CC BY
39
струируют один слой объекта. Для получения полной томографической картины требуется применить алгоритм к данным, получаемым из каждого слоя.[4]
Таким образом, предложенная схема сканирования для комптоновского томографа позволяет применять алгоритм реконструкции методом обратного проецирования в комптоновской томографии. Использование алгоритмов реконструкции в комптонов-ской томографии позволит повысить разрешающую способность метода за счет математического восстановления данных в каждой точке объекта.
Список литературы
1. Сизиков, Валерий Сергеевич. Математические методы обработки результатов измерений: учебник / B.C. Сизиков. - СПб.: Политехника, 2001. - 240 е.: ил.
2. Неразрушающий контроль и диагностика / под ред. Сухорукова том 5.
3. Хермен, Габор. Восстановление изображений по проекциям: Основы реконструктивной томографии / пер. с англ. - М.: Мир, 1983. - 349 с.
4. Кривовяз C.B. Схема сбора данных и алгоритм реконструкции по обратным проекциям для комптоновской томографии // Сборник материалов конференции «Современные техника и технологии 2006» - Томск: Изд-во ТПУ, 2006.
МЕТОД РАСЧЕТА ЭНЕРГЕТИЧЕСКИХ И ПРОСТРАНСТВЕННЫХ ПАРАМЕТРОВ РЕНТГЕНОВСКИХ И ГАММА ДЕТЕКТОРОВ В ОБЛАСТИ ЭНЕРГИЙ ДО 1 МЭВ
А. 10. Портной* Г.В. Павлинскнй**, М.С. Горбунов** * Иркутский государственный университет путей сообщения, [email protected] * * НИИ прикладной физики Иркутского государственного университета
Для большого класса работ, связанного с проектированием аппаратуры, использующей рентгеновское излучение, необходимо иметь предварительную информацию о регистрируемом сигнале, формирующем как полезный сигнал, так и сопутствующий ему фон.
Данная работа направлена на моделирование характеристик детектора, обусловленных процессами переноса излучения и электронов в детекторе.
Излучение, сформировавшееся в результате взаимодействия первичного излучения с образцом, попадает в детектор рентгеновского излучения. В детекторе происходят те же самые процессы, которые происходят и в веществе (фотопоглощение, когерентное и некогерентное рассеяние). В результате подобных взаимодействий фотон, попавший в детектор с энергией Ejel может быть полностью поглощен, преобразовавшись в поток электронов, которые в дальнейшем дадут импульс тока с зарядом Qc/el=C*Ec/et, (С - коэффициент пропорциональности) и будут зарегистрированы аппаратурой как импульс напряжения, соответствующий Edet. В то же время фотон может быть рассеян веществом детектора, и покинуть его с энергией Ejetjn„. Тогда оставшиеся в детекторе свободные электроны, будут зарегистрированы как фотон с энергией E¿¡el'=EjerE,jeLoill. В этом случае при регистрации образуется пик потерь в результате фотопоглощения с последующей флуоресценцией и «горб потерь» («антикомптоновский пик») в результате комптоновского рассеяния.
Для численной оценки результатов многократных взаимодействий излучения с веществом детектора был применен метод Монте-Карло, который позволяет учесть геометрические особенности детектора и возможность многократных взаимодействий. При большом количестве испытаний (106) точность этого метода становится вполне приемлемой.
Вероятности взаимодействия фотона с веществом детектора описывались следующими формулами:
Вероятность фотопоглощения с!Рт фотона с энергией Ео К-оболочкой
с!РгК=тк(Е0)-р-Ш, (1)
где ¿11 - длина пробега фотона;
р- плотность материала детектора;
Гк - массовый коэффициент фотопоглощения [1] К оболочкой вещества детектора. Выход рентгеновской флуоресценции в К серии
с1Р(Е()^ЕКа) = с1РтК-сок, (2)
где сок - выход флуоресценции в К серии [2], Фотопоглощение Ь - оболочкой.
с1Рп = тЛЕо )-р-<Я, (3)
где VI - массовый коэффициент фотопоглощения Ь оболочкой вещества детектора.
Вероятность когерентного рассеяния фотона в веществе детектора на угол 0 при длине пробега с//:
¿2РС0,А®) N. с1<Те1 „,;,(©) . 2
= р ■ ■ • 2 „,_,„„, (4)
с/0 • а1 А аО.
<4/ _
где -—- - Гомсоновское сечение рассеяния фотона на электроне;
Еш соИ - атомный фактор когерентного рассеяния [3,4]. Вероятность некогерентного (комптоновского) рассеяния ¿2Рсотр{Е0 £(©)) = Мл_ с!аКЫТ(&) Б
¿©■си А а©
с1ак,п((гУ)
где --- сечение Клейна - Нишины - Тамма;
с/0
Б - атомный фактор когерентного рассеяния [3,4].
При каждом событии, при котором появляется электрон с высокой энергией (фотопоглощение, безрадиационный (Оже) переход, комптоновское рассеяние), просчитывается вероятность выхода электрона за пределы чувствительной области детектора.
Рассмотрим процесс выхода электрона с энергией Ео, возникшего в веществе детектора, за пределы чувствительного объема детектора. Первоначальное направление электрона будем считать равновероятным.
Пусть электрон выходит из детектора с глубины 1:. Траекторию будем считать прямолинейной. Среднюю энергию электронов, прошедших сквозь слой г плотностью р примем согласно приближению Томсона - Уиддингтона [5]
Ее1(Е0,р,г) = ^-с1и-р-г;сш « 3•105 [кэВ2*см2/г] (6)
Тогда энергетическое распределение электронов будет
с1п ^ с/г ? 1
1 •
где = 81п(0).
¿0 2
к - поправка на анизотропность потока электронов, взятая согласно работе [6] равной 0,5 для К-фотоэлектронов, 1 - для Ь фотоэлектронов и Оже электронов.
Оценка параметров функции отклика детектора
Поскольку существует неопределенность в коэффициентах комптоновского и когерентного рассеяния [3, 7], модель для Б! и Се детекторов корректируется по экспериментальным данным [8] путем изменения коэффициентов при а^_сои и <У^_сптр в пределах неопределенности данных об этих сечениях. Количество анализируемых событий равно 106 для каждой из энергий влетающего фотона в диапазоне энергий 1-100 кэВ с шагом 0,1 кэВ. Полученный результат корректируется на поглощение попадающего в детектор излучения во входном бериллиевом окне детектора.
Так как результатам моделирования по методу Монте-Кало всегда присуща статистическая погрешность, то целесообразно ввести дополнительное сглаживание полученных результатов. Кроме того, при сглаживании данных можно учесть как энергетическое разрешение конкретного детектора, так и уширение аналитических линий с ростом энергии фотона. Сглаживание ведется с окном, соответствующим энергетическому разрешению детектора, наблюдаемому экспериментально на линиях флуоресценции.
На рис. 1 показана структура функции отклика детектора Кдет(Ео,Е), которая представляет собой вероятность регистрации попавшего в детектор фотона с энергией Ео как фотона с энергией Е. В случае полного поглощения энергии фотона в детекторе он будет зарегистрирован в пике полного поглощения с энергией Ео, в случае фотопоглощения с последующим выходом флуоресцентного фотона 81 - в «пике К фотопотерь» с энергией Ео-Ека, либо «пике Ь фотопотерь» с энергиями Ео-Еи, в случае выхода электрона высокой энергии из чувствительной области детектора - в «хвосте» с энергией от 0 до Ео, в случае комптоновского рассеяния с выходом рассеянного фотона из детектора - в «горбе» потерь с энергией от 0 до максимальной энергии электронов отдачи ЕКОМп эл тах(Ео). «Горб потерь» имеет продолжение в области свыше энергии ЕКоМ„_эЛ_тах(Ео), поскольку в расчетах учитывается возможность выхода фотона после многократного рассеяния.
Рис. I. Структура функции отклика детектора. Непрерывная линия - регистрация в пике полного поглощения, штрих - пунктирная - в пиках потерь, пунктирная - в «горбе потерь», точечная - в «хвосте», обусловленном выходом электронов
Результаты расчета вероятностей регистрации фотона в разных частях функции отклика детектора показано на рис. 2 для разной толщины 81(Ь1) детекторов.
Из рис. 2 видно, что изменение толщины детектора в основном влияет на вероятность регистрации фотона в пике полного поглощения рэфф и в «горбе потерь», обусловленном выходом комптоновски рассеянного фотона ркп. Вероятности регистрации в пике К фотопотерь рфп и «хвосте», обусловленном выходом электронов рэп, остаются практически постоянными. Последний факт обусловлен тем, что потери энергии в ре-
Кдет(Ео,Е)
Е
Ео Е, кэВ
зультате БЖ-флуоресцснтного излучения и выхода электронов происходят в основном через входную плоскость детектора и поэтому практически не зависят от его толщины.
Р'1
\
А
. V
/
А
I "
10 20 30 40 50 60 70
90 100
Е, кэВ
Р\
1 ООЕ+ОО
Р\
\ /
I V"
/ч
10 20 30 40
60 70
10 20 30 40 50
70 80 90 100
Е, кэВ
Е, кэВ
Рис. 2. Зависимость вероятностей рэфф полного поглощения энергии фотона в 5/(1/) детекторе (непрерывная линия), регистрации фотона в «.горбе потерь» рк„ (пунктирная линия), регистрации фотона в пике К-фотопотерь Рф„ (штрих - пунктирная линия), регистрации фотона в «хвосте», обусловленном выходом
электронов высоких энергий р ,„ (точечная линия) для 5/ детекторов различной толщины от энергии фотона при центральном нормальном к поверхности детектора падении пучка
На рис. 3 сопоставлены вероятности регистрации в различных частях функции отклика для детекторов из различных материалов.
Как видно из рис. 3, эффективность детекторов падает в области малых энергий, где достаточно толстое Ве окно, толщина которого принята в расчетах равной 0,25 мм, поглощает практически все излучение с энергией менее 2 кэВ.
Сечение фотопоглощения уменьшается с ростом энергии как
1/Е . С падением
сечения начинает увеличиваться длина свободного пробега без взаимодействия. Когда длина свободного пробега фотона становится соизмеримой с толщиной детектора, начинает падать эффективность регистрации (полного сбора энергии детектором). В это же время растет вероятность выхода фотона из детектора после комптоновского
взаимодействия с регистрацией в «горбе потерь». Вероятность регистрации фотона в пике К-фотопотерь для твердотельных детекторов наиболее велика в области энергий выше К края поглощения, поскольку скачок сечения фотопоглощения приводит к тому, что фотон поглощается вблизи края детектора, откуда достаточно вероятен выход флуоресцентного фотона через входную плоскость детектора. С дальнейшим ростом энергии эта вероятность для твердотельных детекторов в рассматриваемой их геометрии падает, поскольку увеличивается длина свободного пробега фотона, и поглощение происходит ближе к центральной области детектора, выход из которой флуоресцентного фотона маловероятен.
Е, кэВ
Е, кэВ
йе Е, кэВ N31(11) Е, кэВ
0.001
1000
0.01 0.001
0.01 0.001
р 1
0.1 0.01 0.001
о 20 40 60 80 100 120 140
Хе Е, кэВ
Рис. 3. Зависимость вероятности полного поглощения энергии фотона в детекторе (тонкая непрерывная линия), регистрации (ротона в «горбе потерь» {толстая непрерывная линия), регистрации фотона в пике К-фотопотерь (точечная линия), регистрации фотона в «хвосте», обусловленном выходом электронов высоких энергий {пунктирная линия) для различных детекторов от энергии фотона
Несмотря на то, что вероятность регистрации в «хвосте», обусловленном выходом электронов из образца, достаточно мала и составляет около 10 3, она в ряде случаев будет ограничивать отношение сигнал/фон на уровне 104-105 в области энергий, меньших
основной регистрируемой линии (см. рис. 4, а, б) и определяют предельную контрастность в указанной области.
Толщины детекторов: а) - 6 мм; б) 2,5 мм; в) 1,2 мм; г) 0,6 мм.
Геометрические параметры твердотельных Б^Ьл), йе детекторов, сцинтиллятора Ыа1(Т1): толщина рабочего слоя детектора 5 мм, диаметр 40 мм, засветка равномерная, падение пучка нормально к плоскости детектора.
Геометрические параметры газовых детекторов с аргоновым и ксеноновым наполнением: диаметр детектора 30 мм, высота - 50 мм, засветка детектора равномерная в окне 15*15 мм, падение пучка нормально к оси детектора.
Для газовых детекторов на рис. 3 были приняты размеры, характерные для используемых в рентгенофлуоресцентном анализе. При этом для возникшего в детекторе К флуоресцентного фотона вероятность его выхода из детектора является очень большой. Так, вероятность регистрации в К пике фотопотерь для Аг детектора составляет около 10 % от вероятности полного сбора энергии (выход флуоресценции - 12 %), а для Хе детектора вероятность регистрации в К пике фотопотерь даже выше, чем регистрация фотона с полным сбором энергии (выход флуоресценции для К оболочки - 90 %).
Вероятности регистрации в «хвосте», обусловленном выходом электронов высоких энергий за пределы чувствительной области детектора является сложной функцией от вероятностей процессов и энергий возникающих при этом электронов.
В табл. 1 приведены энергии излучения Ек1, при которых наблюдается равенство вероятностей регистрации фотона в «хвосте потерь», обусловленном выходом электронов, и регистрации в «горбе потерь», обусловленном выходом фотона из детектора после ком-птоновского рассеяния. Также приведена энергия Ек2, при которой регистрация в «горбе потерь» становится равной вероятности полного поглощения энергии фотона веществом детектора. Если энергия Ек2 практически совпадает с энергией, при которой коэффициенты фотопоглощения и комптоновского рассеяния становятся равными, то энергия Ек1 значительно ниже и существенно зависит от геометрии и плотности рабочего вещества детектора.
Таблица 1
Характерные энергии детекторов
Материал детектора Габариты детектора Энергии, кэВ
Ек! Ек2
8Ц[л) диаметр 40 мм, толщина 5 мм 15 60
Се 40 200
№1(Т1) 40 350
Сопоставление расчетных и экспериментальных данных по соотношению пика полного поглощения и «пика потерь» приведено на рис. 4, а и 2, б с данными работ [6], [9] соответственно. Наблюдается удовлетворительное согласие, что позволяет считать, что предложенная модель регистрации рентгеновских фотонов детектором соответствует современным теоретическим представлениям [6] и экспериментальным данным для БЦЫ) детектора в области энергий до 10 кэВ.
Для проверки результатов расчета в области энергий излучения, где регистрация в «горбе потерь» становится существенной, проведено сопоставление рассчитанных данных с результатом измерения [10] спектра источников ~41Ат и И19Сс1. При таком расчете учитывалось рассеяние излучения в выходном окне радиоактивного источника. Результаты расчетов хорошо (± 30 %) согласуются с экспериментальными данными для области энергий 1-25 кэВ (область регистрации в «горбе потерь») и 40-60 кэВ (область регистрации рассеянного излучения) при использовании источника ~4|Ат. Для источника |()ЧСё
хорошее соответствие наблюдается для области энергий 1-25 кэВ и 65-88 кэВ, что позволяет говорить о правильности модели в данных областях энергий.
Е, кэВ
ад
1
01 0.01 0.001 0 0001
Е, кэВ
ЩЕ)
Е, кэВ Е, кэВ
в г
Рис. 4. Сопоставление расчетных и экспериментальных данных: а - Толстая линия - наши расчеты, тонкая линия и кресты - расчеты и эксперимент работы [6] соответственно. Источник излучения с энергией 5,9 кэВ; б - расчеты настоящей работы (,толстая линия) и экспериментальные данные, приведенные в работе [9] для двух детекторов (тонкая линия). Источник излучения - ' Ее; в, г- Амплитудный спектр, полученный при облучении детектора излучением источника ~4,Ат и тСс1 соответственно.
Толстая линия - расчет, тонкая - эксперимент работы ¡70]
Следует отметить, что результаты приведенных расчетов функции отклика детектора определяют лишь предельные характеристики детекторов излучения, обусловленные процессами поглощения энергии веществом. Дальнейшие процессы регистрации (неполный сбор заряда с детектора, обусловленный конечным временем интегрирования или подобными процессами, приводящими к «размыванию» линий регистрируемого сигнала, регистрации сигналов с удвоенной энергией и т. п.) могут ухудшить характеристики детектора. Так, например, из рис. 4, б видно, что процесс наложения импульсов в детекторе приводит к регистрации несуществующих в первичном спектре линий с энергиями около 12кэВ
(удвоенная амплитуда регистрации основных линий). Из этого же рисунка видно, что фон в области энергий, меньших энергий основной регистрируемой линии, по всей видимости сильно зависит от параметров детекторов и электроники. В областях энергий, где результаты наших расчетов плохо согласуются с экспериментальными данными, одной из возможных причин рассогласования могут быть указанные процессы.
Также необходимо отметить то, что в амплитудном спектре источника 5 Бе, показанном на рис. 4, б присутствуют «линии» с энергиями, близкими к энергиям линий титана, обусловленные регистрацией линий источника фотонов в «пиках фотопотерь». Пренебрежение подобными эффектами может привести к ошибкам при расшифровке спектров.
Неудовлетворительное согласие расчетов с экспериментальными данными в границах между этими энергиями можно объяснить тем, что в расчетах для "4|Аш не учтено тормозное излучение альфа частиц и электронов, возникающих вследствие торможения альфа частиц [11], а для источника |09С(1 - тормозное излучение Оже электронов. Также не до конца ясна схема распада |<)9Сс1 и дальнейшей диссипации энергии - по данным работы [12], интенсивность линии с энергией 88 кэВ должна быть примерно 1 фотон/распад (единственный переход ядра из возбужденного состояния в основное), по данным работы [13] и экспериментальным данным она составляет 4 %.
При энергии фотона выше 1022 кэВ необходимо учитывать сечение рождения электрон-позитронных пар. Согласно работе [14] это сечение будет равно сечению ком-птоновского рассеяния при энергии порядка 3-10 МэВ. Поэтому мы посчитали возможным расширить применимость предложенной модели до 2 МэВ без учета данного сечения. Это, однако, может привести к некоторым неточностям результатов расчета для рассматриваемого ниже №1(Т1) детектора.
На рис. 5 сопоставлены расчетные данные о спектре сигнала, возникающего при облучении Се детектора излучением Ы)Со [15]. Расчет сделан исходя из гауссовой формы спектральной линии с шириной 2,1 кэВ на полувысоте линии с энергией 1 173 кэВ. Распределения нормированы по высоте «горба потерь». Расхождение данных по соотношению интенсивностей линий и «горба потерь» может быть объяснено негауссовой формой экспериментально наблюдаемых линий, которую невозможно проанализировать по приведенному в работе [15] рисунку. С учетом сказанного можно считать, что данные расчета хорошо согласуются с экспериментальными.
111 .
14-11 о. ш
Е, кэВ
Рис. 5. Сопоставление расчетных данных сигнала Се детектора при его облучении источником Ы)Со с экспериментальными данными работы [/5]. Линия - расчет, кресты - данные работы [/5]. Засветка детектора - равномерная
Рассмотрим, как изменяется отклик ксенонового детектора диаметром 500 мм высотой 300 мм на излучение с энергией 1332 кэВ (одна из линий источника 60Со) в зависимости от давления наполняющего его газа (рис. 6). В некотором смысле изменение давления в детекторе эквивалентно пропорциональному изменению геометрических размеров детектора. Из рисунка видно, что для данного случая вероятность регистрации в «горбе потерь», обусловленном комптоновским рассеянием, пропорциональна давлению, что в данном случае объясняется малостью габаритов детектора по сравнению со средней длиной пробега фотона с данной энергией. Вероятность же регистрации полной энергии фотона с падением давления падает гораздо быстрее. Это объясняется тем, что в данном диапазоне энергий для регистрации полной энергии фотона необходима цепочка из нескольких актов комптоновского рассеяния и последующего фотопоглощения, область траекторий между которыми не укладывается в области детектора при малых давлениях. Кроме того, при уменьшении давления увеличивается относительная вероятность регистрации в пике фотопотерь.
1 00Е-04
Рис. 6. Расчетная оценка зависимости отклика ксенонового детектора на излучение с энергией 1332 кэВ от давления газа в детекторе.
Параметры детектора: диаметр детектора 500 мм, высота 300 мм
Экспериментальная проверка для газовых детекторов проведена путем сопоставления результатов расчетов с экспериментальными данными, приведенными в работе [16], см. рис. 7, 8. Геометрические параметры детектора в работе не приведены, поэтому они были нами оценены исходя из приведенной в работе эффективности детектора, а также соотношения между пиком полного поглощения и пиком фотопотерь. Приведенные размеры также несколько условны, поскольку при увеличении давления возможно уменьшить геометрические размеры детектора.
На рис. 7 сопоставлены результаты расчета отклика детектора на излучение источника (>0Со. Видно хорошее согласие расчета и эксперимента в области 800-1400 кэВ. На рис. 8 сопоставлены результаты расчета и эксперимента при облучении детектора излучением источника 137Cs. Хорошее согласие расчетных и экспериментальных данных наблюдается в области 450-700 кэВ. В области более низких энергий экспериментально наблюдаемый фон
начинает существенно превышать фон, обусловленный «горбом потерь». Скорее всего, это связано с процессами потерь малых порций энергий за счет дрейфа электронов в области детектора, где отсутствует сильное электрическое поле (на краях детектора), либо проблемами неполного сбора заряда из-за конечного времени интегрирования (вследствие различных и существенно отличающихся времен дрейфа электронов низких энергий из различных областей детектора или рекомбинации заряда), либо с другими проблемами системы регистрации. Также возможны проблемы с применимостью формулы Томсона -Уидинггона (6) для описания торможения электронов в данном диапазоне энергий
Рис. 7. Сопоставление расчетных (толстая черная линия) и экспериментальных данных (серая линия), полученных при облучении ксенонового детектора излучением источника ы'Со [16]. Параметры детектора: диаметр детектора 500 мм, высота 300 мм, давление 1 МПа (10 атм)
}
;
Ц, f (
---------
О 100 200 300 400 500 600 700 800 900
Е, кэВ
Рис. 8. Сопоставление расчетных (толстая черная линия) и экспериментальных данных (серая линия), полученных при облучении ксенонового детектора излучением источника [76]. Параметры детектора: диаметр детектора 500 мм, высота 300 мм, давление 1 МПа
Следует отметить, что вероятность регистрации в «горбе потерь» при высоких энергиях фотонов существенно выше, чем регистрация в пике полного поглощения.
Оценка пространственного разрешения координатно — чувствительных детекторов.
Дополнительной информацией, которая может быть получена в результате моделирования методом Монте-Карло, является информация о траекториях фотонов и области поглощения энергии возникших электронов в материале детектора.
На рис. 9 приведены характерные размеры области поглощения в сцинтилляторе Nal(Tl) для энергий фотонов 30, 60, 120 и 180 кэВ. Очевидно, что даже при точечном падении пучка при энергиях фотонов в несколько сотен кэВ траектории охватывают значительную пространственную область детектора.
050
30 кэВ 60 кэВ
120 кэВ 180 кэВ
Рис. 9. Результаты моделирования размеров области поглощения в ¡\'а!( ТГ) сцинтилляторе. Падение пучка - центральное. Геометрические размеры области детектирования: диаметр 50 мм, высота - 10 мм
На рис. 10 приведено сопоставление расчетных данных координаты поглощения энергии в детекторе с экспериментальными данными работы [17], в которой приведены характеристики пространственного разрешения координатного гамма детектора, полученного на основе Ыа1(Т1) сцинтиллятора с габаритами 450х 150><75 мм. Получено хорошее согласие расчетных и экспериментальных данных. Следовательно, можно считать, что координатное разрешение детекторов, наряду с процессами диффузии медленных электронов, ограничивается геометрическими размерами областей поглощения фотона и диссипации энергии электронов высоких энергий.
^аЬэ
Рис. 10. Координатный спектр, полученный в рабочей зоне детектора при расстоянии между линейно сколлимированными источниками гамма излучения с энергией 1836 кэВ, равном 5 см. Непрерывная линия -результаты расчета данной работы, точки - экспериментальные данные работы [17]
На рис. 11 показаны результаты расчета координатного спектра поглощения энергии в БЦЬл) и Се детекторах при точечном попадании пучка излучения. Из рисунков следует, что чем больше энергия фотонов, попадающих в детектор, тем большую пространственную область занимает процесс регистрации фотона.
-ЮкеУ
-30 кеУ
— -100 кеУ
--300 кеУ
б
Рис. 11. Относительные координаты поглощения энергии фотона в веществе детектора при различных энергиях фотонов. Падение пучка фотонов {диаметр пучка 0,1 мм) - нормальное, диаметр детекторов 50 мм, толщина - 5 мм:
а - 5/(Ы) детектор, б - Се детектор
Следует также отметить негауссовость формы координатного спектра поглощения энергии для всех детекторов (рис. 11).
Габариты Ыа1(Т1) сцинтиллятора - 450* 150x75 мм.
Заключение
В данной работе проанализированы предельные характеристики детекторов, обусловленные процессами переноса фотонов и электронов высоких энергий в материале детекторов. В дальнейшем планируется изучение процессов дальнейшей диссипации энергии в детекторе и процессов регистрации, которые могут ухудшить энергетические и пространственные характеристики детектора.
Список литературы
1. Leroux J. Method for finding mass-absorption coefficients by empirical equation and graphs//Adv. X-ray analysis. - 1961,-V. 5. - P. 153-160.
2. Bambynek W., Crasemann В., Fink R.W., Freund H.U., Mark H., Swift C.D., Price R.E., Venugopala P. X-ray fluorescence yields, Auger and Coster-Kronig transition probabilities // Reviews of modern physics. - 1972. - V. 44. - № 4. - P. 716-813.
3. Hubbell J.H., Veigele Wm.J., Braggs E.A., Brown R.T., Cromer D.T., Howerton R.J. Atomic Form Factors, Incoherent Scattering Functions, and Photon Scattering Cross Sections // J.Phys. Chem. Ref. Data. - 1975. - V. 4. - № 3. - P. 471-538.
4. Бахтиаров А.В., Пшеничный Г.А. Формулы для приближенного вычисления дифференциальных сечений рассеяния рентгеновского излучения малых энергий // Аппаратура и методы рентгеновского анализа. - Ленинград: Машиностроение, 1972.-Вып. 11.-С. 200-218.
5. Рид С. Электронно - зондовый микроанализ. - М.:Мир, 1979. 423 с.
6. Lowe B.G. An analitical description of low-energy X-ray spectra in Si(Li) and HPGe detectors // Nucl. Instr. Meth. In Phys. Res. - 2000. - A 439. - P. 247-261.
7. Финкельштейн A.Jl., Фарков П.М. Аппроксимации коэффициентов ослабления рентгеновского излучения в области 0,1-100 кэВ // Аналитика и контроль. - 2002. -Т. 6,-№4.-С. 377-382.
8. http://ortec-online.com/detectors/photon/a5_2.htm
9. Рарр Т., Campbell J.L. Size and origin of the escape peak in various Si(Li) detectors // X-ray spectrometry. - 2001. - V. 30. - № 2. - P. 77-82.
10. А.Ю. Портной, Г.В. Павлинский, А.Ю. Духанин, П. Зузаан, Б.Эрдемчимег. Формирование аналитического сигнала и фона в флуоресцентном рентгенорадиомет-рическом анализе при использовании радиоактивного источника 241 Am и Si(Li) детектора//ЖАХ. - 2004. - № 11. - С. 1171-1180.
11. Коляда В.М., Зайченко А.К., Дмитриенко Р.В. Рентгеноспектральный анализ с ионным возбуждением. - М.:Атомиздат. 1978, 248 с.
12. Джелепов Б.С., Пекер Л.К. Схемы распада радиоактивных ядер. - Издательство АН СССР, М.:, Ленинград, 1958. - 820 с.
13. Плотников Р.И., Пшеничный Г.А. Флуоресцентный рентгенорадиометрический анализ. - М.: Атомиздат, 1973. -264 с.
14. Hubbell J.H. Review of photon interaction cross section data in the medical and biological context // Phys. Med. Biol. - 1999. - V. 44. - P. R1-R22.
15. Горнов М.Г., Гуров Ю.В., Осипенко Б.П., Подкопаев О.И., Солдатов A.M., Юр-ковски Я. Планарные детекторы из особо чистого германия // Приборы и техника эксперимента. - 1990. - № 4. - С. 83-85.
16. Власик К.Ф., Грачев В.М., Дмитренко В.В., Соколов Д.В., Улин С.Е., Утешев З.М. Методика автоматической обработки информации с гамма спектрометра на основе сжатого ксенона // Приборы и техника эксперимента. - 2000. - № 6. - С. 5-10.
17. Арефьев В.А., Бугров В.П., Давиденко Н.И., Карпов Ю.М., Копылевич Н.М., Перьков А.И., Федотов С.Н., Шармак М.П. Позиционно чувствительный гамма спектрометр // Приборы и техника эксперимента. - 1990. - № 3. - С. 20-24.
