книги из ГПНТБ / Полупроводниковые детекторы в дозиметрии ионизирующих излучений

ПОЛУПРОВОДНИКОВЫЕ

ДЕТЕКТОРЫ В ДОЗИМЕТРИИ

ИОНИЗИРУЮЩИХ

ИЗЛУЧЕНИЙ

ПО Л У П PO ВО ДИ И К О ВЫ Е Д ЕТ ЕК Т О Р Ы

ВД О ЗИ М ЕТР И И

ИО Н И ЗИ Р У Ю Щ И Х

ИЗЛ УЧ ЕН И Й

Под редакцией доктора технических наук

В. К. ЛЯПИДЕВСКОГО

МОСКВА АТОМИЗДАТ 1973

ПРЕДИСЛОВИЕ

Полупроводниковые детекторы широко применяются для ре­ гистрации различных видов излучений. Этому вопросу посвяще­ но большое число монографий, в которых рассмотрено приме­ нение детекторов для спектрометрии заряженных частиц (Дж. Дирнли и Д. Нортроп. Полупроводниковые счетчики излучений. М., «Мир», 1966 г.; Ю. К- Акимов и др. Полупроводниковые де­ текторы ядерных частиц и их применение. М., Атомиздат, 1967), применение полупроводников для регистрации излуче­ ний видимого диапазона и для преобразования световой энер­ гии в электрическую (С. М. Р ы б к и н . Фотоэлектрические явления

М„ «Советское радио», 1971 г.; А. Амброзяк. Конструкция и тех­ нология полупроводниковых фотоэлектрических приборов М., «Советское радио», 1970 г.).

Однако в дозиметрии ионизирующих излучений полупровод­ никовые детекторы, несмотря на весьма ценные качества (большая чувствительность, линейная зависимость сигнала от поглощенной дозы в большом диапазоне энергий и др.), приме­ няются сравнительно мало. Это обусловлено тем, что полупро­ водниковые детекторы нетканеэквивалентны, и поэтому для их применения в дозиметрии, где требуется определять поглощен­ ную дозу в тканях организма или экспозиционную дозу, необ­ ходима разработка' специальных методов. Методы дозиметрии с помощью нетканеэквивалентных детекторов освещены в литера­ туре недостаточно полно. Поэтому авторы пытались в какой-то степени заполнить этот пробел, обобщив и систематизировав материалы по применению полупроводниковых детекторов в до­ зиметрии ионизирующих излучений.

Затем кратко рассмотрены физические процессы, происходя­ щие в рабочем объеме полупроводникового детектора при его облучении (гл. 2). Эти процессы определяют собой характе­

3

ГЛАВА 1

ДОЗИМЕТРИЧЕСКИЕ ХАРАКТЕРИСТИКИ ДЕТЕКТОРА

Полупроводники и изоляторы* широко применяются в каче­ стве детекторов элементарных частиц. Кристаллы с узкой зап­ рещенной зоной (0,5—2,5 эв) обычно используются в качестве полупроводниковых детекторов, а кристаллы с широкой зап­ рещенной зоной (3,5—7,0 эв) — в качестве сцинтилляционных и люминесцентных детекторов.

Если на выходе детектора регистрируется изменение прово­ димости под действием излучения, то независимо от ширины запрещенной зоны будем называть детектор полупроводниковым (ППД)**, если регистрируется свечение — то люминесцентным. Если свечение люминофора регистрируется находящимся с ним

больших класса — однородные и неоднородные.

Однородный детектор представляет собой кристалл с одина­ ковым по всему чувствительному объему типом проводимости. Для изготовления детекторов применяют м-атериалы с большой шириной запрещенной зоны (алмаз, CdS и пр.). Это обусловле­ но тем, что полупроводники с малой шириной запрещенной зоны обладают при комнатной температуре большой темновой прово­ димостью и поэтому могут применяться в качестве детекторов излучений только при достаточно низких температурах, что не всегда практически осуществимо.

От этого недостатка свободен неоднородный ППД, представ­ ляющий собой полупроводник, в котором имеются области с различным типом проводимости — электронным (п) и дыроч­ ным (р).

* Деление на полупроводники и изоляторы в значительной степени условно. Обычно изоляторами считают такие вещества, в которых концентра­ ция темповых носителей пренебрежимо мала по сравнению с концентрацией носителей, генерируемых излучением. Тогда ширина запрещенной зоны при комнатной температуре должна превышать 1,5 эв. Кроме того, необходимо, чтобы расстояние уровня Ферми от ближайшего края запрещенной зоны превышало 0,75 эв.

** К ППД следует отнести и детекторы, основанные на регистрации изменения свойств полупроводников под действием излучения.

5

Некоторые важные для дозиметрии характеристики детектора можно определить, не рассматривая физические процессы, про­ исходящие в самом детекторе при его облучении. Такой под­ ход позволяет выделить наиболее общие характеристики, свой­ ственные любому детектору излучений, например функцию от­ клика (вероятность того, что при прохождении через детектор частицы с данными свойствами на выходе детектора появится сигнал — а).

§1.1. ОСНОВНЫЕ ВЕЛИЧИНЫ, ХАРАКТЕРИЗУЮЩИЕ ИЗЛУЧЕНИЕ

ИЕГО ВЗАИМОДЕЙСТВИЕ С ВЕЩЕСТВОМ

Рис. 1.1. Схема взаимодействия электромагнитного излучения с веществом, заполняющим рабочий объем детектора (а), поглощенная (б), экспозиционная (е)

дозы и керма (г):

окружающему детектор. Электроны, образовавшиеся в окру­ жающем детектор веществе, также могут попасть в рабочий объем детектора и потерять в нем часть своей энергии. Эти

I

6

электроны дают вклад в поглощенную дозу наряду с электро­ нами, образовавшимися в самом детекторе. Приведем основные определения.

Плотность потока фотонов (частиц) есть число фотонов (частиц), проникающих в единицу времени в объем сферы с единичной площадью центрального сечения.

Для направленного излучения плотность потока фотонов (ча­ стиц) есть число фотонов (частиц), проходящих в единицу вре­ мени через нормально расположенную поверхность единичной площади

Интенсивность излучения — это энергия излучения, прони­ кающего в единицу времени в объем сферы с единичной пло­ щадью центрального сечения:

где Еог — энергия, переданная на ионизацию и возбуждение веще­ ства в объеме с массой т и атомным номером z (см. рис. 1.1, 6 ) (или, иначе, поглощенная в массе т энергия). Поглощенная до­ за обычно измеряется в радах (1рад=100 эрг/г = 6,24-ІО7 Мэвіг).

Экспозиционная доза рентгеновского или у-излучения

где Q — сумма электрических зарядов каждого знака, образую­ щихся в воздухе при полном использовании всех заряженных

корпускулярная эмиссия на килограмм сухого атмосферного воздуха производит в воздухе ионы, несущие заряд в один ку­

7

Принимая, что на образование одной пары ионов расходуется 34 эв, получаем, что при экспозиционной дозе в 1 р энергия у-

где Ekz — сумма кинетических энергий всех заряженных частиц, освобожденных первичным излучением в массе т (см. рис. 1.1, г).

Отметим, что кинетическая энергия электронов расходуется на образование тормозного излучения, ионизацию и возбуж­

где dJ—изменение интенсивности излучения при прохождении слоя толщиной dx, происходящее в результате передачи энер­ гии электронам и рассеяния. Толщина слоя dx г/см2, а — массовый коэффициент ослабления, см2/г.

Массовый коэффициент передачи энергии излучения в веще­ стве с атомным номером z для фотонов с энергией Еу

где dJk—изменение интенсивности в результате передачи энер­ гии электронам, Kz — керма.

Электронное равновесие — это такое состояние, когда погло­ щенная энергия излучения в некотором объеме среды* равна суммарной кинетической энергии электронов, образованных в том же объеме.

В условиях электронного равновесия плотность потока вто­ ричных электронов Фе изменяется так же, как плотность потока фотонов Фѵ, т. е. отношение Фе/Ф? остается постоянным.

Массовый коэффициент поглощения энергии

* Равная сумме потерь энергии на ионизацию и тормозное излучение вторичными электронами в этом объеме.

8

Здесь dJn— изменение интенсивности электромагнитного излу­ чения, происходящее в результате передачи электронам энер­ гии Em= Ehz (1—Rz), где Rz— доля энергии вторичных элек­

где dEaz — энергия, теряемая одной частицей на ионизацию и возбуждение (при прохождении пути dx), а dEn — на тормозное излучение. Обычно dE/dx измеряют в Мэв-смг/г. Учитывая, что (dEf(/dx)l{dEf,/dx)=Rz, получаем

Для электронов справедливо приближенное соотношение И]

dER/ d x ___ Е_

где Екр — критическая энергия *, зависящая от г. Из (1.12) и (1.14) следует, что

Из (1.13а) и (1.15) видно, что

Потери на ионизацию и возбуждение. Из соотношения (1.13а) получим

Если через массу Sdx проходит N заряженных частиц, то, учи­ тывая (1.4),

Sdx dx

* £і:р — энергия заряженной частицы, при которой потери на тормозное излучение равны ионизационным потерям.

9