射线测量方法

射线测量方法第1页，课件共74页，创作于2023年2月《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）；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）；带电粒子测量方法（6学时）；核辐射测量单位及核辐射防护（3学时）；第2页，课件共74页，创作于2023年2月第五章γ射线测量方法§5.1基本问题讨论§5.2射线能量与照射量率测量方法§5.3谱数据的处理第3页，课件共74页，创作于2023年2月第一节基本问题讨论第4页，课件共74页，创作于2023年2月测量γ射线的什么物理量？

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——γ或X射线产生电离的本领而作出的一种量度：X=dQ/dmdm——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；回顾第三章中的内容：第5页，课件共74页，创作于2023年2月照射量率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，单位时间内照射量的增量，即为照射量率：与能注量率ψ的关系：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。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。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。第6页，课件共74页，创作于2023年2月物理量“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。否则：造成γ光子的漏计或累积效应。第7页，课件共74页，创作于2023年2月仪器谱----表征“照射量率”、“能量”

键盘探测器信号放大滤波成形模数变换微机控制器显示器电源EV(t)V(t)5000mV2505mV2500mV10245120001道数，CHE∝脉冲幅度V(t)∝道址数CH脉冲数能量，E脉冲数γ射线能量E（对应核素）：γ射线照射量率（源的γ射线强度）：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。第8页，课件共74页，创作于2023年2月第二节γ射线能量与照射量率测量方法5.2.1γ能谱的测量原理5.2.2γ射线仪器谱的复杂化5.2.3干扰辐射的影响5.2.4γ射线照射量率和能量测量的一般考虑5.2.5γ射线通过物质时谱成分的变化第9页，课件共74页，创作于2023年2月γ射线对物质的间接电离作用两步过程产生载能次级电子次级电子使物质原子电离第1步第2步三种相互作用方式

光电效应康普顿效应电子对效应

γ射线与物质原子作用γ射线5.2.1γ能谱的测量原理

γ射线与物质相互作用过程：第10页，课件共74页，创作于2023年2月

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。一、γ射线仪器谱的形成机制因此，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。第11页，课件共74页，创作于2023年2月对中等能量的射线，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；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。三种效应的截面均与物质的原子序数有关，存在下述关系：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。第12页，课件共74页，创作于2023年2月（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。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。

其中：—光电子的动能；—入射光子的能量；—原子的第i壳层电子的结合能。第13页，课件共74页，创作于2023年2月

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。俄歇电子入射γ射线光电子特征X射线第14页，课件共74页，创作于2023年2月因此，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。光电效应产生仪器谱示意图如果关注初始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。第15页，课件共74页，创作于2023年2月（二）电子对效应产生的仪器谱特征当能量≥1.02MeV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(1.02MeV)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。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。电子对动能的能量分布示意图第16页，课件共74页，创作于2023年2月

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。电子对效应之后伴随正电子湮没。原因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（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射线能量的位置上（与光电效应产生的仪器谱相同）。电子对效应能量全部沉淀在探测器中的仪器谱示意图第17页，课件共74页，创作于2023年2月（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。’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：第18页，课件共74页，创作于2023年2月反冲电子能量：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：第19页，课件共74页，创作于2023年2月对于特定的入射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：反冲电子的能量分布示意图（散射角θ）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。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。第20页，课件共74页，创作于2023年2月二、“小探测器”模型的γ射线能谱响应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。

“小”探测器：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。第21页，课件共74页，创作于2023年2月若入射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。

“小”探测器模型条件下γ射线的能谱响应曲线：第22页，课件共74页，创作于2023年2月若入射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。第23页，课件共74页，创作于2023年2月三、“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。第24页，课件共74页，创作于2023年2月例如：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。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电子的叠加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第25页，课件共74页，创作于2023年2月不管具体历程多么复杂，这些电子的总能量等于γ光子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：

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。第26页，课件共74页，创作于2023年2月四、“中等大小探测器”模型的γ射线能谱响应

“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即不“小”也不“大”。对常用探测器的几何形状，γ射线是从外部入射到探测器表面，由于有些相互作用会在接近入射表面处进行，所以即使大体积探测器也是有限的。因此常规探测器对γ射线的响应兼有上述两种情况的一些特性，以及与回收部分的次级γ射线能量有关的附加特性。第27页，课件共74页，创作于2023年2月

“中等大小”探测器模型条件下γ射线的能谱响应曲线：

低能至中能的γ射线能谱(在此能区电子对产生并不明显)仍是由康普顿连续谱和光电峰（全能峰）组成。然而，由于附加的多次作用事件投入全能峰，全能峰下的面积与康普顿连续谱下的面积之间的比值将远大于“小”探测器条件下的比值。

入射γ射线能量愈低，康普顿散射光子的平均能量和相应的平均迁移距离也就愈小，这相当于中等尺寸的探测器好像变大了，全能峰下的相对面积随着入射光子能量降低而增加。当能量很低时(<100keV)，康普顿连续谱实际上可能消失了。第28页，课件共74页，创作于2023年2月

在中能区域，多次康普顿散射后产生的散射光子后，导致多次反冲电子的总能量在探测器中沉淀显然有可能大于单次散射的最大值。因此，这些多次散射事件可能部分地填充在康普顿边缘和全能峰之间的空隙，并改变了“小”探测器模型中所预计的单次散射连续谱的形状。第29页，课件共74页，创作于2023年2月如果γ射线能量很高，致使形成电子对的几率增加，响应过程更复杂。如果一对湮没光子逃逸而未相互作用，将产生双逃逸峰。若一个湮没光子逃逸而另一个完全被吸收，其结果是在能谱上比全能峰低m0c2(0.511MeV)的能量处出现一个单逃逸峰。一个或一对湮没光子在探测器介质中可以通过康普顿散射和相继的散射光子将部分能量转变成反冲电子的能量，这些相互作用造成另一个康普顿连续能区，而叠加在一次康普顿连续谱上。在响应能谱曲线上，这样一些事件聚集在双逃逸峰和全能峰之间。第30页，课件共74页，创作于2023年2月对一种实用的γ射线探测器，预计的γ射线能谱响应将取决于探测器的大小、形状和结构，也取决于辐照的几何条件。很难从建立一个数学表达式（或称响应函数）来准确地描述探测器输出的脉冲幅度与入射γ射线能量之间的关系，较准确的预测方法是蒙特卡罗方法，可以在同样大小和结构的探测器中模拟实际发生的历程，得出探测器对γ射线响应的能量分布。当γ射线能量很高时，单逃逸峰和双逃逸峰就成为响应函数的十分重要的部分。γ射线能谱学中感兴趣的量：光电份额：定义为光电峰（或全能峰）下的面积对整个响应函数下的面积之比；第31页，课件共74页，创作于2023年2月5.2.2γ射线仪器谱的复杂化除了γ射线与物质的光电效应、康普顿散射和电子对效应对γ能谱的贡献形成全能峰、康普顿坪、单逃逸峰(SE)和双逃逸峰(DE)等之外，γ能谱的形成过程中还伴随着其它的作用过程，它们影响γ谱形，使谱线复杂化。一、累计效应含义：指入射γ光子在探测介质中通过多次相互作用所引起的γ光子的能量完全吸收（沉淀在探测器中）。累计效应的体现：使本来是属于康普顿坪中的脉冲转到全能峰中去；对形成电子对效应而言，本属于单逃逸峰或双逃逸峰的脉冲数转到全能峰中去；第32页，课件共74页，创作于2023年2月相对地提高了全能峰中的脉冲数；峰总比（R）：全能峰内的脉冲数与全谱下的脉冲数之比。

峰总比要比假设没有累计效应时的峰总比高。累计效应的结果：发生累计效应的相关因素：累计效应是否容易发生与射线能量、晶体材料，晶体大小和形状有关。当射线能量低时以及当晶体尺寸增大，晶体直径与长度之比接近于1时，累计效应更易发生。随着γ能量增加，峰总比总是减小的；当晶体尺寸增大时，峰总比总是增大的。NaI(Tl)晶体—峰总比为1/4~1/2；Ge(Li)探测器—峰总比为几十分之一。（原因：组成元素的原子序数低于NaI(Tl)，体积较小，康普顿散射作用较强，散射光子容易逃逸，累计效应较少发生）第33页，课件共74页，创作于2023年2月二、和峰效应含义：在γ能谱测量中，两个（或更多）γ光子同时被探测器晶体吸收产生幅度更大的脉冲，该脉冲幅度所对应的能量为两个（或更多）光子能量之和。实例：60Co核素一次核衰变放出的两个级联γ光子(能量分别为1.17MeV和1.33MeV)，有可能同时被晶体吸收。这时探测器不是输出两个分开的脉冲，而是输出一个脉冲，其幅度对应的能量为2.5MeV。60Co的γ仪器谱第34页，课件共74页，创作于2023年2月132Te（碲）的γ仪器谱放射源的级联辐射中有一种γ光子伴随内转换现象，则还有特征X射线发生。这时有两个和峰产生，一个是两个γ光子的和峰，另一个是一个γ光子和一个X射线的和峰。第35页，课件共74页，创作于2023年2月三、特征X射线逃逸当γ光子在晶体中发生光电效应时，原子的相应壳层上将留一空位。当外层电子补入时，会有特征X射线或俄歇电子发出。若光电效应在靠近晶体表面处产生，则该特征X射线有可能逸出，使晶体内沉淀的能量比入射光子能量小，其差为特征X射线的能量。在γ能谱上将出现特征X射线的逃逸峰。

γ能谱中产生特征X射线逃逸峰的原因：71mSe的γ仪器谱用NaI(Tl)闪烁计数器谱仪测得的71mSe（硒）的能谱，在光电峰左侧相距28keV处的一个小峰就是碘的特征X射线逃逸峰。第36页，课件共74页，创作于2023年2月四、边缘效应含义及产生原因：γ光子转移给次级电子的动能在一般情况下都被晶体所吸收。但若次级电子产生在靠近晶体边缘处，它可能逸出晶体以致将部分动能损失在晶体外，所引起的脉冲幅度也要相应地减小，这种影响称为边缘效应。对高能γ射线，由于次级电子的能量较高，因而其射程较长，边缘效应的影响更显著。在NaI(Tl)探测器中，一般在大于170keV以上，随着γ光子能量增加，特征X射线逃逸峰就逐渐消失。原因：1、较高能量的γ射线将进入晶体内部较深，所放出的28keV的X射线不容易逸出；2、由于峰的半宽度随着能量增加而增加，碘逃逸峰和全能峰在谱上不易分开所致。第37页，课件共74页，创作于2023年2月边缘效应的结果：边缘效应将引起康普顿连续谱形状向幅度偏低的方向畸变。由于光电峰也因此而失去某些事件，所以与电子泄漏并不严重的情况相比，光电份额也将要减少。第38页，课件共74页，创作于2023年2月典型的闪烁探测器测量的137Cs的γ射线谱线5.2.3干扰辐射的影响一、特征X射线峰γ射线谱还受到来自探测器外的一些干扰辐射的影响，使谱形进一步复杂化。许多放射源本身有特征X射线放出，它们在能谱上形成特征X射线峰。例如，在137Cs的γ谱上，最左边有一个32keV的特征X射线峰。此X射线是137Cs的衰变子体137mBa的K层特征X射线。第39页，课件共74页，创作于2023年2月例如，γ射线在屏蔽层铅中作用引起Pb的88keV的X射线。X射线也可以是γ射线和周围介质的原子发生光电效应引起的。在低能γ或X射线强度测量中，这种辐射不容忽略。二、散射辐射和反散射峰

原因：γ射线在源衬托物上、探头外壳上(包括封装晶体的外壳和光电倍增管的光阴极玻璃)以及在周围屏蔽物质上都可发生散射，产生散射辐射。结果：它们进入晶体被吸收会使康普顿坪区的计数增加。散射辐射产生的原因及结果：第40页，课件共74页，创作于2023年2月反散射峰的产生：在康普顿坪上200keV左右的位置能经常看到一个小的突起，它是反散射光子造成的，称反散射峰。由于反散射光子的能量随入射光子能量变化不大，反散射峰通常在200keV左右。第41页，课件共74页，创作于2023年2月三、湮没辐射峰对较高能量的γ射线来说，当它在周围物质材料中通过电子对效应产生正电子湮没时，放出的两个0.511MeVγ光子可能有一个进入晶体，这样就会产生一个能量为0.511MeV的光电峰及相应的康普顿坪。这个光电峰称为湮没辐射峰。湮没辐射的存在还可能造成一个680keV的假峰。这是一个湮没光子和另一个湮没光子的反散射光子（511keV+~200keV）的符合和峰。第42页，课件共74页，创作于2023年2月四、轫致辐射的影响γ射线常伴随β衰变放出，而β射线在物质中被阻止时会产生轫致辐射。轫致辐射的能量是连续分布的。它也会影响γ射线能谱，特别是当放射源的β射线强、能量高而γ射线较弱时，轫致辐射的影响就更为严重。韧致辐射产生的原因：9lY（钇）放出的1.19MeV的γ射线，其产额仅为2％，而β射线很强，产额为100％，在它的γ谱的康普顿坪区可以明显地看到轫致辐射的干扰。91Y的γ射线能谱第43页，课件共74页，创作于2023年2月此外，源衬托及支架等也要用低Z材料做成。减少韧致辐射的措施：

防止β射线进入探测器：在源前放置一块由低Z材料（Be、A1、乙聚烯，厚度为500~1500mg/cm3）构成的β吸收片（原因：在原子序数Z大的材料中，轫致辐射更容易发生）。

结论：测量一个核素的γ能谱，所得到的谱形与很多因素有关，归纳起来有：1)γ射线的能量和分支比（对不同能量的γ射线，γ能谱具有不同特征）

；2)放射源的辐射性质（是否有特征X射线、β射线放出，是否有级联γ辐射等）；3)探测器物理性质（包括探测器类型、晶体大小和形状、能量分辨率等）；4)实验条件和环境布置（如周围物质，屏蔽材料、源距、计数率高低等）。

第44页，课件共74页，创作于2023年2月5.2.4γ射线照射量率和能量测量的一般考虑一、γ射线谱仪的主要性能指标（一）能量分辨率能量分辨率是表征γ射线谱仪对能量相近的γ射线分辨本领的重要参量，可用全能峰的半高宽度FWHM（FullWidthofHalfMaximum）)或相对半高宽度(%)来表示。半高宽(FWHM)：ΔE常用于分辨率较高的探测器，如半导体探测器相对半高宽(%)：常用于分辨率较低的探测器，如NaI(Tl)探测器第45页，课件共74页，创作于2023年2月第46页，课件共74页，创作于2023年2月对Ge(Li)谱仪，分辨率常用对60Co的1.33MeV全能峰的半高宽度表示，典型数据是：FWHM=1.9keV，好的已达1.3keV。对NaI(Tl)谱仪，通常给出的是对137Cs的662keV全能峰的相对半高宽度，目前一般水平为主8％左右，好的可达6~7％。几种γ谱仪的能量分辨率比较任何γ谱仪的能量分辨率与γ射线能量有关。第47页，课件共74页，创作于2023年2月（二）探测效率这个指标关系到γ射线测量中所花费时间和所必需的最低源强。几种γ射线谱仪的探测效率比较（括号内数字为相对立体角）

NaI(Tl)由于它的密度大和组成元素的原子序数高，其体积也可以做得很大，因而这种谱仪的探测效率明显地优于Ge(Li)。76×76mm（3英寸×3英寸）的Nal(Tl)晶体，它的探测效率也比54cm3的Ge(Li)高一个量级左右。第48页，课件共74页，创作于2023年2月（三）峰总比和峰康比

峰总比（R）：全能峰面积与全谱面积的比值。为了提高峰内计数，通常总是希望峰总比大。影响峰总比的因素很多，如射线能量、晶体大小、射线束是否准直以及晶体包装材料和厚度等。在晶体尺寸相同条件下，比较峰总比大小可说明对散射射线的干扰是否排除得好。峰总比难于精确测定，测量与峰总比有直接关系的另一指标—峰康比。第49页，课件共74页，创作于2023年2月

峰康比：指全能峰中心道最大计数与康普顿坪内平均计数之比。

峰康比的意义：说明了若一个峰落在另一个谱线的康普顿坪上，该峰是否能清晰地表现出来，即存在高能强峰时探测低能弱峰的能力。一台谱仪的峰康比是由分辨率和峰总比共同决定的。第50页，课件共74页，创作于2023年2月（四）能量线性影响能量线性的因素：一方面取决于探测器本身的输出脉冲幅度与吸收粒子能量是否线性；另一方面取决于谱仪电子线路单元对脉冲的线性放大与处理。典型γ能谱仪的能量线性：Ge(Li)谱仪：由于平均电离能与粒子能量无关，因此Ge(Li)谱仪的线性很好，目前在150~1300keV范围内，线性偏离小于0.1~0.2keV，它主要由仪器线路(ADC模拟数字转换器)决定。NaI(Tl)谱仪：由于NaI(Tl)晶体本身在低能部分的线性不够好，因此它的线性较差，在150~1300keV范围内的200keV处线性偏差可达12keV。第51页，课件共74页，创作于2023年2月（五）计数率效应和数据积累速度谱仪在高计数率下使用时，由于脉冲的堆积效应以及电子学线路的基线漂移等原因，它的分辨率要变坏，峰位要漂移，峰形也发生畸变。因此使用谱仪时，计数率不能太高。计数率效应：改进措施：从电子学线路上改进脉冲成形、增加反堆积线路，采用直流耦合或加直流恢复器可以提高计数率上限。近年来，采用高速模－数转换器与高速缓存器、数字信号处理（DSP）技术相结合，开发的数字化谱仪，基本解决了实际应用中的计数率效应问题，其计数率上限可达5×106cps。第52页，课件共74页，创作于2023年2月（六）稳定性稳定性是衡量γ射线谱仪的能量分辨率、探测效率等性能指标和峰位置有无改变的技术参数。影响仪器稳定性的因素既可来自探头方面，也可来自仪器电子线路方面。对NaI(Tl)探头来说，主要有三个因素：1）光电倍增管的增益的变化；2）温度影响；3）光电倍增管增益受高压漂移而变化。（七）本底谱仪的本底主要取决于晶体大小和屏蔽好坏。残存本底的相当一部分来自晶体、光电倍增管的玻璃材料和铅屏蔽材料中的杂质放射性。它们是属于天然钾的40K(1.46MeV)以及属于钍、镭系的一些放射性同位素。第53页，课件共74页，创作于2023年2月二、测量条件的选择（P165，自学）三、能量刻度含义：在谱仪所确定的使用条件下(包括谱仪的组成元件和使用参数，如高压、放大倍数，时间常数等)，利用已知能量的γ放射源（或称刻度源）测出对应能量的峰位，然后作出能量和峰位(道址)的关系曲线或者数学表达式。又称能量标定或能量校准。确定射线能量E与谱仪道址CH（峰位）之间的对应关系（E-CH）方法：步骤：第54页，课件共74页，创作于2023年2月

1、确定刻度曲线（E和CH之间的数学表达式）从理论上讲，E∝脉冲幅度V(t)∝道址数CH，因此E与CH满足正比关系：E=K×CH。但实际上存在非线性原因：包括探测器固有、电荷饱和、吸收散射、电子学线路噪声等。因此用E=a×CH+b来表达E与CH之间的关系，其中a和b为刻度系数。在理想状态下，b=0。

2、选择一组不同能量范围（高能、中能、低能范围）的标准源（刻度源）用以确定参数a和b。

注意：能量刻度是在一定的测量条件下进行的，样品测量时也应保持测量条件一致。每当测量条件有较大变化时，应重新进行刻度。使用过程中也应定期校核。峰位－偏压曲线非线性关系第55页，课件共74页，创作于2023年2月射线能量E道址CH(U)如：选用137Cs的0.661MeV、60Co的1.17MeV、1.33MeV作为3个能量值E0

、E1、E2，从谱仪测量得到的γ能谱中找到对应的道址CH0

、CH1、CH2，从而确定参数a和b，得到刻度曲线。线性能量刻度实例：tip:可在Excel环境中进行刻度曲线的拟合，很方便求出参数a和b及刻度曲线的表达式。第56页，课件共74页，创作于2023年2月第57页，课件共74页，创作于2023年2月5.2.5γ射线通过物质时谱成分的变化（一）谱成分变化规律一、单能γ射线束通过物质时谱成分的变化1、康普顿散射使射线能量减低，光电效应使射线减少，通过物质后射线谱线变复杂；2、吸收介质厚度增加，多次康普顿散射比例增大，到一定吸收层厚度时，散射射线成为谱主要成分；右图是入射光子与l、2、3、4次散射光子相对照射量率与吸收介质厚度关系曲线。这是一组理论研究曲线，其假定条件为，起始光子的能量为3MeV，吸收介质是轻物质，康-吴效应是γ射线衰减的唯一过程而忽略了光电效应和电子对效应。第58页，课件共74页，创作于2023年2月右图的横坐标是以平均射程l为单位的吸收层厚度。纵坐标是散射光子与起始光子的相对照射量率。一次散射光子随吸收屏厚度增加而增长的很快。当吸收层厚度为3l时，一次散射光子照射量率趋极大值。吸收层厚度为5l时，一次散射光子与起始光子相对照射量率相等。以后随吸收层厚度增加而逐渐减弱，但一次散射光子的相对照射量率总大于起始光子。2、3、4次散射光子的相对照射量率，随厚度增加而一直增加。起始光子随厚度增加，相对照射置率逐渐减小，散射光子的相对照射量率却随厚度增加而增加，所以，吸收屏到一定厚度时，起始光子照射量率减弱到很小，各次散射光子却成为主要成分。第59页，课件共74页，创作于2023年2月3、随吸收介质厚度增加，由于多次康普顿散射比例增大，射线向低能方向聚集。（二）谱平衡用放射源51Cr，放出能量为323keV的单能γ射线，吸收介质密度为1.6g/cm3

的砂。放射源51Cr与探测器间的距离（即吸收介质厚度）为5cm、35cm、45cm、60cm、70cm、80cm（相当于0.83l、5.83l、7.49l、10.0l、11.7l和13.3l，l为平均射程）。实验结果如右图所示。讨论一个单能量γ射线点源通过不同厚度砂介质后，谱成分变化的实例。第60页，课件共74页，创作于2023年2月吸收厚度为5cm（0.83l）的曲线上可以见到323keV的光电峰。在205keV处有一个峰，该峰相当于一次散射射线，70keV的峰是次级散射造成的。当吸收厚度增大，大于5l后，散射成分变软，向低能方向聚集，在50keV上形成相对照射量率很大的峰，而起始光子占比例很小。对比吸收厚度大于5.83l（相当于35cm）的几条曲线可以看到，吸收层厚度增加，射线谱形状没有明显区别。第61页，课件共74页，创作于2023年2月谱平衡：（γ）射线通过吸收物质时，当吸收层大于一定厚度后，射线组分聚集在低能区，射线各能量之间的相对组分基本保持不变，达到谱平衡。达到“谱平衡”时，不论起始光子能量大小，射线谱的形状是一样的。散射成分能量变软，都向低能方向聚集，在某一低能区出现谱峰。吸收介质不同，峰值对应能量也不同。第62页，课件共74页，创作于2023年2月二、复杂γ射线通过物质时谱成分的变化放射性矿石就是一个具有多组能量的复杂γ射线源。

复杂γ射线通过物质时，低能量的γ射线因发生光电效应而很快被吸收，使低能量组分相对减少，高能量组分相对提高，而康-吴效应产生的次级散射射线，又提高了谱成分的低能组份。这两种效应多次作用的综合结果，使吸收介质达到一定厚度后，谱成分保持一定，达到“谱平衡”。第63页，课件共74页，创作于2023年2月右图是点状镭源的γ射线通过水泥吸收屏时谱成分的变化。实线是没有吸收屏时的仪器谱。镭源是有多组能量的复杂γ射线源。当置有5cm水泥屏时，低能段（0~400keV）谱线已发生很大变化，次级散射射线向100keV聚集的趋势已显示，在高能段（>400keV）仍可见到609keV和1120keV等几组能量的峰。第64页，课件共74页，创作于2023年2月当水泥屏厚度大于45cm后，谱线成分基本保持不变，起始能量较高的几组γ射线，经过多次散射，也都向100keV方向聚集，致使谱成分相对组分不变而达到“谱平衡”。由此可见，不论单能射线还是复杂组分的γ射线通过轻物质，吸收屏达到一定厚度后，都会出现“谱平衡”。“谱平衡”后，吸收系数不再变化。第65页，课件共74页，创作于2023年2月第三节谱数据处理简介第66页，课件共74页，创作于2023年2月谱数据处理的任务：对γ能谱进行定性分析（确定能谱中获取的各种γ射线对应的核素或元素）和定量分析（确定核素的活度或元素的含量）。谱数据处理涉及的主要内容：谱光滑寻峰核素识别特征峰面积计算（确定对应γ射线照射量率，即源的γ射线强度）含量计算第67页，课件共74页，创作于2023年2月本节结束

谢谢！第68页，课件共74页，创作于2023年2月思考题：1、请阐述仪器谱如何表征伽玛射线的“能量”和“照射量率”？2、试画出137Cs伽玛射线源在NaI(Tl)闪烁体作为探测器对应的仪器谱，并解释各谱峰的形成机理。3、试绘出2.62MeVγ射线在闪烁体中产生的能谱响应曲线，并进行相应说明。4、请简述在γ能谱的形成过程中，除了γ射线与物质的光电效应、康普顿散射和电子对效应对γ能谱的贡献形成全能峰、康普顿坪、单逃逸峰和双逃逸峰等之外，还伴随着哪些其它的作用过程和干扰辐射的影响，使得γ谱线复杂化？5、说明γ射线的能量分辨率的含义、常用表达方式。6、简述如何对γ谱仪进行能量刻度？7、简述γ射线束通过物质时谱成分的变化规律。说明谱平衡的含义。第69页，课件共74页，创作于2023年2月1、请阐述仪器谱如何表征伽玛射线的“能量”和“照射量率”？入射γ光子与探测器物质作用，将能量全部沉积在探测器中，γ谱仪将γ光子的能量转换成与之成正比的电压脉冲信号，并通过模数转换成与电压幅度对应的数字信号，存储到对应的道址中。因此，在探测时间内，γ谱仪所记录的每一道计数值值（脉冲数）代表该道中记录的光子沉积的计数个数。可见：E∝脉冲幅度V(t)∝道址数CH，即γ射线的能量用仪器谱的道址来表征。

γ射线能量E（对应核素）：

γ射线照射量率（源的γ射线强度）：，即γ射线的照射量率用仪器谱中的对应特征峰面积来表征。第70页，课件共74页，创作于2023年2月2、试画出137Cs伽玛射线源在NaI(Tl)闪烁体作为探测器对应的仪器谱，并解释各谱峰的形成机理。答：一个典型的NaI（T1）谱仪测到的137Cs源的0.662MeVγ能谱。如右图所示，谱线上有三个峰和一个平台。最右边的峰A称为全能峰。这一脉冲幅度直接反映入射γ射线的能量。这一峰中包含光电效应及多次效应的贡献。平台状曲线B就是康普顿散射效应的贡献，它的特征是散射光子逃逸后留下一个能量从0到的连续的电子谱。峰C是反散射峰。当γ射线射向闪烁体时，总有一部分γ射线没有被闪烁体吸收而逸出。当它与闪烁体周围的物质发生康普顿效应时，反散射光子返回闪烁体，通过光电效应被记录，这就构成反散射峰。当然，在放射源衬底材料中，以及探头的屏蔽材料中产生的反散射光子同样有可能对反散射峰作出贡献。反散射光