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1 Physikalisches Fortgeschrittenenpraktikum der Universität Bonn Sommersemester 2003 Protokoll Versuch K 121 γ-Spektroskopie mit Szintillations- und Halbleiterdetektoren Dirk Bringer (Physik) Lars Lemsch (Chemie) Iris Xhango (Physik) 6. / 7. / 10. März 2003

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Physikalisches Fortgeschrittenenpraktikum

der Universität Bonn

Sommersemester 2003

Protokoll

Versuch K 121

γ-Spektroskopie mit Szintillations- und Halbleiterdetektoren

Dirk Bringer (Physik) Lars Lemsch (Chemie) Iris Xhango (Physik)

6. / 7. / 10. März 2003

Versuch K 121 – γ-Spektroskopie

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1. Inhaltsverzeichnis

1. Inhaltsverzeichnis 2 2. Zielsetzung des Versuches 3 3. Theoretische Grundlagen 3

3.1 Wechselwirkung von γ-Strahlung mit Materie 3 3.1.1 Photoeffekt 3 3.1.2 Compton-Effekt 3 3.1.3 Paarbildung 4

3.2 Detektoren 4 3.2.1 Szintillationsdetektor 4 3.2.2 Halbleiterdetektor 5 3.2.3 Charakterisierung von Detektoren 5 3.2.4 Energiemessungen, typisches Spektrum 5

4. Versuchsaufbau und Durchführung 6 4.1 Versuchsaufbau 6

4.1.1 Messungen der Präparate 6 4.1.2 Messung der Bodenprobe 7

4.2 Versuchsdurchführung und Messergebnisse 7 4.2.1 Szintillationsdetektor 7

4.2.1.1 Beobachtung der Detektorsignale 7 4.2.1.2 Aufnahme der Spektren 8

4.2.2 Halbleiterdetektor 9 4.2.2.1 Beobachtung der Detektorsignale 9 4.2.2.2 Aufnahme der Spektren 9

4.2.3 Langzeitmessung der Bodenprobe 11 5. Auswertung und Ergebnisse 12

5.1 Szintillationsdetektor 13 5.1.1 Energieeichung des Vielkanalanalysators (MCA) 13 5.1.2 Bestimmung der Halbwertsbreiten 14 5.1.3 Bestimmung des Peak to Total – Verhältnisses 14 5.1.4 Bestimmung der Absoluten Peakeffizienz der 137Cs-Quelle 15

5.2 Halbleiter (Ge) – Detektor 16 5.2.1 Energieeichung des Vielkanalanalysators (MCA) 16 5.2.2 Bestimmung der Halbwertsbreiten 17

5.2.2.1 Bestimmung des elektronischen Anteils an der Halbwertsbreite und Überprüfung des funktionalen Zusammenhangs zwischen der Gammaenergie und der intrinsischen Halbwertsbreite 18 5.2.2.2 Überprüfung des funktionalen Zusammenhangs zwischen der Gammaenergie und der intrinsischen Halbwertsbreite 19

5.2.3 Bestimmung des Peak to Total – Verhältnisses 20 5.2.4 Bestimmung der Absoluten Peakeffizienz der 137Cs-Quelle 20 5.2.5 Bestimmung der Abhängigkeit der relativen Effizienz von der Gammaenergie 20

5.3 Langzeitmessung der Bodenprobe 21 6. Diskussion 23 7. Literatur 23 8. Anhang 24

Versuch K 121 – γ-Spektroskopie

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2. Zielsetzung des Versuches In diesem Versuch soll die γ-Spektroskopie mit Szintillations- und Halbleiterdetektoren kennen gelernt werden. Dabei sollen einige charakteristische Eigenschaften der Detektortypen wie Energieauflösung und Nachweiswahrscheinlichkeit bestimmt und miteinander verglichen werden. Des Weiteren soll eine Bodenprobe auf natürliche Radioaktivität untersucht werden.

3. Theoretische Grundlagen

3.1 Wechselwirkung von γ-Strahlung mit Materie Der Nachweis bzw. die Untersuchung von γ-Strahlung erfolgt über deren Wechselwirkung mit Materie. Diese Wechselwirkung findet über drei Effekte statt:

3.1.1 Photoeffekt Als Photoeffekt bezeichnet man die Emission eines Hüllenelektrons aus der i-ten Schale eines Atoms als Folge der Absorption eines γ-Quants. Das so freigesetzte Elektron erhält die kinetische Energie:

iEhEEE bindibindkin ,, −=−= νγ (1)

mit γE = Energie des γ-Quants

ibindE , = Bindungsenergie des Elektrons der i-ten Schale des Atoms Die durch die Emission des Elektrons entstandene Lücke wird durch ein Elektron aus einer weiter vom Kern entfernten Schale geschlossen. Die Differenz der Bindungsenergie wird in Form eines Röntgenquants freigesetzt. Photoeffekt ist nur an gebundenen Elektronen möglich, da ein Impuls vom Photon auf das Elektron übertragen wird. Im Falle des freien Elektrons könnten Energie- und Impulserhaltungssatz nicht gleichzeitig erfüllt werden. Für das Auftreten des Photoeffekts muss das absorbierte γ-Quant mindestens die Energie besitzen, die der Bindungsenergie eines Elektrons der äußeren Schale des Atoms entspricht. Der Wirkungsquerschnitt σ zeigt für den Photoeffekt im optimalen Bereich eine Abhängigkeit von der Ordnungszahl des Atoms Z und der Energie des Gammaquants Eγ der Form:

2/75 −∝ γσ EZ (2) Maxima des Wirkungsquerschnitts treten bei Energien der γ-Quanten im Bereich der Bindungsenergien der Elektronen auf. Bei höheren Energien sinkt die Wahrscheinlichkeit des Photoeffekts deutlich. Der Photoeffekt ist der dominierende Effekt bei der Wechselwirkung von γ-Strahlung mit Materie mit einer Energie im Bereich von 200 keV.

3.1.2 Compton-Effekt Der Compton-Effekt beschreibt die inelastische Streuung eines γ-Quants an einem Hüllenelektron eines Atoms. Die Energie des Photons ist bei Auftreten des Compton-Effekts so hoch, dass die Bindungsenergie des Hüllenelektrons zu vernachlässigen ist. Für die Energie des gestreuten Photons ergibt sich der Ausdruck

Versuch K 121 – γ-Spektroskopie

4

( )θν

νν

cos11

12

0

−+

=′=′

hcm

hhE (3)

Diese Energie wird maximal für θ = 180°. Wir erhalten:

ν

νν

hcm

hhE

21

12

0maxmax

+=′=′ (4)

γ-Quanten können in einem entsprechenden Energiebereich entweder nur über den Compton-Effekt mit der Materie wechselwirken oder aber nach einer Reduzierung ihrer Energie durch eben diesen Effekt schließlich einen Photoeffekt machen. Für den Wirkungsquerschnitt gilt eine Abhängigkeit der Form

γ

σEZ

∝ (5)

von der Ordnungszahl Z und der Energie der Gammaquanten Eγ. Bei Elementen mit hoher Ordnungszahl und Photonenenergien im Bereich von 0,5 MeV bis 5 MeV ist der Compton-Effekt der dominierende Wechselwirkungsprozess.

3.1.3 Paarbildung Der Effekt der Paarbildung kann bei γ-Energien ab 2m0c2 auftreten. Unter der Paarbildung versteht man die Bildung eines Elektrons und eines Positrons in Folge der Absorption eines γ-Quants im Coulomb-Feld eines Atomkerns. Das gebildete Positron erzeugt mit einem Elektron der Hülle Vernichtungsstrahlung und es entstehen aufgrund der Impulserhaltung zwei γ-Quanten. Diese können entweder im Kristall verbleiben oder ihn verlassen. Die Paarbildung wird ab Energien von 5 MeV der dominante Effekt bei der Wechselwirkung von γ-Strahlung mit Materie. In diesem Bereich besteht eine Abhängigkeit des Wirkungsquerschnitts von Ordnungszahl Z und Eγ:

γσ EZ ln2∝ (6)

3.2 Detektoren Die betrachteten Detektoren nutzen die verschiedenen Effekte der Wechselwirkung von γ-Strahlung mit Materie zum Nachweis der Quanten. Dabei wird Energie an den Detektor übertragen.

3.2.1 Szintillationsdetektor Durch Wechselwirkung der γ-Quanten mit dem Szintillatormaterial wird Energie an den Szintillator übertragen. Dadurch werden Elektronen im Szintillator in höhere Energiezustände angehoben. Diese angeregten Elektronen kehren unter Aussendung von Photonen in den Grundzustand zurück. Der vom Szintillatormaterial ausgesandte Lichtblitz trifft auf einen Photomultiplier und wird in einen elektrischen Strom umgesetzt, der an einem Widerstand einen Spannungsimpuls bei der Detektion eines γ-Quants liefert. Als Szintillatormedien finden, je nach Einsatzbereich, feste, flüssige und gasförmige Medien Verwendung. Bei diesem Versuch wird ein anorganischer Natriumiodid (NaI)-Kristall eingesetzt. Das Szintillatormedium muss durchsichtig für das von ihm erzeugte Lumineszenzlicht sein, damit es auf den Photomultiplier treffen kann. Da jedoch die erzeugten Photonen vom Szintillator selbst wieder absorbiert werden, kommt ein Aktivator, in diesem Falle Thallium Tl, zum Einsatz. Durch den Aktivator werden in der Bandstruktur des Kristalls Energieniveaus zwischen Leitungs- und Valenzband zur Verfügung gestellt. Die benötigte Energie

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für ein „Aktivator-Photon“ ist immer niedriger als die, die für eine Anregung eines Valenzband-Elektrons in das Leitungsband erforderlich ist. Daher werden diese Photonen kaum reabsorbiert. In diesem Wellenlängenbereich ist der Kristall also transparent und das Licht kann zur Photokathode des Photomultipliers gelangen. Der Aktivator wird in geringen Konzentrationen von ca. 0,1% eingesetzt. Der Photomultiplier besteht aus einer Photokathode, einem System von so genannten Dynoden und einer Anode. Licht, dass vom Szintillator ausgesendet wird trifft auf die Photokathode und löst dort Emission von Elektronen aus. Diese werden durch gestaffelte Beschleunigungsspannungen auf die Dynoden beschleunigt, so dass an jeder Dynodenoberfläche Sekundärelektronenvervielfachung erfolgt. Auf dem Weg zur Anode wird so eine Stromverstärkung um den Faktor 106 bis 108 erreicht. Der entstehende Strom ist der Energie der aufgetroffenen Gammaquanten proportional.

3.2.2 Halbleiterdetektor Zum Einsatz kommt hier ein dotierter Germanium-Halbleiterkristall. Es entsteht ein p-n-Übergang, in dessen Bereich eine Verarmung an Ladungsträgern vorliegt. Der Bereich dieser Raumladungszone wird durch das Anlegen einer äußeren Spannung vergrößert. Trifft nun energiereiche Strahlung die Raumladungszone, so werden Elektron-Loch-Paaren erzeugt. Da die zur Erzeugung von Elektron-Loch-Paaren benötigte Energie bei Germanium nur 2,84 eV beträgt, werden in der Raumladunszone sehr viele Paare durch ein einfallendes γ-Quant erzeugt. Die so freigesetzten Ladungsträger fließen ab und der Strom ist der Energie des einfallenden γ-Quants proportional. An einem Widerstand erzeugt der Ladungsfluß nach Durchlaufen eines Verstärkers einen Spannungsimpuls der dann gemessen wird. Germanium bietet mit einer Kernladungszahl von Z=32 eine höhere Energieauflösung als z.B. Silizium (Z=14), muss aber mit flüssigem Stickstoff auf 77 K gekühlt werden um das thermische Rauschen zu reduzieren.

3.2.3 Charakterisierung von Detektoren Zur Charakterisierung der Nachweiseigenschaften von Detektoren betrachtet man folgende Größen:

• Peak to Total Verhältnis: Diese Größe gibt wieder, welcher Anteil der im Detektor registreierten Quanten im Photopeak enthalten sind. Die Berechnung des P/T-Verhältnisses erfolgt demnach aus der Division der Photopeakereignisse (counts) durch die Anzahl aller Ereignisse abzüglich des Untergrundes und der Rückstreupeaks.

• Absolute Effizienz: Die A. E. gibt an, welcher Anteil der tatsächlich auf den Detektor auftreffenden

Strahlung im Photopeak nachgewiesen wird. Zur Bestimmung dieser Größe ist die Kenntnis der Aktivität der Quelle und der geometrischen Gegebenheiten von Quelle und Detektor notwendig.

• Relative Effizienz: Diese Größe gibt die Energieabhängigkeit des Nachweisverhaltens eines

Detektors wieder. Zur Berechnung der R. E. werden die Intensitäten der einzelnen Photopeaks einer Quelle normiert und der Quotient aus den normierten relativen Intensitäten des Experiments und der Literaturwerte gebildet. Eine Auftragung der R.E. gegen die Gammaquantenenergie zeigt den Verlauf der R.E. bei verschiedenen Gammaquantenenergien.

3.2.4 Energiemessungen, typisches Spektrum Bei der Messung eines Energiespektrums benutzt man einen Multi-Channel-Analyzer (MCA), der die registrierten Ereignisse über Diskriminatoren einzelnen Kanälen zuweist, welche die Ereignisse bestimmter Energieintervalle zählen. In diesem Versuch kommt ein MCA mit 8192 Kanälen zum Einsatz. Im Spektrum, d.h. der graphischen Auftragung der Zahl der Ereignisse gegen den Kanal und damit gegen die Energie treten zusätzlich zu den diskreten (wahren) γ-Energien auch noch andere Peaks auf. Die Existenz weiterer Peaks ist darin begründet, dass nicht die gesamte Energie im Detektor wechselwirkt, sondern auch ein Teil den Detektor verlassen kann. Die einzelnen Peaks eines typischen γ-Spektrums werden wie folgt bezeichnet:

1. Photopeak: Dies ist der Peak, der zu der eigentlichen (wahren) γ-Energie E0 gehört. Hier wird auch nach Paarbildung oder Compon-Effekt letztendlich jegliche Energie im Detektor absorbiert.

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2. Photoescapepeak: Der Ursprung dieses Peaks liegt in dem Prozeß, der beim Photoeffekt abläuft.

Verbleibt die Energie des Photons, welches bei dem Übergang eines Elektrons auf das in einer weiter innen liegenden Schale zuvor erzeugte Loch ausgesendet wird, nicht im Detektor, so erhalten wir einen Peak bei einer um die Bindungsenergie des Detektormaterials verringerten Energie.

3. Escapepeak und Double-Escapepeak: Bei der Paarbildung und anschließender Rekombination des

entstandenen Positrons mit einem Elektron entsteht Vernichtungsstrahlung. Entweicht nun eines der zwei gebildeten Quanten mit der Energie der Ruhemasse des Elektrons aus dem Detektor, so wird ein Peak bei einer Energie von E0-m0c2 (= E0-0.511 MeV) detektiert. Verlassen beide Quanten den Detektor, so wird eine Energie von E0-2m0c2 (= E0-1.022 MeV) registriert. Den erhaltenen Peak bezeichnet man als Double-Escape-Peak.

4. Rückstreupeak: Die zur Comptonkante beitragenden g-Quanten verlassen nach dem Stoß mit

Energieverlust den Detektor und werden in der Abschirmung gestreut (hauptsächlich Photoeffekt). Die dort reflektierten Elektronen bzw. freigesetzten Röntgenquanten treffen wieder z. T. auf den Detektor und bilden den Rückstreupeak.

5.

EEoEo-0,51 MeVEo-1,022 MeV

Comptonkante

Rückstreupeak

Double-Escapepeak

Escapepeak

Photopeak

Photo-Escapepeak

Comptonkontinuum

4. Versuchsaufbau und Durchführung

4.1 Versuchsaufbau

4.1.1 Messungen der Präparate Der Versuchsaufbau ist bei beiden Detektortypen ähnlich. Eine Probe eines radioaktiven Isotops wird in einigen Dezimetern Entfernung von der Raumwand in einem Holzgestell bereitgelegt. Der Detektor wird auf diese Probe ausgerichtet. Die Signale beider Detektoren werden direkt vorverstärkt und gelangen dann in einen Hauptverstärker. Dieser stellt das Signal für den MCA bereit. Die Messwerte gelangen über eine

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autonome Messkarte in den Computer und das Impulshöhenspektrum kann über das Messprogramm „Accuspec“ dargestellt und in begrenztem Umfang auch analysiert werden. Beim Germaniumdetektor ist zusätzlich eine Kühlung in Form eines mit flüssigen Stickstoff gefüllten Dewars vorgesehen.

4.1.2 Messung der Bodenprobe Die Messung des Gammaspektrums einer Bodenprobe wird mit dem Ge-Detektor durchgeführt. Dabei wird prinzipiell die gleiche Messapparatur verwendet wie bei den anderen Präparaten. Zusätzlich ist eine Abschirmung von Detektor und Probe mit „Bleiziegeln“ vorhanden.

4.2 Versuchsdurchführung und Messergebnisse

4.2.1 Szintillationsdetektor

4.2.1.1 Beobachtung der Detektorsignale Zunächst wurde die Signalform des Szintillationsdetektors nach dem Vorverstärker und nach dem Hauptverstärker auf einem Oszilloskop sichtbar gemacht, um den Einfluss des Hauptverstärkers untersuchen zu können. Das Signal war nach der Vorverstärkung sehr schwach und konnte nur schwer beobachtet werden. In der Gestalt gleicht es dem Signal nach dem Hauptverstärker. Am Ausgang des Hauptverstärkers lag ein wesentlich stärkeres Signal an, dass in Übereinstimmung mit eingestellten Verstärkungsfaktor etwa die dreifache Amplitude besaß. Die beobachtete Signalform ist in Abb. 1 dargestellt.

Abbildung 1 - Signalform des Szintillationsdetektor nach dem Hauptverstärker

Das Signal steigt innerhalb von 0,8 µs auf etwa 5 V an, um dann innerhalb von 2 ms auf -2 V abzufallen und dann nach weiteren 3 ms gegen 0 V zu gehen.

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4.2.1.2 Aufnahme der Spektren Bei der Aufnahme der Spektren der 60Co-, 137Cs- und 152Eu-Proben wurde der Abstand zum Detektor zunächst so gewählt, dass die im Messprogramm angezeigte Zählrate 1000 Ereignisse/Sekunde nicht überstieg, um die Messkarte nicht zu überfordern. Die Verstärkung wurde so gewählt, dass die 8192 Kanäle des Multi-Channel-Analyzers einen Energiebereich von ca. 1550 keV abdeckten. Dazu wurde die 60Co-Probe vor dem Detektor platziert und dann die Verstärkung so gewählt, dass sich die höherenergetische Linie des Spektrums nahe am hochenergetischen Grenzbereich des Spektrums (etwa im letzten Sechstel) befand. Die Messzeit betrug 9 Minuten bei dem 60Co- und 152Eu-Präparat und 10 Minuten bei der 137Cs-Probe.

Probe Zählrate [Counts/s]

Abstand (Detektor/Probe) [cm]

Messzeit [Min]

60Co 14 9 137Cs 72 27 10 152Eu 10 9

Die so gewonnenen Daten wurden als ASCII-Files in Origin importiert und dort weiterbearbeitet. Die in den Spektren farbig gekennzeichneten Fits werden für die weitere Auswertung benötigt.

0 1000 2000 3000 4000 5000 6000 7000 80000

20

40

60

80

100

120

140

160 Data: COE1_BModel: Gauss Equation: y=y0 + (A/(w*sqrt(PI/2)))*exp(-2*((x-xc)/w)^2) Weighting:y No weighting Chi^2/DoF = 50.1462R^2 = 0.87957 y0 0 ±0xc1 6162.00641 ±3.17693w1 815.61494 ±8.55068A1 67296.20179 ±561.1423xc2 7179.19596 ±3.65658w2 506.48508 ±6.90256A2 29508.84037 ±437.67635

Co-60 (Szintillator)

Cou

nts

Kanal

Abbildung 2 - Mit dem Szintillationsdetektor aufgenommenes γ-Spektrum der 60Co-Probe

Versuch K 121 – γ-Spektroskopie

9

0 1000 2000 3000 4000 5000 6000 7000 80000

306090

120150180210240270300330360390420450480

Data: CSE2_BModel: Gauss Equation: y=y0 + (A/(w*sqrt(PI/2)))*exp(-2*((x-xc)/w)^2) Weighting:y No weighting Chi^2/DoF = 135.24784R^2 = 0.98468 y0 0 ±0xc 3436.59988 ±0.62822w 378.56854 ±1.25664A 128366.83051 ±368.97943

Cs-137 (Szintillator)

Cou

nts

Kanäle

Abbildung 3 - Mit dem Szintillationsdetektor aufgenommenes γ-Spektrum der 137Cs-Probe

0 1000 2000 3000 4000 5000 6000 7000 80000

200

400

600

800

1000

1200

1400

1600

1800

2000

2200

2400

Data: EUE1_BModel: Gauss Equation: y=y0 + (A/(w*sqrt(PI/2)))*exp(-2*((x-xc)/w)^2) Weighting:y No weighting Chi^2/DoF = 1106.78975R^2 = 0.97865 y0 0 ±0xc1 635.17244 ±0.29409w1 110.6946 ±0.64605A1 126236.16474 ±757.43162xc2 -1178.25304 ±397.8088w2 3391.37069 ±321.69386A2 1774521.56116±417845.94338xc3 1787.57869 ±1.71459w3 200.36767 ±4.44657A3 53589.05058 ±1444.86151

Eu-152 (Szintillator)

Cou

nts

Kanal

Abbildung 4 - Mit dem Szintillationsdetektor aufgenommenes γ-Spektrum der 152Eu-Probe

4.2.2 Halbleiterdetektor

4.2.2.1 Beobachtung der Detektorsignale Direkt nach dem Vorverstärker erhielten wir ein schwer zu beobachtendes Signal, dass innerhalb von 0,2 µs auf 0,4 V anstieg und danach in etwa 200 µs wieder auf 0 V abfiel. Der Hauptverstärker bewirkt eine Signalverstärkung, verzögert die Ansprechzeit und beschleunigt die Abklingzeit. Die Signaldauer umfasst 15 µs und nach 5 µs erreicht das Signal maximale Stärke.

4.2.2.2 Aufnahme der Spektren Es wurde genauso vorgegangen wie beim Szintillationsdetektor.

Versuch K 121 – γ-Spektroskopie

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Die Messzeit betrug 4 Minuten.

Probe Zählrate [Counts/s]

Abstand (Detektor/Probe) [cm]

Messzeit [Min]

60Co 585 2,5 4 137Cs 7 40 4 152Eu 13,5 4

Unsere Messungen lieferten folgende Spektren:

0 1000 2000 3000 4000 5000 6000 7000 8000

0

100

200

300

400

500

600

Data: COHL1_BModel: Gauss Equation: y=y0 + (A/(w*sqrt(PI/2)))*exp(-2*((x-xc)/w)^2) Weighting:y No weighting Chi^2/DoF = 30.89016R^2 = 0.99335 y0 0 ±0xc1 6138.31377 ±0.02544w1 10.89915 ±0.05088A1 7400.10293 ±29.91848xc2 6975.73431 ±0.02958w2 10.96895 ±0.05917A2 6425.09137 ±30.01413

Cou

nts

Kanal

Co-60 (Ge-Halbleiter)

Abbildung 5 - Mit dem Halbleiterdetektor aufgenommenes γ-Spektrum der 60Co-Probe

0 1000 2000 3000 4000 5000 6000 7000 80000

200

400

600

800

1000

1200

1400

1600

1800

Data: CSHL1_BModel: Gauss Equation: y=y0 + (A/(w*sqrt(PI/2)))*exp(-2*((x-xc)/w)^2) Weighting:y No weighting Chi^2/DoF = 1440.56722R^2 = 0.99371 y0 0 ±0xc 3447.89805 ±0.04917w 9.42154 ±0.09834A 21014.07544 ±189.95939

Cou

nts

Kanal

Cs-137 (Ge-Halbleiter)

Abbildung 6 - Mit dem Halbleiterdetektor aufgenommenes γ-Spektrum der 137Cs-Probe

Versuch K 121 – γ-Spektroskopie

11

0 1000 2000 3000 4000 5000 6000 7000 80000

200

400

600

800

1000

1200

1400

1600Data: EUHL1_BModel: Gauss Equation: y=y0 + (A/(w*sqrt(PI/2)))*exp(-2*((x-xc)/w)^2) Weighting:y No weighting Chi^2/DoF = 2411.60349R^2 = 0.81281 y0 0 ±0xc1 607.89012 ±0.0638w1 7.55423 ±0.1276A1 15044.69885 ±220.08022xc2 1254.15183 ±0.34822w2 8.97247 ±0.69644A2 3568.13221 ±239.85123xc3 1778.06762 ±0.13123w3 7.86434 ±0.26246A3 7769.35927 ±224.5521

Data: EUHL1_BModel: Gauss Equation: y=y0 + (A/(w*sqrt(PI/2)))*exp(-2*((x-xc)/w)^2) Weighting:y No weighting Chi^2/DoF = 49.11873R^2 = 0.68121 y0 0 ±0xc1 4064.57203 ±0.10986w1 9.53436 ±0.21972A1 1768.05547 ±35.28599xc2 5038.51102 ±0.12955w2 10.17442 ±0.25911A2 1652.75916 ±36.45117xc3 5816.82794 ±0.17069w3 10.7216 ±0.34139A3 1356.97016 ±37.4185xc4 7373.19667 ±0.15382w4 11.0333 ±0.30764A4 1571.94984 ±37.95854

Cou

nts

Kanal

Eu-152 (Ge-Halbleiter)

Abbildung 7 - Mit dem Halbleiterdetektor aufgenommenes γ-Spektrum der 152Eu-Probe

4.2.3 Langzeitmessung der Bodenprobe Für die Langzeitmessung wurde eine Bodenprobe aus einer oberflächennahen Erdschicht eines Gartens in Bonn-Lengsdorf verwendet. Diese wurde in einer Plastiktüte innerhalb der Abschirmung platziert. Die Messzeit betrug 12 Stunden. Anschließend wurde bei gleichem apparativen Setup die Messung ohne Bodenprobe wiederholt, um eine Untergrundbestimmung durchzuführen. Die Messzeit betrug auch hier 12 Stunden. Wir erhielten folgende Spektren:

0 1000 2000 3000 4000 5000 6000 7000 80000

200

400

600

800

1000

1200

1400

1600

1800

2000

2200

Cou

nts

Kanal

Counts

Abbildung 8 - Spektrum der Bodenprobe

Versuch K 121 – γ-Spektroskopie

12

0 1000 2000 3000 4000 5000 6000 7000 80000

200

400

600

800

1000

1200

1400

1600

1800

2000

2200

Cou

nts

Kanal

Abbildung 9 - Spektrum des Untergrunds

0 1000 2000 3000 4000 5000 6000 7000 8000-200

0

200

400

600

800

1000

1200

1400

1600

1800

2000

2200

2400

Cou

nts

Kanal

Counts

Abbildung 10 - Überlagerung der Spektren von Untergrund und Probe bei gleicher Skalierung

5. Auswertung und Ergebnisse Die erhaltenen Spektren wurden zunächst in Origin zur Weiterverarbeitung importiert. Dort wurden die Peaks mit Gaußkurven angefittet, die nach der Formel

2

2

02/

−−

+= wxx c

ewAyyπ

(7)

mit w = Varianz xc = Schwerpunkt

Versuch K 121 – γ-Spektroskopie

13

erhalten wurden. Mit Hilfe dieser Gauß-Fits konnten alle weiteren Daten erhalten werden.

5.1 Szintillationsdetektor

5.1.1 Energieeichung des Vielkanalanalysators (MCA) Zur Energieeichung wurde die eine Linie des 137Cs, zwei Linien des 60Co und zwei Linien des 152Eu verwendet. Die Kanalzahlen der Linien wurden aus den Schwerpunkten der Gauß-Fits ermittelt und den Literaturwerten aus dem Praktikumsskript zugeordnet. Wir erhalten folgende Wertepaare:

Isotop Kanal E [keV] Fehler Kanal 152Eu 635 121,78 0,3 1787 344,28 1,7 137Cs 3436 661,66 0,63 60Co 6162 1173,24 3,2 7179 1332,50 3,66

Damit ergibt die graphische Auftragung der Energie gegen die Kanalzahl mit anschließender linearer Regression:

0 1000 2000 3000 4000 5000 6000 7000 80000

200

400

600

800

1000

1200

1400

Ene

rgie

/ ke

V

Kanal

B Linear Fit of Data1_B

Abbildung 11 - Energieeichung des Szintillationsdetektors

y= a + m*x y = 0 + (0,18836 ± 0,00139) * x

Die Steigung der Regressionsgeraden beträgt also 0,18836 ± 0,00139.

Versuch K 121 – γ-Spektroskopie

14

5.1.2 Bestimmung der Halbwertsbreiten Die Halbwertsbreiten der identifizier- und analysierbaren Linien wurden anhand der Gauß-Fits in Origin bestimmt. Besonders im Europium-Spektrum kam das Programm hier an seine Grenzen und die Bestimmung wurde zunehmend schwierig. Die angewandten Fits sind den Abbildungen unter 4.2.1.2. zu entnehmen. Aus der Formel für die Gaußverteilung (7) lässt sich ein Zusammenhang zwischen der Standardabweichung w und der Halbwertsbreite b ableiten:

( )4lnwb = (8) Die Halbwertsbreite in keV ergibt sich aus:

KanälekeVKanäleFWHMkeVFWHM 18836,0][][ ⋅= (9)

mit dem Fehler ][18836,0][][ KanäleFWHMmKanäleFWHMkeVFWHM ∆⋅+∆=∆ (10)

Wir erhielten folgende Werte:

Isotop Kanal E [keV] Halbwertsbreite (FWHM) [Kanäle]

Halbwertsbreite (FWHM) [keV]

152Eu 635 121,78 130 ± 0,76 24,49 ± 0,32 1787 344,28 236 ± 5,24 44,45 ± 1,32 137Cs 3436 661,66 446 ± 1,48 84,01 ± 0,90 60Co 6162 1173,24 960 ± 10,07 180,83 ± 3,23 7179 1332,50 596 ± 8,13 112,26 ± 2,40

5.1.3 Bestimmung des Peak to Total – Verhältnisses Das Peak to Total – Verhältnis (PTV) wurde durch Integration in Origin bestimmt. Die Fläche unter den Gaußfits wurde dazu mit der Fläche unter dem gesamten Spektrum verglichen.

TPPTV = (11)

PT

TTPPTV ∆+∆−=∆

12 (12)

Das PTV wurde für eine 137Cs- und zwei 60Co-Linien bestimmt:

Isotop E [keV] Peak Total P/T 137Cs 661,66 128364 ± 369 579302 0,2607 ± 0,0268

1173,24 60Co 1332,50 93862 ± 818 446327 0,2474 ± 0,0270

Bei der Berechnung des PTV wurde ein der Anteil der Rückstreupeaks von der Gesamtzahl aller Counts abgezogen. Aus den Protokollen unserer Vorgänger entnahmen wir einen Wert für den Anteil der Rückstreupeaks von 15%. Den Fehler für die Bestimmung der relevanten Total-Counts schätzen wir auf 10%. Die beiden Cobalt-Peaks waren aufgrund der großen Halbwertsbreite nur schwer zu trennen und wurden daher zweckmäßigerweise zusammen integriert.

Versuch K 121 – γ-Spektroskopie

15

5.1.4 Bestimmung der Absoluten Peakeffizienz der 137Cs-Quelle Die Absolute Peakeffizienz gibt an, wie viele γ-Quanten im Photopeak im Verhältnis zu allen in den Detektor eintretenden Quanten registriert werden. Zur Ermittlung der Absoluten Peakeffizienz ist es daher zunächst erforderlich die momentane Aktivität der Quelle zu kennen. Die Aktivität der 137Cs-Quelle betrug im April 1985 A0= 25 mCi = 9,25·105 s-1. Die Halbwertszeit von 137Cs beträgt t1/2= 30,17 a. Für die Aktivität gilt:

( ) 2/120Tt

AtA−

= (13)

Mit diesem Ausdruck können wir die Aktivität einer Probe nach einem bestimmten Zeitraum berechnen wenn außerdem die Ausgangsaktivität und Halbwertszeit des Präparats bekannt sind. Für das 137Cs-Präparat erhalten wir:

t = 17,917 a (Zeit, die seit April 1985 vergangen ist) A(März 2003)= 6,13·105 s-1

Die Gammastrahlung wird von der Quelle aus in alle Raumrichtungen statistisch verteilt emittiert. Daher ist es erforderlich den Bruchteil g der Quanten zu bestimmen, die in den Kristall eintreten. Diesen Bruchteil ermitteln wird aus

Aag

∆∆

= (14)

wobei die Fläche, durch die γ-Quanten in den Kristall eintreten können mit ∆a bezeichnet wurde und ∆A die Oberfläche einer gedachten Kugelschale um die Probe angibt, deren Radius dem Abstand zum Detektor entspricht. Wir erhalten unter Einbeziehung der geometrischen Verhältnisse:

( )2

2

2

2

1642/

Rd

Rdg ==π

π (15)

Die Anzahl der Quanten, die während der Messzeit T in den Detektor eindringt ergibt sich aus:

TRdATgMärzAN T

t

ges ⋅⋅=⋅⋅=−

2

2

0 162)2003( 2/1 (16)

RTRdAN T

t

ges ∆⋅⋅⋅−=∆−

3

2

0 322 2/1 (17)

Wir berücksichtigen nur den Messfehler des Abstandes zwischen Detektor und Probe. Für unsere Probe setzen wir ein:

t = 17,917 a T = 600 s d = 3,7 cm R = 27 ± 1 cm

Wir erhalten:

Nges = 431686 ± 7994 Für die Absolute Peakeffizienz ergibt sich:

Versuch K 121 – γ-Spektroskopie

16

ges

Photo

NN

AP = (18)

gesges

PhotoPhoto

ges

NNN

NN

AP ∆−+∆=∆ 2

1 (19)

Mit NPhoto = 128364 ± 369 erhalten wir einen Wert von:

AP = 30 ± 0,6 %

5.2 Halbleiter (Ge) – Detektor

5.2.1 Energieeichung des Vielkanalanalysators (MCA) Die Energieeichung wurde analog zum Szintillationsdetektor durchgeführt. Die Peaks sind beim Germanium-Halbleiter-Detektor allerdings viel schärfer und eindeutiger zu bestimmen. Daher war es auch möglich, mehr Linien zur Energieeichung heranzuziehen. Wir erhalten folgende Wertepaare:

Isotop Kanal E [keV] Fehler Kanal 607 121,7825 0,06 1254 244,6989 0,35 1778 344,281 0,13 4065 778,9 0,11 5038 964,13 0,13 5816 1112,116 0,17

152Eu

7373 1408,01 0,15 137Cs 3447 661,66 0,05

6138 1173,237 0,03 60Co 6976 1332,501 0,03

Damit ergibt die graphische Auftragung der Energie gegen die Kanalzahl mit anschließender linearer Regression:

Versuch K 121 – γ-Spektroskopie

17

0 1000 2000 3000 4000 5000 6000 7000 80000

200

400

600

800

1000

1200

1400

Ene

rgie

/ ke

V

Kanal

B Linear Fit of Data9_B

Abbildung 12 - Energieeichung des Halbleiterdetektors

y= a + m*x y = 0 + (0,19116 ± 1,9876 E-4) * x

Die Steigung der Regressionsgeraden beträgt also 0,19116 ± 1,9876·10-4.

5.2.2 Bestimmung der Halbwertsbreiten Die Halbwertsbreite besteht beim Germanium-Detektor aus zwei Anteilen:

( ) ( )( ) ( )22CD EEEEE ∆+∆=∆ γγ (20)

Diese beiden Anteile sind zum einen die intrinsische Halbwertsbreite ∆Ed, die vom statistischen Prozess der Ladungssammlung im Kristall verursacht wird und ein Anteil ∆Ec, der von der Messelektronik verursacht wird. Der intrinsische Anteil hängt von der Energie der Gammaquanten ab:

( ) γγ EconstEEd ⋅=∆ (21) Aus den im Spektrum ermittelten Halbwertsbreiten lässt sich die intrinsische Halbwertsbreite bestimmen, wenn man den Anteil der elektronischen Halbwertsbreite kennt. Zu diesem Zweck sollte mit Hilfe eines Pulsgenerators ein Spektrum verschieden hoher Peaks, d.h. Impulse, aufgenommen werden, aus dem dann die elektronische Halbwertsbreite zu ermitteln wäre. Der Pulsgenerator konnte jedoch aufgrund eines Defekts nicht wie vorgesehen eingesetzt werden. Daher bestimmen wir den elektronischen Anteil an der Halbwertsbreite auf eine andere Weise. Zunächst aber eine Übersicht über die aus den Spektren (erneut über die Gauß-Fits) ermittelten Halbwertsbreiten: Aus der Formel für die Gaußverteilung (7) lässt sich ein Zusammenhang zwischen der Standardabweichung w und der Halbwertsbreite b ableiten:

( )4lnwb = (22) Die Halbwertsbreite in keV ergibt sich aus:

KanälekeVKanäleFWHMkeVFWHM 19116,0][][ ⋅= (23)

Versuch K 121 – γ-Spektroskopie

18

mit dem Fehler ][19116,0][][ KanäleFWHMmKanäleFWHMkeVFWHM ∆⋅+∆=∆ (24)

Isotop Kanal E [keV] Halbwertsbreite (FWHM) [Kanäle]

Halbwertsbreite bzw. ∆E (FWHM) [keV]

607 121,7825 7,554 ± 0,128 1,444 ± 0,026 1254 244,6989 8,972 ± 0,696 1,715 ± 0,135 1778 344,281 7,864 ± 0,262 1,503 ± 0,052 4065 778,9 9,534 ± 0,220 1,823 ± 0,044 5038 964,13 10,174 ± 0,259 1,945 ± 0,052 5816 1112,116 10,722 ± 0,341 2,050 ± 0,067

152Eu

7373 1408,01 11,033 ± 0,308 2,109 ± 0,061 137Cs 3447 661,66 9,422 ± 0,098 1,801 ± 0,021

6138 1173,237 10,900 ± 0,025 2,084 ± 0,007 60Co 6976 1332,501 10,970 ± 0,030 2,097 ± 0,008

5.2.2.1 Bestimmung des elektronischen Anteils an der Halbwertsbreite und Überprüfung des funktionalen Zusammenhangs zwischen der Gammaenergie und der intrinsischen Halbwertsbreite

Aus (20) und (21) folgt:

( )( ) ( ) γγ EconstEEE C222 +∆=∆ (25)

Wir trugen das Quadrat der Halbwertsbreite gegen die Gammaenergie auf und führten eine fehlergewichtete lineare Regression durch. Da der elektronische Anteil der Halbwertsbreite unabhängig von der Energie der Gammaquanten ist, bleibt dieser Beitrag konstant. Wir erhalten das Quadrat dieser Größe als y-Achsenabschnitt der Regressionsgeraden.

0 200 400 600 800 1000 1200 1400 16000

1

2

3

4

5

(∆E

)2 / ke

V

Eγ / keV

B Linear Fit of Data2_B

[20.03.2003 11:46 "/Graph2" (2452718)]Linear Regression for Data2_B:Y = A + B * XWeight given by Data2_C error bars.

Parameter Value Error t-Value Prob>|t|---------------------------------------------------------------------------A 1,8563 7,34837E-4 2526,13707 <0.0001B 0,00184 5,24277E-7 3510,88704 <0.0001---------------------------------------------------------------------------

R R-Square(COD) Adj. R-Square Root-MSE(SD) N---------------------------------------------------------------------------0,99933 0,99867 0,9984 57,36845 7---------------------------------------------------------------------------

Parameter LCI UCI---------------------------------------------------------------------------A 1,85441 1,85819B 0,00184 0,00184---------------------------------------------------------------------------

ANOVA Table:---------------------------------------------------------------------------

Degrees of Sum of MeanItem Freedom Squares Square F Statistic---------------------------------------------------------------------------Model 1 1,23263E7 1,23263E7 3745,3075Error 5 16455,69533 3291,13907Total 6 1,23428E7---------------------------------------------------------------------------

Prob>F---------------------------------------------------------------------------<0.0001---------------------------------------------------------------------------

Abbildung 13 - Bestimmung des elektronischen Anteils der Halbwertsbreite

Versuch K 121 – γ-Spektroskopie

19

Die Regression liefert folgende Geradengleichung:

y= a + m*x y = (1,8563 ± 7,3484 E-4) + (0,00184 ± 5,2428 E-7) * x

Der elektronische Anteil an der Linienhalbwertsbreite beträgt demnach 1,3625 ± 0,0271 keV. Da wir bereits den Zusammenhang aus (21) bei unserer Regression vorausgesetzt haben, wird dieser bereits durch den Erhalt einer Regressionsgeraden bestätigt.

5.2.2.2 Überprüfung des funktionalen Zusammenhangs zwischen der Gammaenergie und der intrinsischen Halbwertsbreite

Um den funktionalen Zusammenhang aus (21) noch einmal zu verifizieren zu können, trugen wir (∆Ed)2 gegen Eγ auf und führten eine lineare Regression durch. Verwendet wurden die Linien des Europium-Spektrums. (∆Ed)2 bestimmten wir nach:

222ed EEE ∆−∆=∆ (25)

( ) ( ) ( ) ( )eed EEEEE ∆∆∆−+∆∆∆=∆∆ 222 (26)

Isotop E [keV] ∆E2 [keV2] (∆Ed)2 [keV2] ∆(∆Ed)2 [keV2]

121,7825 2,0851 ± 0,0007 0,2288 0,1489 244,6989 2,9412 ± 0,0182 1,0849 0,5369 344,281 2,2590 ± 0,0027 0,4027 0,2301 778,9 3,3233 ± 0,0019 1,4670 0,2342 964,13 3,7830 ± 0,0027 1,9267 0,2761 1112,116 4,2025 ± 0,0045 2,3462 0,3485

152Eu

1408,01 4,4479 ± 0,0001 2,5916 0,3311

0 200 400 600 800 1000 1200 1400 1600

0,0

0,5

1,0

1,5

2,0

2,5

3,0

∆E2 d

Eγ / keV

ed2 Linear Fit of Data4_ed2

[20.03.2003 12:44 "/Graph3" (2452718)]Linear Regression for Data4_ed2:Y = A + B * XWeight given by Data4_C error bars.

Parameter Value Error t-Value Prob>|t|---------------------------------------------------------------------------A -0,03498 0,14664 -0,23853 0,82094B 0,00196 2,13815E-4 9,1526 <0.0001---------------------------------------------------------------------------

R R-Square(COD) Adj. R-Square Root-MSE(SD) N---------------------------------------------------------------------------0,98207 0,96446 0,95735 0,78571 7---------------------------------------------------------------------------

Parameter LCI UCI---------------------------------------------------------------------------A -0,41192 0,34197B 0,00141 0,00251---------------------------------------------------------------------------

ANOVA Table:---------------------------------------------------------------------------

Degrees of Sum of MeanItem Freedom Squares Square F Statistic---------------------------------------------------------------------------Model 1 83,77013 83,77013 135,69642Error 5 3,08667 0,61733Total 6 86,85681---------------------------------------------------------------------------

Prob>F---------------------------------------------------------------------------<0.0001---------------------------------------------------------------------------

Abbildung 14 - Diagramm zur Überprüfung des Zusammenhangs zwischen intrinsischer Halbwertsbreite und γ-Energie

Versuch K 121 – γ-Spektroskopie

20

Der Zusammenhang aus Gl. (21) wird auch hier bestätigt. Die Güte des Fits liegt bei 0,999.

5.2.3 Bestimmung des Peak to Total – Verhältnisses Das Peak to Total – Verhältnis (PTV) wurde durch Integration in Origin bestimmt. Die Fläche unter den Gaußfits wurde dazu mit der Fläche unter dem gesamten Spektrum verglichen. Die Bestimmung erfolgte analog zum Szintillationsdetektor.

TPPTV = (27)

PT

TTPPTV ∆+∆−=∆

12 (28)

Das PTV wurde für eine 137Cs- und zwei 60Co-Linien bestimmt:

Isotop E [keV] Peak Total P/T 137Cs 661,66 21014 ± 190 166826 0,1482 ± 0,0159

1173,24 60Co 1332,50 13825 ± 60 135205 0,1203 ± 0,0125

5.2.4 Bestimmung der Absoluten Peakeffizienz der 137Cs-Quelle Die Rechnung wurde entsprechend 5.1.4 durchgeführt. Bei dieser Messung betrug der Abstand zwischen Probe und Detektor 40 1 cm und der Detektor hatte einen Durchmesser von 4,6 cm. Die Messzeit betrug 240 s. In dieser Zeit wurden im Photopeak 21014 Signale registriert.

t = 17,917 a T = 240 s d = 4,6 cm R = 40 ± 1 cm

Damit erhalten wir NPhoto = 21014 ± 190 und Nges= 121604 ± 1520. Es ergibt sich eine Absolute Peakeffizienz von AP = 17 ± 0,8 % .

5.2.5 Bestimmung der Abhängigkeit der relativen Effizienz von der Gammaenergie Wir ermittelten die Abhängigkeit der Effizienz des Ge-Detektors von der Gammaenergie anhand der relativen Intensitäten mehrerer 152Eu-Linien. Die relativen Intensitäten wurden wie folgt normiert:

Intensität (1408 keV) = 1000

Unter Annahme eines fehlerfreien Literaturwertes gilt:

normnotmlitnotmlit

norm III

Iexp,

,,

exp, 1∆=

∆ (29)

Versuch K 121 – γ-Spektroskopie

21

Eγ [keV] Counts Iexp,norm Ilit,norm Iexp,norm / Ilit, norm

121,7825 15045 ± 220 9571 ± 140 1362 7,027 ± 0,103 244,6989 3568 ± 240 2267 ± 153 359 6,315 ± 0,426 344,281 7769 ± 225 4942 ± 143 1275 3,876 ± 0,112 778,9 1768 ± 35 1125 ± 22 621,6 1,810 ± 0,035 964,13 1653 ± 36 1052 ± 23 693,4 1,517 ± 0,033 1112,116 1357 ± 37 863 ± 24 649,0 1,330 ± 0,037 1408,01 1572 ± 38 1000 ± 24 1000 1,000 ± 0,024

Graphische Auftragung von Iexp,norm / Ilit, norm gegen Eγ ergibt folgendes Diagramm:

0 200 400 600 800 1000 1200 1400 1600

1

2

3

4

5

6

7

8

I exp /

I Lit

Eγ / keV

IexpIlit

Abbildung 15 - Abhängigkeit der relativen Effizienz des Ge-Detektors von der Gammaenergie

Ein Maximum der relativen Effizienz ist im Bereich von 200 keV zu erkennen. Mit steigender Energie der Gammaquanten nimmt die r. E. rasch ab. Dieses Verhalten war aufgrund der verschiedenen Effekte der Wechselwirkung der Gammquanten mit Materie und der daraus folgenden Absorptionswahrscheinlichkeiten (vgl. Wirkungsquerschnitte) zu erwarten.

5.3 Langzeitmessung der Bodenprobe Aus den erhaltenen Spektren von Probe und Untergrund wurde kanalweise die Differenz gebildet und die Energieachse wurde mit der Energieeichung des Germaniumdetektors von Kanälen in Gammaenergiewerte umgerechnet. Damit erhalten wir das folgende Differenzspektrum:

Versuch K 121 – γ-Spektroskopie

22

0 200 400 600 800 1000 1200 1400 16000

200

400

600

800

1000

1200

1400

1600

Cou

nts

Energie / keV

B

Vergleichen wir die Messung der Probe mit der Messung des Untergrunds so erhalten wir bei gleicher Skalierung:

0 200 400 600 800 1000 1200 1400 16000

200

400

600

800

1000

1200

1400

1600

1800

2000

2200

Cou

nts

Eγ / keV

Probe Untergrund

Abbildung 16 - Überlagerte Darstellung der beiden Spektren

Beim Vergleich des Probenspektrums mit dem Untergrund fällt auf, dass alle Peaks in beiden Spektren vorhanden sind und erwartungsgemäß jeweils mit geringerer Intensität im Untergrund-Spektrum. Folgende Gammaenergien konnten Radioisotopen zugeordnet werden:

Beschriftung Eγ [keV] Isotop Zerfallsreihe

1 1460,8 K-40 2 911,2 Ac-228 Th-232 3 661,1 Cs-137 4 609,3 Bi-214 U-238/Ra-226 5 510,7 Tl-208 Th-232 6 351,92 Pb-214 U-238/Ra-226 7 295,21 Pb-214 U-238/Ra-226 8 238,6 Pb-212 Th-232

Versuch K 121 – γ-Spektroskopie

23

6. Diskussion Der Vergleich der Charakteristik von Szintillationsdetektor und Germaniumdetektor kann auf einige Trends fokussiert werden. Der Ge-Detektor liefert im Gegensatz zum Szintillationsdetektor scharfe Peaks mit einer wesentlich geringeren Halbwertsbreite. Der vom statistischen Prozeß der Ladungssammlung verursachte intrinsische Anteil der Halbwertsbreite zeigt eine Abhängigkeit der Form

( ) EconstEEd ⋅=∆ γ , die experimentell verifiziert werden konnte. Das Peak to Total – Verhältnis war bei dem Halbleiterdetektor deutlich geringer als bei dem Szintillator. Die absolute Peakefficiency war beim Szintillationsdetektor wesentlich größer. Die relative Nachweiswahrscheinlichkeit des Ge-Detektors erreichte ein Maximum im Bereich von 200 keV und nahm zu höheren Eγ-Werten hin ab. Die beobachteten Signalformen bescheinigen dem Szintillator eine bessere zeitliche Auflösung während die Energiehalbwertsbreiten bzw. die Energieauflösung für den Germaniumdetektor sprechen. Die Analyse der Bodenprobe hat ergeben, dass man in Bonn-Lengsdorf ohne große Strahlenbelastung leben kann.

7. Literatur Prof. Dr. Otto Claus Allkofer „Teilchendetektoren“, Thiemig München, 1971 Werner Stolz, „Messung ionisierender Strahlung“ VCH Weinheim, 1985

Versuch K 121 – γ-Spektroskopie

24

8. Anhang