
照射量率
C·kg-1·s-1
——γ或X射线产生电离的本领而作出的一种量度，单位时间内
二、“小探测器”模型的γ射线能谱响应
“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；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。
次级γ辐射包括：
• 康普顿散射的散射γ射线； • 正电子湮没产生的γ光子； • 轫致辐射
上述分析是基于假 定与康普顿散射有关联 的电子最初是自由的或 无束缚的状态。
（散射角θ）
反冲电子的能量分布示意图
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。
的初始能量
探测器响应是简单的δ函 数，在电子总能量相当于 入射γ射线的能量处有单 峰出现（称为全能峰）
结论：假若探测器足够大，并且探测器的响应与电子的动能呈 线性关系，则所有能量相同的γ光子产生的信号脉冲是相同的，这 跟γ射线与探测器相互作用的各个历程无关。
“大”探测器模型条件下γ射线的能谱响应曲线：
第五章 γ射线测量方法
§5.1 §5.2 §5.3
基本问题讨论 射线能量与照射量率测量方法 谱数据的处理
第一节 基本问题讨论
测量γ射线的什么物理量？
回顾第三章中的内容：
• 照射量率 C·kg-1·s-1 光子注量率（强度） 光子数/m2s
• 能量
eV、keV、MeV
照射量 C·kg-1
可见：光电效应截面随作用物质原子序数的变化最显著。
由于优先选用的相互作用形式是光电吸收（思考：原因？）， 所以，选择用于探测γ射线的探测器侧重从含有原子序数高的元素 材料中挑选。
（一）光电效应产生的仪器谱特征
光子与原子相碰撞时，光子把 全部能量传递给原子，壳层中某一 个内层电子获得动能，克服原子束 缚成为自由电子，而光子本身消失， 这种过程称为光电效应。光电效应 中发射出来的电子叫光电子。
成都理工大学核自院 主讲教师: 杨 佳
《辐射探测技术基础》课程讲授的 主要内容
本课程的理论学时24学时，主要讲授内容包括： 放射性测量的基本知识（4学时）；
射线与物质相互作用（4学时）；
核辐射测量单位及核辐射防护（3学时）；
带电粒子测量方法（6学时）； γ射线测量方法（3学时）； 核辐射测量的统计误差和数据处理（4学时）；
电子的叠加
γ光子在探测器中沉淀 全部能量所需要的时间 (ns级)<<γ射线能谱学的 所有探测器的固有响应
时间
大探测器产生 的脉冲是各种 单个电子响应
之总和
探测器对电 子能量的响 应是线性的
产生的脉冲幅 度正比于沿着 该历程产生的 全部电子的总
能量
不管具体历程 多么复杂，这 些电子的总能 量等于γ光子
• 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”—指两个湮没光 子不与探测器进行相互作用就从 探测器中逃出去。
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。
Ee h Bi
其中：Ee —光电子的动能；h —入射光子的能量；Bi —
原子的第i壳层电子的结合能。
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。
照射量的增量，即为照射量率：
• 与能注量率ψ的关系：
• dX X
dt
•
X

en
e
W
其中：ψ为光子能注量率；μen/ρ为光子在空气中的质量
吸收系数，表示能量被转移到物质中去的几率；W为平均电离
能；e为电子电荷。e 1.60211019库仑
☺ 两个重要启示：
•γ射线照射量率与单位时间内入射到该体积元内的光子数φ （光子 注量率，为单位时间内进入体积元dv中的光子数目）成正比。
• 对低能射线与重物质(Z大)，以发生光电效应为主； • 对高能射线与重物质(Z大)，以发生电子对效应为主。
• 对中等能量的射线，在各种介质中（不论靶物质的原子序数Z大 小），以发生康普顿效应为主；
三种效应的截面均与物质的原子序数有关，存在下述关系：
ph Z 5
c Z
p Z2
键盘
显 示 器
脉 冲 数
γ能谱（离散谱）：每一道计数值（脉冲数） 代表该道中记录的光子沉积的计数个数。
1024
512
0001 道数，CH
第二节 γ射线能量与照射量率测量方法
5.2.1 γ能谱的测量原理 5.2.2 γ射线仪器谱的复杂化 5.2.3 干扰辐射的影响 5.2.4 γ射线照射量率和能量测量的一般考虑 5.2.5 γ射线通过物质时谱成分的变化
原子核
入射光子 h
电子
反冲电子 Ee
Φ θ
’ 散射光子 h
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，考虑两种极端情况：
• 散射角θ＝0，反冲康普顿电子的能量很小（≈0），而散射γ射 线的能量最大，与入射γ射线的能量几乎相等；
• 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，此时的散 射光子与反冲电电子的能量为：
反冲电子能量：
散射光子能量：
更一般的情况，所有散射角在探测器中都会出现，入射γ光子传 递给反冲电子的能量是连续的，其能量分布介于0至上述最大能量 之间。
入射光子能量与最大反冲电子能量之差为：
在入射γ射线能量很大的极限情况下，即hv>>moc2，这个能量 差趋向于下式给出的常数：
对于特定的入射γ射线能量，反冲电子的能量分布都如下图所 示的一般形状：
例如：假设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。
在大探测器中，没有射 线从探测器逃逸出去， 净效应是在各散射点产 生康普顿电子和末端光
否则：造成γ光子的漏计或累积效应。
仪器谱 ----表征“照射量率”、“能量”
•γ射线能量E（对应核素）： E∝脉冲幅度V(t) ∝道址数 CH
V(t)
5000mV
V(t)
探
信号放大
测
滤波成形
器
2505mV 2500mV
模数 变换
E
•γ射线照射量率（源的γ 射线强度）：
•
X S特征峰面积
电源
微机控 制器
三、“大探测器”模型的γ射线能谱响应
“大”探测器：
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，但有助于让我们了 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。
正电子不稳定，以电子状态存在 的时间很短(10-10~10-7s )，它很快与物 质中的电子结合而湮没。正电子消失 时辐射出两个能量为0.511MeV(m0c2) 且方向相反的光子。
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。
如果这对湮没光子将能量全部沉淀
入射γ射线 光电子 特征X射线
俄歇电子
因此，光电吸收效应就是释放一个光电子和一个或多个低能电 子，光电子带走了γ射线的绝大部分能量，而低能电子的能量相当 于吸收了光电子原来的结合能。假如没有任何粒子从探测器逃逸， 那么所产生的这些电子的动能总和必定等于γ光子的初始能量。
如果关注初始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，带电粒子动能的曲线图是简单的δ函数，在电子总能量相当 于入射γ射线的能量处有单峰出现。
因此，用于探测γ射线的探测器必须具有两个特殊的功能。
• 首先，转换介质的作用，入射γ射线在探测器中有适当的相互 作用几率产生一个或更多的快电子；
• 第二，它对于这些次级电子来说必须起普通探测器的作用，能 够记录这些次级电子在探测器中损失的能量。
在γ射线能谱测量中有实际意义的γ射线与物质相互作用的形 式主要有三种机制：光电吸收、康普顿散射和电子对生成。
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。
“小”探测器模型条件下γ射线的能谱响应曲线：
• 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。
• 全能峰与光电峰： 两者都是γ光子的能量完全沉淀
在探测器中获取的能谱峰。不同之处 在于：γ光子在探测器中多次作用才 完全沉淀能量时获取的能谱峰称为全来自百度文库能峰。而光电峰是γ光子通过一次作 用（光电效应）形成的能谱峰。
光电效应产生仪器谱示意图
（二）电子对效应产生的仪器谱特征
当能量≥1.02 MeV的 光子与 吸收材料的原子核作用，入射光 子转化成一对正、负电子的过程， 称为电子对效应。因为产生一正 负电子对需要2m0c2(1.02 MeV)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。
（消耗）在探测器中，那么电子对
效应产生的仪器谱也是一个简单的
δ函数，且落在等于入射γ射线能 电子对效应能量全部沉淀在探测器中
量的位置上（与光电效应产生的仪
的仪器谱示意图
器谱相同）。
（三）康普顿散射产生的仪器谱特征
在康普顿效应中， 光子 与原子的核外电子发生非弹性 碰撞，一部分能量转移给电子， 使它脱离原子成为反冲电子， 而散射光子的能量和运动方向 发生变化。
5.2.1 γ能谱的测量原理
γ射线与物质相互作用过程：
γ射线对物质的间接电离作用两步过程
第1步
γ射线
γ射线与 物质原子作用
第2步
产生载能次级 电子
三种相互作用方式 光电效应 康普顿效应 电子对效应
次级电子使 物质原子电离
一、γ射线仪器谱的形成机制
γ射线光子是不带电的，它通过物质时不能直接使物质产生电 离或激发。γ射线的探测主要依赖于使γ射线光子进行一次相互作 用，将全部或部分光子能量传递给吸收物质中的一个电子。该电子 的最大能量等于入射光子的能量，而且将以任何其它快电子（如β 粒子）的同一方式慢化并损失它们的能量。
电子对动能的能量分布示意图
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（hν- 2m0c2 ）的曲线图也是个简单的δ函数，但此刻 它落在低于入射γ射线能量2m0c2的位置上。
电子对效应之后伴随正电子湮没。 原因