Scyntylacja (fizyka)

Scyntylacja to proces fizyczny, w którym materiał, zwany scyntylatorem , emituje światło UV lub światło widzialne pod wpływem wzbudzenia fotonów o wysokiej energii ( promieniowanie rentgenowskie lub promieniowanie γ ) lub cząstek energetycznych (takich jak elektrony , cząstki alfa , neutrony lub jony ). Zobacz scyntylator i licznik scyntylacyjny , aby zapoznać się z praktycznymi zastosowaniami.

Przegląd

Przykładem luminescencji jest scyntylacja , w której po absorpcji promieniowania emitowane jest światło o charakterystycznym widmie . Proces scyntylacji można podsumować w trzech głównych etapach: (A) konwersja, (B) transport i transfer energii do centrum luminescencji oraz (C) luminescencja. Emitowane promieniowanie jest zwykle mniej energetyczne niż promieniowanie pochłonięte, stąd scyntylacja jest generalnie procesem konwersji w dół.

Procesy konwersji

materiale powstają wysokoenergetyczne elektrony i dziury . Mechanizm pochłaniania energii przez scyntylator zależy od rodzaju i energii promieniowania. W przypadku fotonów o wysokiej energii, takich jak promieniowanie rentgenowskie ( 0,1 keV < ${\ Displaystyle E _ {\ gamma}}$ < 100 keV) i promienie γ ( ${\ Displaystyle E _ {\ gamma}}$ > 100 keV), trzy rodzaje oddziaływań są odpowiedzialne za proces konwersji energii w scyntylacji: absorpcja fotoelektryczna , rozpraszanie Comptona i wytwarzanie par , które występuje tylko wtedy, gdy ${\ Displaystyle E_ {\ gamma}}$ > 1022 keV, tj. foton ma wystarczającą energię, aby utworzyć parę elektron-pozyton.

Procesy te mają różne współczynniki tłumienia , które zależą głównie od energii padającego promieniowania, średniej liczby atomowej materiału oraz gęstości materiału. Ogólnie absorpcja promieniowania wysokoenergetycznego jest opisana przez:

${\ Displaystyle I = I_ {0} \ cdot e ^ {- \ mu d}}$

gdzie $to$ intensywność padającego promieniowania, $jest$ materiału, a to liniowy współczynnik tłumienia, który sumą ${\ displaystyle I_ {0}}$ współczynniki tłumienia różnych wkładów: ${\ Displaystyle \ mu = \ mu _ {pe} + \ mu _ {cs} + \ mu _ {pp }+\mu _{oc}}$ , co zostanie wyjaśnione poniżej.

Przy niższych energiach promieniowania rentgenowskiego ( 60 $keV$ ) najbardziej dominującym procesem jest efekt fotoelektryczny, w którym fotony są w pełni absorbowane przez związane elektrony w materiale, w powłoce K lub L atomu, a następnie wyrzucony, co prowadzi do jonizacji atomu gospodarza. Udział liniowego współczynnika tłumienia dla efektu fotoelektrycznego wyraża się wzorem:

${\ Displaystyle \ mu _ {pe} \ propto {\ rho Z ^ {n} \ ponad E _ {\ gamma} ^ {3,5}}}$

gdzie jest gęstością scyntylatora, $jest$ ${\ displaystyle E_ {\gamma }}$ liczbą atomową, jest $stałą , która$ $,$ i to energia fotonu. Przy niskich energiach promieniowania rentgenowskiego preferowane są materiały scyntylacyjne zawierające atomy o dużej liczbie atomowej i dużej gęstości, które zapewniają bardziej wydajną absorpcję padającego promieniowania.

Przy wyższych energiach ( $keV$ $) Rozpraszanie$ również do jonizacji atomu gospodarza, staje się tym bardziej Dominujący proces konwersji. Udział liniowego współczynnika tłumienia dla rozpraszania Comptona jest określony wzorem:

${\ Displaystyle \ mu _ {cs} \ propto {\ rho \ ponad {\ sqrt {E_ {\ gamma}}}}}$

W przeciwieństwie do efektu fotoelektrycznego, absorpcja wynikająca z rozpraszania Comptona jest niezależna od liczby atomowej atomów obecnych w krysztale, ale liniowo od ich gęstości.

Przy energiach promieniowania γ wyższych niż $keV , tj. energiach$ dwukrotność energii masy spoczynkowej elektronu, zaczyna zachodzić produkcja par. Produkcja parowa jest

zjawisko relatywistyczne, w którym energia fotonu jest przekształcana w parę elektron-pozyton. Utworzony elektron i pozyton będą następnie dalej oddziaływać z materiałem scyntylacyjnym, aby wygenerować energetyczny elektron i dziury. Udział współczynnika tłumienia dla produkcji par jest określony wzorem:

${\ Displaystyle \ mu _ {pp} \ propto \ rho Z \ ln {\ Bigl (}{2E_ {\ gamma} \ ponad m_ {e} c^{2}}{\Większy )}}$

gdzie $spoczynkową$ masą elektronu $i$ prędkością . _ _ Stąd przy wysokich energiach promieniowania γ pochłanianie energii zależy zarówno od gęstości, jak i średniej liczby atomowej scyntylatora. Ponadto, w przeciwieństwie do efektu fotoelektrycznego i rozpraszania Comptona, produkcja par $par$ staje się najbardziej dominującym procesem konwersji powyżej ~ 8 MeV .

Termin obejmuje inne ( $niewielkie$ ) wkłady, takie jak rozpraszanie Rayleigha (spójne) niskich energiach i reakcje fotojądrowe przy bardzo wysokich energiach, również przyczyniają się do konwersji, jednak rozpraszanie Rayleigha jest prawie nieistotne, a reakcje fotojądrowe stają się istotne tylko przy bardzo wysokich energiach.

Po zaabsorbowaniu energii padającego promieniowania i przekształceniu go w tzw. gorące elektrony i dziury w materiale, te energetyczne nośniki ładunku będą oddziaływać z innymi cząstkami i quasi-cząstkami w scyntylatorze (elektrony, plazmony, fonony ) , prowadząc do „zdarzenie lawinowe”, w którym powstaje duża liczba wtórnych par elektron-dziura, dopóki gorące elektrony i dziury nie stracą wystarczającej energii. Duża liczba elektronów i dziur powstałych w wyniku tego procesu ulegnie następnie termalizacji , czyli rozpraszanie części ich energii poprzez oddziaływanie z fononami w materiale

Powstała w ten sposób duża liczba energetycznych nośników ładunku ulegnie następnie dalszemu rozpraszaniu energii zwanemu termalizacją. Dzieje się tak poprzez interakcję z fononami dla elektronów i procesami Augera dla dziur.

Oszacowano, że średni czas konwersji, w tym absorpcja energii i termalizacja, jest rzędu 1 ps, czyli znacznie szybciej niż średni czas zaniku fotoluminescencji .

Transport ładunków wzbudzonych nośników

Drugim etapem scyntylacji jest transport ładunku ztermalizowanych elektronów i dziur w kierunku centrów luminescencji oraz przekazanie energii do atomów biorących udział w procesie luminescencji. Na tym etapie duża liczba elektronów i dziur, które zostały wygenerowane podczas procesu konwersji, migruje do wnętrza materiału. Jest to prawdopodobnie jedna z najbardziej krytycznych faz scyntylacji, ponieważ generalnie na tym etapie występuje największa utrata wydajności z powodu efektów takich jak uwięzienie lub rekombinacja niepromienista . . Są one spowodowane głównie obecnością defektów w krysztale scyntylatora, takich jak zanieczyszczenia, luki jonowe i granice ziaren . Transport ładunku może również stać się wąskim gardłem dla synchronizacji procesu scyntylacji. Faza transportu ładunku jest również jedną z najmniej poznanych części scyntylacji i silnie zależy od rodzaju materiału i jego wewnętrznych właściwości przewodzenia ładunku.

Luminescencja

₀ π-elektronowe poziomy energetyczne cząsteczki organicznej. S jest stanem podstawowym. S ₁ , S ₂ , S ₃ są wzbudzonymi stanami singletowymi. T1 , T2 _, T3 _są wzbudzonymi stanami trypletowymi _. S ₀₀ , S ₀₁ , S ₁₀ , S ₁₁ itd. to podpoziomy wibracyjne.

Gdy elektrony i dziury dotrą do centrów luminescencji, następuje trzeci i ostatni etap scyntylacji: luminescencja. Na tym etapie elektrony i dziury są wychwytywane przez luminescencyjne ścieżki potencjałów, a następnie elektrony i dziury rekombinują promieniście . Dokładne szczegóły fazy luminescencji zależą również od rodzaju materiału użytego do scyntylacji.

Kryształy nieorganiczne

W przypadku fotonów, takich jak promienie gamma, często stosuje się kryształy NaI aktywowane talem (NaI (Tl)). Aby uzyskać szybszą reakcję (ale tylko 5% mocy wyjściowej), można zastosować kryształy CsF .

Scyntylatory organiczne

W cząsteczkach organicznych scyntylacja jest produktem orbitali π . Materiały organiczne tworzą kryształy molekularne, w których cząsteczki są luźno związane siłami Van der Waalsa . Stan podstawowy ¹² C to 1s ² 2s ² 2p ² . W teorii wiązań walencyjnych, gdy węgiel tworzy związki, jeden z elektronów 2s jest wzbudzany do stanu 2p, co daje konfigurację 1s ² 2s ¹ 2p ³ . Aby opisać różne wartościowości węgla, uważa się, że cztery orbitale elektronów walencyjnych, jeden 2s i trzy 2p, są mieszane lub hybrydyzowane w kilku alternatywnych konfiguracjach. Na przykład w konfiguracji czworościennej orbitale s i p ³ łączą się, tworząc cztery orbitale hybrydowe. W innej konfiguracji, znanej jako konfiguracja trygonalna, jeden z orbitali p (powiedzmy p _z ) pozostaje niezmieniony i powstają trzy orbitale hybrydowe przez zmieszanie orbitali s, p _x i _y . Orbitale, które są symetryczne względem osi wiązania i płaszczyzny cząsteczki (sp ² ) są znane jako elektrony σ, a wiązania nazywane są wiązaniami σ. Orbital p _z nazywany jest orbitalem π. Wiązanie π występuje, gdy oddziałują dwa orbitale π. Dzieje się tak, gdy ich płaszczyzny węzłowe są współpłaszczyznowe.

W niektórych cząsteczkach organicznych orbitale π oddziałują, tworząc wspólną płaszczyznę węzłową. Tworzą one zdelokalizowane elektrony π, które mogą być wzbudzane przez promieniowanie. Odwzbudzenie zdelokalizowanych elektronów π powoduje luminescencję.

Stany wzbudzone układów elektronów π można wyjaśnić modelem swobodnych elektronów obwodowych (Platt 1949). Model ten służy do opisu wielopierścieniowych węglowodorów składających się ze skondensowanych układów pierścieni benzenoidowych, w których żaden atom C nie należy do więcej niż dwóch pierścieni i każdy atom C znajduje się na obrzeżach.

Pierścień można przybliżyć jako okrąg o obwodzie l. Funkcja falowa orbitalu elektronu musi spełniać warunek rotatora płaszczyzny:

{\ Displaystyle \ psi (x) = \ psi (x + l) \,}

Odpowiednie rozwiązania równania falowego Schrödingera to:

{\ Displaystyle {\ rozpocząć {wyrównane} \ psi _ {0} & = \ lewo ({\ Frac {1} {l}} \ prawej) ^ {\ Frac {1} {2}} \\ \psi _{q1}&=\left({\frac {2}{l}}\right)^{\frac {1}{2}}\cos {\left({\frac {2\pi \ qx }{l}}\right)}\\\psi _{q2}&=\left({\frac {2}{l}}\right)^{\frac {1}{2}}\sin {\ left({\frac {2\pi \ qx}{l}}\right)}\\E_{q}&={\frac {q^{2}\hbar ^{2}}{2m_{0}l ^{2}}}\end{wyrównane}}}

gdzie q jest liczbą kwantową pierścienia orbitalnego; liczba węzłów funkcji falowej. Ponieważ elektron może mieć wirowanie w górę i w dół oraz może obracać się po okręgu w obu kierunkach, wszystkie poziomy energii z wyjątkiem najniższego są podwójnie zdegenerowane.

₀ Powyższe pokazuje poziomy energii π-elektronowej cząsteczki organicznej. Po absorpcji promieniowania następuje drganie molekularne do stanu S ₁ . Po tym następuje odwzbudzenie do stanu S zwanego fluorescencją. Populacja stanów trypletowych jest również możliwa w inny sposób. Stany trypletowe zanikają ze znacznie dłuższym czasem rozpadu niż stany singletowe, co skutkuje tak zwaną składową wolną procesu rozpadu (proces fluorescencji nazywany jest składową szybką). W zależności od konkretnej straty energii określonej cząstki (dE/dx), stany „szybki” i „wolny” są zajęte w różnych proporcjach. Względne intensywności strumienia świetlnego w tych stanach różnią się więc dla różnych dE/dx. Ta właściwość scyntylatorów pozwala na rozróżnianie kształtu impulsu: możliwe jest zidentyfikowanie, która cząsteczka została wykryta, patrząc na kształt impulsu. Oczywiście różnica w kształcie jest widoczna po stronie spływu impulsu, ponieważ wynika ona z zaniku stanów wzbudzonych.

Zobacz też

Pozytonowa emisyjna tomografia komputerowa