毕业设计大尺寸NaI（Tl）闪烁晶体对伽马射线的能量响应研究

大尺寸NaI（Tl）闪烁晶体对伽马射线的能量响应研究本论文重要通过用航空伽马能谱仪来探测137Cs源和232Th源。实现大尺寸NaI（Tl）闪烁探测器对伽马射线的能量响应研究。采用天然放射性元素钾作为特性峰稳谱，扣除了由于温度等原因带来的谱线漂移的影响。在稳谱状况下，分别施加137Cs源和232Th源，并等间距将放射源放置在晶体的四面，通过伽马能谱采集软件获得对应不一样位置处的能谱曲线。最终编写了伽马能谱数据预处理软件实现谱线数据的提取，峰漂计算等工作，从而获知大尺寸NaI（Tl）对伽马射线的能量响应特性，从而为航空伽马能谱数据的非线性合成提供了研究基础。关键词：大尺寸NaI晶体；航空伽马能谱测量、晶体能量响应、稳谱。LargecrystalNaI(Tl)scintillationgamma-rayenergyresponseofInthisthesis,byusingairbornegammaspectrometertodetectthesource137Cssourceand232Th。AchievelargecrystalNaI(Tl)scintillationdetectorofgamma-rayenergyresponse.Fromnaturalradioactiveelementspotassiumasstablespectrumpeaks,netofsuchfactorsastemperaturedriftcausedbytheimpactofspectrum.Spectruminthestablecase,137Cssourcewereapplied,and232Thsource，Andspacedradioactivesourcesplacedinthecrystalaroundacquisitionsoftwareobtainedthroughthegammarayspectrumcorrespondingtodifferentpositionsofthespectrumcurves.Theformulationofagamma-rayspectrometrydatapre-processingsoftwarelinedataextraction,peakdriftcalculation,thusinformedoflargeNaI(Tl)gamma-rayenergyresponsecharacteristics,soastoairbornegammaspectrometrydatanonlinearsynthesisprovidesaresearchbase.Keywords:LargesizeNaIcrystal、airbornegamma-rayspectrometrysurvey、crystalenergyresponse、steadyspectrum.、摘要 IAbstract II目录 III第一章引言 11.1课题背景 11.2选题意义 31.3论文构造及重要内容安排 5第二章闪烁探测器 62.1闪烁体探测器简介 62.1.1概述 62.1.2闪烁体 82.1.3伽马射线与闪烁体的互相作用 92.1.4光的搜集与光导 162.2电子倍增器件 172.2.1光电倍增管 172.3闪烁计数器 192.3.1时间特性 192.3.2能量辨别率 212.3.3能量线性 21第三章航空伽马能谱仪对伽马射线的响应试验 223.1航空伽马能谱仪对137Cs源和232Th源的伽马射线的响应 223.1.1工作任务 233.1.2设计规定 233.1.3试验设计 243.2试验成果处理 303.2.1试验数据预处理 303.2.2软件能谱成图及数据分析 31第四章试验分析 414.1试验设计分析 414.2试验过程分析 414.3试验成果分析 424.3.1伽马射线与闪烁体的互相作用过程 424.3.2伽马能谱曲线分析 434.4试验成果 464.5试验设计研究意义 46结论 47道谢 49参照文献 50附录 521.1课题背景过去几十年里,航空物探在区域地质调查、地质填图等基础地质研究中一直发挥重要的作用。近年来,航空物探应用领域也有了新的变化,航空物探技术不仅用于石油和矿产勘探,并且在环境和工程方面的应用也越来越广泛,如运用航空电磁法在浅层水资源调查、辨别咸淡水界面、寻找古河床砂体淡水、理解海水侵入地下含水层的界线等方面是非常有效的,以航空电磁为主的航空物探技术也已经逐渐应用到农业土壤土责问题的研究方面。航空综合物探和航空放射性测量在环境保护方面的应用也越来越广,如核电站的选址、核泄漏的监测等。此外,航空物探资料在寻找未爆炸物、沉船、潜艇、文物考古和寻找地下管线等方面均有不一样程度的应用。航空物探还在海洋调查、地区规划、灾害地质等领域发挥着自己的技术优势。[5]目前,国外航空物探领域已经建立了完备的技术体系,具有了从信息采集、处理到解释与应用的综合实力,实用化和工程化程度较高,处理实际问题能力较强,但就目前的现实状况而言,其性能与人类的期望自身仍然存在相称的差距。这意味着,航空物探在技术发展上仍然有巨大的潜力,许多关键技术仍然亟待突破和发展。伴随更多新技术的不停应用,航空物探的性能会越来越高,应用领域也会越来越广。我们应追踪国际航空物探发展动向,结合国情,发展具有自主知识产权的航空物探技术与措施,加强航空物探测量系统的研究开发工作,力争迅速缩小同世界先进水平的差距。[18]航空伽马能谱测量作为航空物探中的一种有效铀矿找矿措施,于1964年应用于地质领域。伴随核电子学及计算机技术的发展,仪器制造技术及工艺水平的不停提高,该措施的应用领域不停扩大。航空伽马能谱测量除了直接用于铀矿区调普查外,还逐渐用于非放射性矿产勘查、区域地质构造研究、环境监测和放射性生态学研究等方面。在多种地球物理措施中,航空伽马能谱测量是一种实用、可靠、高效的措施。[20]自20世纪代，苏联在油田上方发现放射性异常后，经数年的油气普查实践，放射性、磁找油措施已经有很大发展。目前，虽说对油气藏上方多出现相对低值的放射性异常和弱小磁异常的成因机制尚有争议，但对烃类和放射性物质借助水介质透过圈闭而垂直运移的理论及由此在近地表环境中，形成与深部碳氢化合物汇集有关的且空间位置相对应封闭的低值伽玛异常、高频磁异常等地球物理和地球化学现象，大都不再怀疑。我单位自80年代以来，开展了航空物探找油效果的研究，先后在胜利油田和柴达木盆地等地进行了工作，获得了一定进展。[4]航空伽马能谱测量谱仪其实就是闪烁探测器，区别在于其闪烁体是由五条大尺寸的NaI晶体制作成的。上面一条，下面并排四条，编号1,2，3,4,5。图1.1为NaI晶体条状。图1.1无机闪烁体也有其他有机闪烁体（塑料闪烁体），这里略提，如图1.2图1.2有机闪烁体（塑料闪烁体）闪烁探测器具有探测效率高和敏捷体积大等长处。其能量辨别率虽然不如半导体探测器好，但对环境的适应性较强。尤其是有机闪烁体的定期性能，中子、γ辨别能力和液体闪烁的内计数本领均有其独具的长处。因此，它仍是广泛使用的辐射探测器。图1.3是由成都理工大学自主研制的AGRS-863航空多道伽马能谱仪。也是本次论文所用的能谱仪。图1.3本次试验所用的航空伽马能谱仪（成都理工大学研制）1.2选题意义航空伽马能谱测量U、Th、K计数率,可换算成U、Th、K含量。它约1s完毕一种测点的测量,大面积区域测量的测点可以布置得相称密,如线距1km,点距30～50m。飞机飞行高度约100m,探测器的张角在地面对应的范围很大,U、Th、K含量的测量成果是该范围土壤、岩石中U、Th、K含量的加权平均值,代表性比一般化探大得多。一般一种测区的测量是用一台仪器完毕的,不存在同一地区使用多台仪器而导致的仪器一致性误差问题,且能防止采样,样品加工和样品分析过程中误差。航空伽马能谱的找矿潜力航空伽马能谱异常特性从前节论述,可以得出航空伽马异常如下特点。异常类型繁多,有单一的铀钍比异常、平衡铀与铀钍比的复合异常和Th、U、K复异常等等。许多异常强度高,持续性好,分布范围大,一种多金属远景区所对应的异常及某资源链的异常,都具有这些特点。有规律地分布在U、Th、K分布特性带的结点上,面上成网,线上构成链。特点2和3表明这些异常都(或绝大多数)是真异常,根据化探找矿效果最佳,可断定对它们进行地表工作和深部揭发,至少大多数能贯彻矿床。矿床形成机理离子成矿说和矿产地质调查评价五法则告诉我们,各矿种重要矿床形成机理相似,地壳内的自由成矿离子在受离子运动应力制约的电压作用下迁移,迁移过程中与围岩矿物中的原子碰撞,若两者酸碱匹配,成矿离子的动能又不小于等于化合物的活化能，就发生化学反应,成矿离子沉淀富集;离子运动应力带结点内断裂、盆地基底、接触带的围岩中电压高,成矿离子迁移快,化学反应强烈,成矿离子沉淀迅速,通过漫长地质年代形成矿床。因此各矿种的重要矿床都分布在离子运动应力带的结点,构成资源网。U、Th、K分布特性带的结点网与离子运动应力带的结点网相对应,空航伽马能谱查明的U、Th、K分布特性带的结点网就是资源网,因此空航伽马能谱是各矿种共有的重要找矿手段。[6]3航空伽马能谱的地质研究潜力对于不一样区域他们的岩石构造与布展不一样,它们的U、Th、K分布特性的展布也不一样,阐明一种地区的机械运动应力体系和离子运动应力体系存在内在联络。武夷山—东江成矿带南段地处中国版图“鸡肚子”部位,这一特殊的地理位置使该区的构造带,U、Th、K分布特性带的展布也特殊。该区的北东部位NNE向构造发育,南西部位NEE向构造发育,两者交接部位发育圆形、椭圆形U、Th、K分布特性带,如中坝—平远低钾椭圆环,表明与海岸线对应的区域机械运动应力带的两侧发育着机械运动应力带与离子运动应力带组合。地质测量和遥感卫星能查明山脉、峡谷、河流、湖岸线、海岸线,断裂、褶皱,列岛群岛,海沟这些特性体,对这些特性体进行综合分析,就能认识机械运动应力带的分布特性和规律。同样,空航伽马能谱能查明U、Th、K分布特性带,对其进行综合分析,就能认识离子运动应力带的分布特性和规律。对机械运动应力带和离子运动应力带的分布特性和规律进行综合归纳,对比分析,就能认识两者的内在联络和互相关系。在此基础上通过严密的推理论证,有也许创立有关地球内机械运动应力和离子运动应力的理论,我们对地球的认识就有量变到质变的飞跃。[19]1.3论文构造及重要内容安排本论文重要通过用航空伽马能谱仪来探测137Cs源和232Th源。实现大晶体NaI（Tl）闪烁探测器对伽马射线的能量响应研究。文中论述了在航空伽马能谱仪的不一样部位，分别放上137Cs源和232Th源时得到不一样的能谱。用软件DArs对其能谱进行分析，可以算出不一样源在不一样点的能量辨别率。第一章重要讲述课题背景、选题意义，简朴的简介了一下闪烁的基本知识。第二章重要讲述闪烁体探测器的工作原理，航空伽马能谱仪的工作原理。简介了闪烁探测器中的，闪烁体、射线与物质互相作用、能量辨别率、时间特性等。用以巩固此前所学的知识，为背面写论文做点基础工作。第三章讲的是试验部分，试验设计规定，任务，数据处理分析等；软件成像、谱分析等。第四章试验总结，得出试验结论，以及对未来航空伽马能谱仪发展的展望。2.1闪烁体探测器简介核辐射与某些透明物质互相作用，会使其电离、激发而发出荧光，，闪烁探测器就是运用这一特性来工作的。射线引起物质发光的现象，人们很熟悉。例如，作X光透视时，人体器官的图像就是透过人体组织不一样强度的X射线打在荧光屏上使之发光而形成的；将放射性物质和荧光粉混合后敷在钟表上，射线使荧光粉发光，这就是“夜光”钟表的原理。运用荧光物质的发光现象来记录核辐射很早就有了。历史上，原子核的发现也有闪烁探测器的一份奉献：19著名的α大散射试验，导致卢瑟福的原子核式构造模型的建立。当时的α探测器就是通过显微镜直接用肉眼直接观测α粒子引起硫化锌荧光屏上微弱闪光的装置。到40年代中期，第一次将闪烁体配以光电倍增管，后来有发展了对应的电子学分析记录仪器，现代的闪烁探测器才获得了广泛的应用。通过几十年来的不停进步，目前，它已成为相称完善的一种探测技术。[1]航空伽马能谱仪实际则为一种大型的闪烁探测器，其工作原理相似。2.1.1概述闪烁探测器由闪烁体、光电倍增管、和对应的电子仪器三个重要部分构成、如图2.1所示，为固体闪烁探测器的示意图。左边的是一种对射线敏捷能产生闪烁光的闪烁体。当射线进入闪烁体时，在某点产生刺激电子，它使闪烁体分子电离激发，退激时发出大量光子。一般的光谱范围从可见光到紫外光，并且光子向四面八方发射出去。在通过闪烁体周围包裹的物质（可以反光的，一般用MgO）光子通过反射可以集中向光电倍增管方向射去。光电倍增管是一种真空器件。由光阴极、若干打拿极和一种阳极构成。闪烁光子进入到光电倍增管的光阴极上，有光电效应产生光电子，光电子通过电场加速聚焦，打在第一极上，产生3~6个二级电子，这些电子在经背面打拿极加速，到了阳极可接受104~109个电子。形成电信号，通过对电信号分析就可以到达探测器射线的目的。[1]图2.1闪烁探测器示意图射出去。在通过闪烁体周围包裹的物质（可以反光的，一般用MgO）光子通过反射可以集中向光电倍增管方向射去。光电倍增管是一种真空器件。由光阴极、若干打拿极和一种阳极构成。闪烁光子进入到光电倍增管的光阴极上，有光电效应产生光电子，光电子通过电场加速聚焦，打在第一极上，产生3~6个二级电子，这些电子在经背面打拿极加速，到了阳极可接受104~109个电子。形成电信号，通过对电信号分析就可以到达探测器射线的目的。[1]归纳起来，闪烁探测器的工作可分为五个互相联络的过程：射线进入到闪烁体，与之发生互相作用，闪烁体吸取带电粒子而使原子、分子的电离激发；受激发的原子、分子退激时候发射出荧光光子；运用反射物质和光导将闪烁光子尽量多的搜集到广电倍增管的光阴极上，由于光电效应，光子在光阴极上打出光电子；光电子在光电倍增管中倍增，数量从一种增大到104~109个，电子流在阳极负载上产生电信号；此信号由电子仪器记录和分析。2.1.2闪烁体闪烁体按其化学性质可分为两大类：一类是无机晶体闪烁体。一般是具有少许杂质（称为“激活剂”）的无机盐晶体，常用的有单晶体NaI（Tl）、CsI（Tl）；多晶体如ZnS（Ag）。此外一种是玻璃体，如LiO2·2SiO2（Ce）.此外，今年来还开发了不少掺杂的纯晶体，如锗酸铋（BGO）；钨酸镉（CWO）和氟化钡（BaF2）等。此外一类是有机闪烁体。他们是环碳氢化合物，又可分为三种：有机晶体闪烁体。例如蒽、芪（qi）、萘、对联三苯等有机晶体。有机液体闪烁体。在有机液体轻易（如甲苯、二甲苯）中溶入少许发光物质（对联三苯），称第一发光物质，此外再溶入些光谱波长转换剂（如POPOP化合物）称为第二发光物质，组合成闪烁体性能的液体。塑料闪烁体。它是在有机液体苯乙烯中加入第一发光物质对联三本和第二发光物质——POPOP后，聚合成的塑料。除了这两大类尚有运用氩、氘等惰性气体作为气体闪烁体的，常记录为裂变产物和重离子的探测器。闪烁体的物理特性：1.发射光谱，闪烁体收核辐射后激发发射的光并不是单色的，而是一种持续带。理解不一样的闪烁体发光光谱，重要是为了处理闪烁体与光电倍增管光谱响应的匹配问题。（背面会讨论到）2.发光率，是指闪烁体将所吸取的射线能量转变为光的比例。闪烁体将所吸取的核辐射能量转变为光的本领，实际测试场所中采用与原则闪烁体相比较的相对值（百分数）来表达。NaI(Tl)晶体的发光效率在所有与光电倍增管耦合的闪烁晶体中是最高的，故常将其作为100%。其他晶体的发光效率均以其相对于NaI(Tl)的百分数来表达，如CsI(Tl)的发光效率为45%,CsI(Na)的发光效率为85%。绝对光输出指晶体相对于1MeV所发出光子的数目。由于历史原因，产生了许多定义的措施，一般有三个量来描述。（1）光能产额。它的定义为核辐射在闪烁体中损失的能量闪烁发射的光子数。（2）绝对闪烁效率。他就是能量转换效率，表达在一次闪烁中，产生的闪烁光总能量与核辐射损耗在闪烁体中的能量之比：Cnp=Eph/E相对发光率。它是使用一种核辐射在不一样闪烁体中损失相似的能量，测量它们的相对脉冲输出幅度或电流进行比较，一般以蒽作为原则，如对β射线的蒽发光率为1则NaI（Tl）为2.3。3.发光时间和发光衰减时间，闪烁发光时间包括闪烁脉冲的上升时间和衰减时间两个部分。，前者时间相称短，可以忽视不计，后者一般也不不小于10-9s。[13]2.1.3伽马射线与闪烁体的互相作用一、光电效应作用机制。光子同(整个)原子作用把自己的所有能量传递给原子,壳层中某一电子获得动能克服原子束缚跑出来,成为自由电子（称为光电子），光子自身消失了。γ+AA*+e-（光电子）原子A+X射线光电效应的基本理论问题。光电效应应满足能量守恒。根据能量守恒，有：表明：只用入射γ光子的能量必须不小于壳层电子结合能，才能发生光电效应。光电效应应满足动量守恒。根据动量守恒规定：只有原子核参与反应，才能满足动量守恒。因此有推论：γ光子只能与原子的束缚电子（实际是整个原子）发生光电效应，而不能与自由电子发生光电效应。各壳层电子发生光电效应的几率之比。理论上靶原子各壳层的电子都可以吸取光子能量而发射出来成为光电子，但电子在原子中束缚得越紧，就越轻易使原子核参与互相作用过程，发生光电效应的几率就越大。因此，K层电子发生光电效应几率最大、L层次之、M层更小…。实际上，80％的光电效应发生在与K层电子的作用上。K:L:M=100:10:1发射光电子后，靶原子由于内壳层出现电子空位而处在激发态。处在激发态的靶原子可以通过两种方式退激：1、辐射“特性X射线”。外层电子直接跃迁填充内层电子空位，使原子答复到较低的能量状态，跃迁过程中，放出电磁辐射，其能量等于两个电子壳层的结合能之差。电子跃迁过程中释放的电磁辐射是一种X射线。由于其能量取决于原子的构造，故对每一种元素来说，都是特性的，故称其为“特性X射线”。图2.2辐射特性X射线的示意图2、发射俄歇电子。壳层电子在跃迁过程中不发射特性X射线，而是将激发能转移给一外壳层电子，使它从原子中发射出来。假如在L层电子向K层电子跃迁中不发射特性X射线，则，所发射的俄歇电子的能量等于：式中：E俄歇－俄歇电子的能量；BK、BL－靶原子K层与L层的结合能。光电子的能量。假如忽视原子核获得的反冲能，根据能量守恒原理，可以写出光电子的能量为：对于原子序数为Z的原子，其各壳层的电子的结合能可以用如下的近似公式计算：（R=2.179×10-18J=13.6eV里德伯能量）由于γ光子能量一般为MeV级，远不小于壳层电子结合能（例I的K层电子结合能为33keV）故：Ee≈Bi。光电效应截面。原子的光电截面：一种入射光子与电位面积上一种靶原子发生光电效应的几率。光电效应截面与入射光子能量核靶物质原子序数有关： τa为原子与入射光子发生光电效应的几率；τK为入射光子在K层发生光电效应的几率；光电效应中光电子的角分布。相对于光子的入射方向而言，不一样角度光电子的产额是不一样样的。可以用微分截面dn/dΩ表达进入平均角度为θ方向的单位立体角内的光电子数目n。试验和理论证明，光电子的角分布具有其明显的特点:1)与光子入射方向成0和180方向不会产生光电子，而在某一角度光电子出现几率最大。2)当入射γ光子能量很低时，光电子在垂直于入射γ射线方向上发射。3)当γ光子能量增长时，逐渐朝前向角发射。二、康普顿效应概念。γ光子与原子的外层电子发生碰撞，一部分能量传给电子使它脱离原子射出而成为“反冲电子”，同步光子损失能量并变化方向成为“散射光子”。康普顿效应与光电效应的不一样之处重要有两点，一是康普顿效应中反冲电子只获得光子一部分能量，并且作用完后仍然存在散射光子。二是康普顿效应发生在外层电子上，而光电效应重要发生在最内层电子上。康普顿效应的能量。康普顿效应可以认为是入射光子与处在静止状态的“自由电子”之间的弹性碰撞，可以运用相对论的能量与动量守恒来计算反冲电子，散射光子及入射光子之间的能量、动量分派和角度等关系。设入射光子能量，动量为。散射光子能量为，动量为。反冲电子的动能为，总能量为E，动量为P。散射角θ，反冲角φ。则有下列关系式成立：由以上3式可以得出如下结论:1当散射角=0o时，Er’＝Er。这时散射光子能量最大，等于入射光子能量，而反冲电子能量。这表明，此时入射光子从电子旁擦过，未受到散射，光子能量未发生变化。2当散射角=180o时，入射光子与电子对心碰撞后，沿相反方向散射回来，而反冲电子则沿入射光子方向飞出。此时反冲电子能量最大而散射光子能量最小。散射光子和反冲电子的能量分别为：由散射光子的能量体现式可以看出，此关系式随Er(hv)变化缓慢。实际测量表明，对不一样入射光子的能量，180度反散射光子的能量变化不大，大概都在200keV左右。康普顿散射光子的角分布。在不一样的散射角θ方向上，散射光子数为：低能条件下的散射截面（1）ω0→0，光子向前与向后的散射几率相等（2）θ=900时，光子散射几率最小（3）由于ω0→0，散射光子不损失能量，只变化方向。这种不损失能量的散射，称为“汤姆逊散射”，其微分截面为光子能量增长时的散射截面。伴随入射光子能量增长，反散射几率减小。对某一较大能量的入射光子，随散射角增大，散射几率逐渐减小。这是散射光子角分布的一般规律。一种电子的康普顿散射截面。由上式对角度（0－1800）积分获得（克莱因－仁科公式）当hν>>m0C2，即ω0>>1得出结论：随入射光子能量增长，电子的康普顿散射截面逐渐减小。介质的康普顿散射截面。介质的康普顿散射截面为电子的康普顿散射截面乘以单位体积中的电子数。对于一般造岩元素，上式中Z/A=1/2，从而有上式表明，对于一定能量的γ射线而言，多种岩石的康普顿效应的散射截面都近似相等。由上式可以得出：（散射截面正比于介质密度）三、形成电子对效应当光子从原子核旁边通过时，在原子核的库伦场作用下，伽马光子转化为一种正负电子对，这个过程成为电子对效应。这种过程仅在入射γ光子的能量超过1.02MeV时才可以发生，光子在原子核附近被吸取，产生出正负电子对，作用后原子处在激发态。因此，整个过程满足动量和能量守恒：可以证明这两个条件是不能同步满足的，因此就需要附近有原子核存在。由于原子核带走了某些动量，因此它在反冲过程中同步也带走了某些能量。由狄拉克理论以及电子的相对论能量公式可知：正负电子同步存在是电子存在正负两种能量状态的成果：假设所有的负能态均被填满；根据泡利不相容原理，抵达这些能态的跃迁是不能发生的，因此人们一般观测不到电子“海”的现象。当某个电子跃迁到一种正的能级上时，它就留下一种空穴（正电子），这个空穴与电子性质类似，只是电量为正而已，如图18.7所示。换句话说，就是处在负能态的空穴带有正电荷，而处在正能态的电子带有负电荷。空穴之因此是不稳定的，是由于当它损失掉大部分动能（即被热化）时，它就会重新与一种电子结合，发生所谓的正负电子对湮没。这个过程一般产生两个能量均为0.511MeV而方向相反的γ光子（湮没辐射）。正电子与负电子还可以构成原子，人们一般把这种原子称为电子偶素。电子偶素的寿命一般在10-7到10-9秒之间，寿命长短与正负电子的自旋相对取向有关，自旋反平行的电子偶素的寿命较短。图2.3（正电子是填满电子的负能态中所产生的空穴，而电子是未填满的正能态上的粒子。（摘自Meyerhof））电子对的产生与轫致辐射过程亲密有关。在轫致辐射过程中，电子从一种正能态跃迁到此外一种正能态，同步放出一种光子。实际上，用光子替代入射电子，并且选用合适的与放出正负电子对有关的态密度，我们就可以直接采用轫致辐射理论而得到跃迁概率。对于正电子，对能量的微分截面为其中上式只在玻恩近似下才成立，玻恩近似是高能条件下所使用的一种近似措施，不考虑屏蔽作用，这就规定满足。所谓屏蔽作用是指通过内层电子的屏蔽而部分地减少了核电荷数。玻恩近似下得到的截面对T+和T-有对称性，即互换这两个参量的值所得到的成果保持不变。由于受到屏蔽效应的影响，实际的截面值要有所减少。为了得到截面对能量的分布，将上式改写为：其中无量纲因子P是Z和h的函数；图18.8给出了因子P的变化曲线。我们看到截面大小伴随入射光子的能量增大而增大。由于Al的P值比Pb的稍大，因此截面值伴随2Z的变化要比随Z值的变化更明显。在低能区，正负电子的截面随能量的分布近似相等；然而到高能区，正负电子的截面随能量的分布出现差异。从直观上可知，正电子的分布倾向于更高的能量，这是由于正电子与原子核之间有库仑斥力而电子与原子核之间有库仑引力。[23]2.1.4光的搜集与光导光学搜集系统包括反射层、耦合剂、光导等。它可以使闪烁体发射的光可以均匀、有效的搜集在广电倍增管的光阴极上。在研究中我们发现，对于不一样形状的闪烁体，根据它们不一样的形状，搜集效率会有很大变化，金属包装，镜面包装都会产生不一样的成果，尤其是某些不规则形状会导致随入射方向入射深度不一样（即随入射粒子种类能量不一样）搜集效率有较大变化，很大程度上影响闪烁体探测器探测到能量谱的线性关系。我们发现方柱体的搜集效果要好于圆柱，还好于棱台。通过模拟我们提出这样的方案,为了要保证探测器有较大的搜集面积，同步兼顾光搜集的线性关系，最佳的措施是将闪烁体探测器设计成阵列，其中每一种探测单元由长方柱体的闪烁体以及与之尺寸相匹配的一套光敏二极管或光电倍增管构成，多种探测单元拼装在一起构成闪烁体阵列，可以满足试验中对于较大探测立体角的规定。一、反射层反射层的作用是把闪烁体中向四面发射的光有效的搜集到光阴极上。一般用作反射层的材料有：氧化铁、二氧化铁、铝箔、镀铝塑料薄膜、聚四氟乙烯带子等。二、光学耦合剂由于闪烁体与光阴极接触的界面中存在着空气，为了尽量减少光线在交界面上发生全反射，一利于将光子大部分搜集到光阴极上去，需要在闪烁体与光电倍增管之间加上一层“耦合剂”，其作用是有效的把光传给光电倍增管的光阴极，减少光在闪烁体与光阴极界面的全反射。光学耦合剂的材料有硅油、硅脂、甘油、真空泵油等。使用耦合剂时必须注意一般的硅油对塑料闪烁体具有腐蚀性，最佳使用甲基硅油。对常常要拆换的闪烁体，宜用稀某些的硅油，假如长期固定使用，可用较稠的硅油。加上光学耦合剂可以输出脉冲幅度比不佳时增长1/3到一倍。三、光导光导的作用是有效的把光传递给光电倍增管的光阴极。光导一般用于下述几种状况：当使用的闪烁体面积比光电倍增管大时，可以用光导作为中间过渡，使闪烁体发射出的光子较多的进入光阴极。在强电磁场中探测射线是，光电倍增管不能放置在强磁场中，可以用较长的光导将光引到光电倍增管的光阴极上。由于受到空间限制：如医学诊断中，有时只能把体积很小的闪烁体放在在体内，这是可用长的前卫光导将光引到光阴极上。当闪烁体的表面和光阴极表面形状不一致是，也需要用光导过渡。光导材料有聚乙烯基甲苯、聚苯乙烯塑料，有机玻璃、石英玻璃。有时，也可以采用“空气光导”，即空心金属圆筒。多种发光光导材料对光的透射率与吐舌光的波长、光导的长度有一定关系。因此，可以根据闪烁体的发光光谱和实际应用的状况来选择光导材料和长度。光导的形状和尺寸应根据用途而定，一般只有圆柱体、截顶圆锥、长条、长丝等形状。[12]2.2电子倍增器件2.2.1光电倍增管1概述光电子应用技术是一门新兴的高新技术，目前还处在发展阶段。相信它在21世纪必将有重大创新并迅速崛起。光电子技术产业也必将发展成为一种新兴的知识经济，从而在新兴技术领域形成巨大的生产力。光电倍增管（PMT）是光子技术器件中的一种重要产品，它是一种具有极高敏捷度和超快时间响应的光探测器件。可广泛应用于光子计数、极微弱光探测、化学发光、生物发光研究、极低能量射线探测、分光光度计、旋光仪、色度计、照度计、尘埃计、浊度计、光密度计、热释光量仪、辐射量热计、扫描电镜、生化分析仪等仪器设备中。2光电倍增管的一般构造光电倍增管是一种真空器件。它由光电发射阴极（光阴极）和聚焦电极、电子倍增极及电子搜集极（阳极）等构成。经典的光电倍增管按入射光接受方式可分为端窗式和侧窗式两种类型。图1所示为端窗型光电倍增管的剖面构造图。其重要工作过程如下：图2.4光电倍增管示意图当光照射到光阴极时，光阴极向真空中激发出光电子。这些光电子按聚焦极电场进入倍增系统，并通过深入的二次发射得到的倍增放大。然后把放大后的电子用阳极搜集作为信号输出。由于采用了二次发射倍增系统，因此光电倍增管在探测紫外、可见和近红外区的辐射能量的光电探测器中，具有极高的敏捷度和极低的噪声。此外，光电倍增管还具有响应迅速、成本低、阴极面积大等长处。3使用注意事项在使用光电倍增管时，应尤其注意如下几点：光电倍增管的工作电压也许导致电击，在仪器设计中应合适地设置保护装置。由于光电倍增管的封装尾管易受外力或振动而损伤，故应尽量保证其安全。尤其是对带有过渡封装的合成石英外壳的光电倍增管，应尤其注意外力的冲击和机械振动等影响。不要用手触光电倍增管，面板上的光土和手印会影响光信号的穿透率，受到污染的管基会产生低压漏光。光电倍增管受到污染后，可用酒精擦试洁净。当阳光或其他强光照射到光电倍增管时，会损伤管中的光阴极。因此光电倍增管寄存时，不应暴露在强光中。玻璃管基（芯柱）光电倍增管比塑料管基更缺乏缓冲保护，因此对玻璃管基的管子应愈加保护，例如，在管座上焊接分压电阻时，应将光电倍增管先插入管座中。在使用中需要冷却光电倍增管时，应常常将光电倍增管的有关部件也进行冷却。氦气会穿透石英管壳，从而使噪声值升高。因此，在使用和寄存中防止将光电倍增管暴露在有氦气存在的环境中。[21]2.3闪烁计数器在本章第一节理已经简介闪烁探测器的部分类容以及光电倍增管的工作原理。在两者耦合后来，再配以电学一起，就成为闪烁计数器。闪烁计数器在核辐射探测中是应用较为广泛的一种探测器，就其应用可以归纳为四类：1、能谱测量，2、强度测量。3、时间测量，4、剂量测量，其中，剂量测量是强度和能量测量的结合。接下来，我们重要讨论下，在实际测量中碰到的基本问题加以讨论：一是时间辨别，二是能量辨别；并讨论一种闪烁计数器应用中最为经典的例子——碘化钠（铊）闪烁谱仪，以深入理解闪烁计数器的性质。2.3.1时间特性将闪烁探测器作为高强度放射性测量仪器，或者作为时间测量仪器，例如作为短寿命测量以及作用飞行时间的谱仪的探头时，时间特性是首要考虑的问题。它是由闪烁体、光电倍增管以及外电路等多方面原因决定的。从核辐射进入闪烁体的时刻算起，到光电倍增管阳极负载上脉冲输出，中间经历了一系列时间过程：核辐射使闪烁体院子、分子激发的时间。核辐射，或者由之引起的刺激带点例子在闪烁体中消耗能量所需要的时间。闪烁体发光衰减时间。闪烁光子从发光地点抵达光阴极所需要的时间。光电子在光电倍增管中的渡越时间τ（存在分散值⊿τ）。电荷在阳极粗在回路中建立脉冲电压的过程，其时间由电路的R、L、C决定。由于上述这些过程，光电倍增管阳极脉冲不仅在时间上对于核辐射进入闪烁体时刻有延迟，并且波形也将展宽。二其中重要的作用就是闪烁体发光衰减时间、光电倍增管的渡越时间机器分散外电路时间常数三个原因。我们已经讨论过用δ函数光源照射光阴极时光电倍增管的阳极输出脉冲的状况。在极限状况下，即当光阴极上只发射一种光电子时，在阳极得到的、由倍增管产生的大量电荷在时间上也有一种分部，其脉冲如下图2.5所示。图2.5光电倍增管的时间特性及脉冲图阳极电流随时间的变化P（t）称为光电倍增管单电子时间响应函数，也即第一打拿极只接受到一种光子时阳极电流脉冲的波形。P（t）dt表达在t~dt时间间隔内抵达阳极的电荷量。显然：QUOTE0∞P（t）dt=gcMe时间辨别本领反应谱仪的时间特性，它由闪烁体、光电倍增管等原因决定。从射线进入闪烁体的时刻起，到光电倍增管阳极负载上脉冲输出，中间经历了一系列过程。由于这些过程，光电倍增管阳极脉冲不仅在时间上相对于射线进入闪烁体时刻有所延迟，并且波形也将展宽。其中起重要作用的是闪烁体发光衰减时间、光电倍增管的渡越时间及其分散、外电路时间常数三个原因。一般NaI(Tl)闪烁探头的时间辨别本领为微秒量级。[1]2.3.2能量辨别率由于γ射线在闪烁体中产生的光子数具有一定的记录涨落，光电倍增管的光阴极光子搜集效率的记录涨落，以及光电倍增管的光电转换效率和倍增系数的记录涨落，使得同一能量的γ射线产生的脉冲幅度有一分布（如图2-2-7）。由于射线的能量与脉冲幅度成正比，因此一般把这一分布曲线的半宽度△V1/2与计数率最大值所对应的脉冲幅度Vo之比定义为能量辨别率η：NaI(Tl)闪烁谱仪的能量辨别率一般用137Cs的0.662MeV全能峰的辨别率来表征，η一般在10%左右。在测量中可考虑下列某些原因，进行必要的调整，以期到达一台谱仪也许实现的最佳的辨别率。闪烁体与光电倍增管光阴极之间保持良好的光学接触；参照光电倍增管高压推荐值，并作合适调整，使得在保持能量线性条件下，输出脉冲幅度最大；根据放射源的活度，选择合适的源与闪烁体之间的距离。[1]2.3.3能量线性能量线性是指谱仪对入射γ射线的能量和它产生的脉冲幅度（指全能峰的位置）之间的对应关系。理想状况下，脉冲幅度与能量之间应当成线性关系。一般NaI(Tl)闪烁谱仪在较宽的能量范围内（100keV～1.3MeV）是近似线性的。试验上对于能量线性关系的检查，一般是用已知能量的一组原则源，测量对应的全能峰处的脉冲幅度，建立γ射线能量与对应峰位的关系曲线，这条曲线即能量刻度曲线。经典的能量刻度曲线为不通过原点的直线，即E(Xp)=GXp+E0式中Xp为全能峰峰位，E0为直线截距，G为增益(即单位脉冲幅度对应的能量)。一般能量刻度可选用137Cs(0.662MeV，0.184MeV)和60Co(1.17MeV，1.33MeV)的四个能量点进行刻度。[4]3.1航空伽马能谱仪对137Cs源和232Th源的伽马射线的响应137Cs是β-衰变纲图如下图3.1所示,。β-衰变后形成的核子常常处在激发状态，原子核由激发态回到基态时发出伽马射线，因此β-衰变往往伴伴随放出伽马射线。有的核素衰变时能放出不一样能量的β-粒子，因而伴伴随放出几种能量的伽马射线。与α射线。衰变相比，β-衰变放出的伽马射线的能注量率多，天然放射性核素的几组重要的伽马射线，几乎都是伴随β-衰变的产生的。137Cs的能量为0.61MeV的单色伽马射线源，对应的封被称为光电峰。图3.1137Cs的衰变纲图用已经到达放射性平衡的钍系来测量伽马的能谱，下图3.2所示图3.2平衡铀、钍矿和钾盐模型上伽马射线仪器谱伽马射线谱重要为228Ac和208Tl，另一方面为212Pb和212Bi。228Ac重要的能量为0.908MeV/0.960MeV/0.338MeV/0.129MeV的伽马射线，其中0.908MeV的射线是钍系的重要射线之一。228Ac的伽马辐射能量总和占整个钍系核素的伽马辐射能量的总和的26.2%。212Pb放出能量为0.239MeV的重要伽马射线，一次衰变产生的光子数平均到达0.47，是钍系低能谱段中的重要伽马射线。208Tl是钍系的最重要的伽马辐射体，其伽马辐射能量总和占整个钍系核素的伽马辐射能量总和的61%，重要伽马射线有0.583MeV、0.511MeV、和2.62MeV，其中2.62MeV的伽马射线能量最高，辐射几率又大，是钍系中一条很重要的特性γ射线。3.1.1工作任务用航空伽马能谱仪来测量137Cs源和232Th源，采用峰进行稳谱，通过计算得出辨别施加137Cs源和232Th源时的能量辨别率以及峰位。对其谱线进行分析得出结论，分析谱线的软件为航空伽马能谱勘察系统软件。从而为航空伽马能谱数据的非线性合成提供了研究基础。3.1.2设计规定试验条件：必须是在稳谱状况下进行1.采用137Cs源，源长为14cm，围绕着箱体进行测试，稳谱后每点测试300秒，采用钾峰稳谱。2.采用232Th源，源长为10cm，围绕着箱体进行测试，稳谱后每点测试300秒，采用钾峰稳谱。3.1.3试验设计我们所采用的航空伽马能谱仪是有成都理工大学自主研制的GRS—863航空多道伽玛能谱仪，下图即是其能谱测量系统框图3.3图3.3航空数字能谱测量系统框图TheschematicofDigitalAirborneGamma-raySpectrometry[19]航空伽马能谱仪每箱里面装的是5条大尺寸NaI晶体，上面1条，下面并排4条。将放射源放在晶体的上面距离仪器即晶体20cm处测量，每10cm测量一种点，系统就记录下一种以dga为后缀名的谱线文献。从能谱仪的正上方的0cm点开始算起为原点，围绕晶体一周每递增10cm为一种点记录下一种谱线，得出响应的能量辨别率，和峰位。137Cs源的响应测量示意图如下图3.4所示图3.4137Cs源在箱体正上方运动示意图（此图为正视）试验测量表格：表3-1表3-2232Th源在不一样位置得到的谱线文献距离起点的直线距离d（cm）基点数文献名字箱体正上方测量d=057415.dgad=1057044.dgad=2050053.dgad=3068340.dgad=4069146.dgad=5065548.dgad=6059859.dga箱体尾部d=7065348.dgad=8053607.dga箱体下部d=9050427.dgad=10054930.dgad=11055328.dgad=12045116.dgad=13043848.dga正上方：1、d=0cm文献名:.dga基点数：5742、d=10cm文献名:.dga基点数：5703、d=20cm文献名:.dga基点数：5004、d=30cm文献名:.dga基点数：6835、d=40cm文献名:.dga基点数：6916、d=50cm文献名:.dga基点数：655箱体尾部：图3.5137Cs在箱体尾部运动示意图7、文献名:.dga基点数：5988、文献名:.dga基点数：653箱体底部：图3.6137Cs源在箱体底部运动示意图9、文献名:.dga基点数：53610、文献名:.dga基点数：50411、文献名:.dga基点数：54912、文献名:.dga基点数：55313、文献名:.dga基点数：45114、文献名:.dga基点数：438232Th源的响应条件：源长度为10cm详细测量示意图如图所示：图3.6232Th源在箱体正上方的运动示意图1、d=0cm文献名:.dga基点数：4002、d=10cm文献名:.dga基点数：5383、d=20cm文献名:.dga基点数：3824、d=30cm文献名:.dga基点数：4655、d=40cm文献名:.dga基点数：3706、d=50cm文献名:.dga基点数：387箱体尾部：图3.7232Th源在箱体尾部的运动示意图7、文献名:.dga基点数：3308、文献名:.dga基点数：347箱体底部图3.8232Th源在箱体底部的运动示意图9、文献名:.dga基点数：36110、文献名:.dga基点数：50411、文献名:.dga基点数：54912、文献名:.dga基点数：55313、文献名:.dga基点数：45114、文献名:.dga基点数：438试验测量表格：表3-2232Th源在不一样位置得到的谱线文献距离起点的直线距离d（cm）基点数文献名箱体正上方d=040028.dgad=1053845.dgad=20382318.dgad=3046514.dgad=4037040.dgad=5038701.dgad=6033005.dga箱体尾部d=7034915.dgad=8036158.dga箱体底部d=9050458.dgad=10054907.dgad=11055320.dgad=12045148.dgad=13043846.dga3.2试验成果处理3.2.1试验数据预处理我们将测得的各组数据分别予以编号，从d=0cm开始一直到最终一种点d=130cm总共14个点，分别将所得的数据分别编号1到14，然后通过数据线，把探测器里面的数据传到电脑里将137Cs源和232Th源分别放在两个文献夹，以便背面用Dars处理。3.2.2软件能谱成图及数据分析我们测得数据通过DArs软件进行谱线成图，并做出必要的数据分析。在生成谱线的时候机选辨别率时，我们采用的是除去头尾数据，测量的前60个基点和后60个基点数据我们把它省略掉，由于源刚移动了一段距离，需要一段时间稳谱，这样可以在一定程度上减小误差。137Cs源的状况下：137Cs源在能谱仪箱体正上方从d=0cm点开始测量直到d=130为终点得出对应点的能量辨别率和峰位（谱线见附录）表3-3137Cs源在不一样位置对应的能量辨别率距离d(cm)峰位能量辨别率（%）一号二号三号四号五号上测下测02328.998.69.19.48.99.9102328.78.88.78.89.08.79.3202358.68.68.58.59.08.69.3302328.78.57.89.16.66.88.5402368.77.18.210.08.98.79.0502388．07.08.66.06.08.05.3602435.35.05.55.55.55.35.8702415.05.05.45.76.25.05.2802385.39.56.08.66.35.35.3902337.08.78.08.48.57.08.01002338.08.68.38.58.68.08.21102358.28.88.48.18.58.28.31202338.39.38.69.58.78.38.41302348.410.28.510.09.18.49.0下面我们仅提供其中几种特殊点做分析d=0cm点的能谱曲线如下图所示:图3.9137Cs源在d=0cm的点的能谱曲线d=20cm点的能谱曲线如下图所示:图3.10137Cs源在d=20cm的点的能谱曲线d=60cm点的能谱曲线如下图所示:图3.11137Cs源在d=60cm的点的能谱曲线d=70点的能谱曲线如下图所示:图3.12137Cs源在d=70的点的能谱曲线137Cs源峰位与距离之间的曲线图如下：图3.13137Cs源的峰位与源位置之间的曲线在137Cs源的状况下，上测晶体（既是一号晶体）的能量辨别率与源位置的曲线图如下：图3.14137Cs源的上测合成能量辨别率与源位置的曲线在137Cs源状况下，下测晶体的能量辨别率与源位置的曲线图如下：图3.15137Cs源的下测合成能量辨别率与源位置的曲线下图为晶体一号到五号以及上测、下测的晶体对Cs源的伽马射线能量辨别率的对比：图3.16137Cs源的五条晶体和上下测合成的对比曲线从上面的曲线图可以看出，一号到五号晶体测量的能量辨别率都具有相似的特性，在d=0cm到d=40cm，d=90cm到d=130cm这一段的测量点上，也就是探测器的头部及两侧。我们很轻易看出，这些点的能量辨别率很差，而在50cm到80cm这4个点的能量辨别率是比很好的。我们还可以比较清晰的看出，尾部的测量点的康普顿坪很矮，也就是说这些点受到的康普顿散射少，康普顿散射截面小。那么我们测量得到的光电峰就相称对于其他点更高，我们的峰位也更轻易找到。更重要的是我们在求能量辨别率的时候，由于光电峰变窄了，因此求出的能量辨别率更好。我们在背面用高斯拟合法求能量辨别率的时候需要扣除的本底就越低，那么得到高斯拟合函数就愈加精确。232Th源的状况下：表3-4：232Th源在不一样位置对应的能量辨别率（谱线见附录）距离d(cm)峰位能量辨别率（%）一号二号三号四号五号上测下测09045.85.45.75.45.95.85.8109025.95.55.85.55.55.95.8209035.95.75.95.55.55.95.6309065.75.65.95.55.85.75.7409095.85.45.55.55.85.85.7509115.25.85.65.95.55.25.4609075.35.15.25.25.05.35.3709085.05.35.05.14.95.05.0809075.55.95.56.15.95.55.4909045.75.95.56.05.55.75.81009035.65.55.56.05.95.65.61109015.75.95.75.95.65.75.81209005.75.95.75.95.65.75.71309005.85.55.96.05.95.85.9232Th源我们也找了与Cs源相似的四个点来分析:d=0cm点的能谱曲线如下图所示:图3.17232Th源在d=0cm点处的能谱曲线d=20cm点的能谱曲线如下图所示:图3.18Th源在d=20cm点处的能谱曲线d=60cm点的能谱曲线如下图所示:图3.19232Th源在d=60cm点处的能谱曲线d=70cm点的能谱曲线如下图所示:图3.20232Th源在d=70cm点处的能谱曲线232Th源下的峰位曲线如下图：图3.17232Th源的峰位与源位置的曲线在232Th源的条件下，上测晶体（既是一号晶体）的能量辨别率与源位置的曲线图如下：图3.18232Th上测合成的能量辨别率与源位置的曲线在232Th源条件下，下测晶体的合成谱线的能量辨别率与源位置的曲线图如下：图3.19232Th源下测合成的能量辨别率与源位置的曲线下图为晶体一号到五号以及上测、下测的晶体对232Th源的伽马射线能量辨别率的对比：图3.20232Th源的五条晶体和上下测合成的对比曲线把以上所有数据跟137Cs源的辨别率做对比可以得出，由于232Th源的伽马射线能量高，因此很明显的232Th源的整体辨别率比137Cs源的要好诸多，因此探测得到的能量辨别率好。从曲线图中还可以看出，137Cs源的能量辨别率的波动变化大，这是由于低能伽马射线的康普顿散射截面大。不难看出，137Cs源在闪烁体的尾部展现出的高能量辨别率更明显，而232Th源也有这种现象，但由于能量较高的原因，因此效应不明显。4.1试验设计分析本试验所用的航空伽马能谱仪是由成都理工大学自主研发的，该能谱仪结合精密谱漂调整的数控增益放大器与数字能谱仪不仅可以满足航空多晶体伽马能谱勘查系统的应用，各方面指标优于目前国内外的航空能谱勘查系统，同步还可以应用于X荧光测量等系统中。GRS-863航空伽马能谱仪是以NaI(Tl)晶体（10cm×10cm×40cm）和光电倍增管构成的闪烁计数器为伽玛射线探测器，采用4条下测晶体和1条上测晶体组合成航空伽玛能谱测量系统的探头，设计了温度传感器、电流反馈型前置放大器和低纹波高压供电电路，实现了伽玛光子与核信号的转换。本试验就是采用这种航空伽马能谱仪来测量大尺寸晶体对137Cs源与232Th源的响应。通过用能谱仪来探测137Cs源（辐射γ射线的能量为0.661MeV）和232Th源（辐射γ射线能量为2.62MeV）在晶体不一样位置处所形成的光电峰的峰位和能量辨别率的变化，实现大晶体NaI（Tl）闪烁探测器对伽马射线的能量响应研究。在稳谱状况下，分别施加137Cs源和232Th源，并等间距将放射源放置在晶体的四面，通过伽马能谱采集软件获得对应不一样位置处的能谱曲线。最终编写了伽马能谱数据预处理软件实现谱线数据的提取，峰漂计算等工作，从而获知大尺寸NaI（Tl）对伽马射线的能量响应特性，从而为航空伽马能谱数据的非线性合成提供了研究基础。4.2试验过程分析将放射源放在晶体的上面距离晶体即仪器探头高出20cm处测量，每横向平移10cm测量一种点，系统就记录下一种以dga为后缀名的谱线文献。从能谱仪上面头部开始的0cm点开始算起为原点，从上到下围绕晶体一周每递增10cm为一种点记录下一种谱线，得出响应的能量辨别率，和峰位。我们根据编写的伽马能谱仪数据预处理元件实现谱线数据的提取，峰飘计算等工作。我们将得到的谱线数据传播到电脑上面用我们的谱线提取软件做出谱线图。由于每个测量点启动测量时，都至少需要60秒的稳谱时间，因此需要将每个测量点形成的谱线文献中前60个基点号对应的谱线删除，只采用基点号不小于60的谱线。去掉背面60个基点是为了消除下一种点测量的精确性。因此本次试验我们是严格控制了外界原因的。通过上述处理后，所合成的谱线都是出于稳谱状态，而我们采用的是天然钾峰稳谱，因此当所测量的137Cs峰，232Th峰发生了峰漂，则只能是晶体自身对于源响应特性导致的，而不是电子学线路带来的影响。我们将得出的谱线采用高斯拟合法，求其能量辨别率。高斯拟合法求辨别率就是先扣除其谱线光电峰的本底，将光电峰拉到X轴上面，我们近似的将谱线的光电峰当作高斯分布，求其半高宽。然后在通过峰面积法求的峰位（求峰位也可以采用高斯拟合求），找到峰的道址。再根据能量辨别率的定义求能量辨别率：η=ΔEE=EVp4.3试验成果分析4.3.1伽马射线与闪烁体的互相作用过程伽马射线进入闪烁晶体的时候，低能伽马射线与闪烁晶体重要发生光电效应和康普顿效应，而高能伽马射线则会发生电子对效应，光电效应，康普顿效应，其中占主导作用的是电子对效应。因此本文设计的放射源是低能137Cs放射源和高能232Th放射源，分别分析大尺寸晶体对高下能放射源的响应特性。当伽马射线与原子壳层轨道上的内层电子碰撞时，将所有的能量交给壳层的内层电子，电子克服电离能，脱离原子而运动，产生光电子，而伽马射线被完全吸取，这种作用就被称为光电效应。当入射伽马射线与电子壳层中一种电子发生一次碰撞（此电子既可以是束缚电子，也可以是自由电子）时，伽马射线将部分能量传给电子，使它与伽马射线的厨师运动方向呈φ角射出，而伽马射线则与初始运动方向呈θ角散射出去。这种现象称为康普顿效应。由于康普顿散射的角是任意的，因此散射光子能量是持续的，因而我们得到的康普顿散射谱是个持续谱。通过能谱曲线我们可以看出，康普顿散射的能谱曲线其实是个坪称为康普顿坪。第三种互相作用是电子对效应。这个过程发生在吸取材料的原子核场内，入射的伽马光子被完全吸取消失并在对应的地方产生正负电子对。由于产生一正负电子对需要的2m0c2的能量，因此伽马射线的最小入射能量为1.02MeV才能发生这个过程。若能量不小于超过这个值的话，则过剩的能量将以正负电子对的动能形式体现出来。因此，在伽马射线能谱测量中有实际意义的伽马射线与物质互相作用的形式重要就是以上三种。而我们懂得对于低能（0-几百KeV）伽马射线是光电吸取占优势，对于高能的伽马射线（5-10MeV以上）电子对效应占优势，而康普顿效应是介于以上两种之间的状况的整个能量范围内都也许发生的过程。据我们所理解作用介质的原子序数对这三种作用的相对几率有明显的影响。其中变化最为明显的是光电吸取截面，它的大小随Z4.5而变化（Z为材料的有效原子序数）。因此我们优先选用的互相作用形式是光电吸取，因而，我们在选择用于探测伽马射线的探测器时着重从具有原子序数高的元素材料中挑选。我们在探测能谱的时候重要是需要得到伽马射线的光电峰，因此我们要尽量减少其他互相作用的影响。4.3.2伽马能谱曲线分析从能谱曲线中我们不难看出，从一号到五号晶体测量的能量辨别率都具有相似的特性，在d=0cm到d=40cm，d=90cm到d=130cm这一段的测量点上，也就是探测器的头部及两侧。我们很轻易看出，这些点的能量辨别率很低，而在50cm到80cm这4个点的能量辨别率是比很好的。我们还可以比较清晰的看出，晶体尾部也就是正对光电倍增管位置处的晶体末端的测量点的康普顿坪很矮，也就是说这些位置处发生康普顿散射截面比较小，而光电效应截面则很大，因此在光电峰处形成的峰，受康普顿散射本底的影响就很小，因此峰形比较窄瘦，故求解得到的能量辨别率好；而远离晶体末端，距离光电倍增管近的地方从图4.1所示可以看到晶体恰好处在发生康普顿散射截面比较大的位置，因此康普顿散射形成的本底变大，而自身光电效应几率变小，因此导致峰形变胖，能量辨别率变差，由于康普顿散射重要集中在光电峰的左侧，因此康普顿散射的本底将抬高光电峰左侧的计数，从而使是峰最大计数的道址往左测偏移，其偏移程度正比于康普顿散射的截面。这些点点受到的康普顿散射少，那么我们测量得到的光电峰就相称对于其他点更高，我们的峰位也更轻易找到。更重要的是我们在求能量辨别率的时候，光电峰变窄了，半高宽变小，因此我们的能量辨别率就更高了。我们在背面用高斯拟合法求能量辨别率的时候需要扣除的本底就越低，那么得到高斯拟合函数就愈加便于计算。下图为康普顿散射对不一样伽马射线能量的角分布图图4.1不一样能量γ射线的散射光子的角分布（极坐标）从图4.1中我们可以看出伴随入射伽马光子的能量增长，散射光子的散射角是变小的，也就是说，在高能伽马射线的状况下，康普顿散射截面小；而低能的伽马射线在散射角度大到80°。也就是说，低能伽马射线的散射角更大。将这个结论拿到我们的试验中来我们会发现，当我们的137Cs源放在闪烁晶体的中间的时候，康普顿散射的散射射线基本都进入了闪烁体，并且通过闪烁体的互相作用和传播，最终被探测到。因此产生的康普顿散射本底就更高，且集中在低能区域。图4.2为源在大尺寸晶体周围测量点的空间位置。图4.2源在大尺寸晶体周围的平移过程示意图（此图为侧视图）当137Cs源平移到探测器尾部的时候，伽马射线进入闪烁体时，与其发生三大效应，由于137Cs源发出的伽马射线能量为0.661MeV,属于低能伽马射线，因此康普顿散射形成的散射光子向最大散射角为大概80°以内的方向射去，我们的源距离探测的探头是有20cm距离的，因此由图4.2可以看出，散射的光子只有很少进入到闪烁体的。也就是说我们在箱体尾部探测伽马射线时，受到的康普顿散射影响最小。我们探测的重要是由于光电效应的产生的光电子，最终形成的能谱曲线中，形成的光电峰变瘦，愈加利于我们探测。当137Cs在箱体中间（不辨别箱体上下），从图中可以看出来，不管是能量高的伽马射线还是低能伽马射线，所发生的康普顿散射射线都会从入射方向两边的散射角0°到80°之间进入到闪烁体，最终被探测到。而我们最终得到的能谱就会看到，在这些点上的康普顿坪会愈加高。在此作用下，我们真正需要探测的光电峰却往左移了，我们在计算峰位的时候，峰位也会左移。在用高斯拟合求能量辨别率，我们扣除本底后得到的高斯分布也不是原则的高斯分布，最终在计算半高宽的时候得出的半高宽很大。，因此能量辨别率会变差。这样探测器探测的误差会很大的。而232Th源的状况下，由于伽马射线能量较高2.62MeV，因此不管是在那个方向受到的康普顿散射影响都比较小，不过在箱体尾部的时候，这种高能量辨别率的特性也是很明显的体现出来，其作用机理与137Cs相似，这里就不做复述。4.4试验成果设计了源响应试验编写了求解能量辨别率与峰位的函数，并对测量得到的谱线进行了数据分析根据不一样源位置测量得到的能量辨别率与峰位，分析了大尺寸晶体对于高下能放射源的响应特性。通过伽马射线与物质的互相作用原理，解释了能量辨别率与峰位发生变化的本源，为后期的航空伽马能谱曲线的合成提供了技术支撑。从本研究可以得出伽马射线在晶体中不是一次性完全吸取，而需要多次散射后才能抵达探头。4.5试验设计研究意义本试验通过对大尺寸的NaI晶体的这一特性的研究，对后来研究大晶体闪烁探测器打下铺垫。目前的闪烁探测器只合用于探测低能伽马射线，但愿通过我的这个试验可以对航空噶么能谱仪的谱线合成提供研究协助。航空伽马能谱测量（airbornegamma-rayspectrometrysurvey）是航空放射性测量中使用的措施，是将航空伽马能谱仪系统安装在飞机或其他飞行器中，测量放射性元素钾、铀、钍等的能谱含量的措施，一般与航空磁测、航空电磁测量共同构成综合站同步测量。航空放射性测量（airborneradioactivesurvey）是航空物探的一种重要措施，是将航空放射性仪系统安装在飞机或其他飞行器中，测量放射性元素含量的措施。航空放射性测量均使用航空伽马能谱仪系统进行测量，故航空放射性测量与航空伽马能谱测量往往通用。因此也会有助于航空物探的发展，伴随矿产资源供需矛盾的突出，国家和社会对航空物探的需求迅速增大，航空物探技术将得到迅速发展。发展我国航空物探技术的战略目的是:建立完整的航空物探技术体系，明显提高航空物探探测系统对目的物的辨别率和探测深度，形成强大的系统研发和勘查能力，实现资源由地表到地下的迅速、高效、多尺度、大深度的立体探测，满足国家资源勘查和国防建设对航空物探技术的需求，我国航空物探技术总体到达国际先进水平。伽马射线进入大尺寸闪烁晶体的时候，低能的时候会与闪烁晶体发生光电效应和康普顿效应，高能有也许发生电子对效应。闪烁探测器探测的时候，重要从这三种效应入手。而我们懂得对于低能（0-几百KeV）伽马射线是光电吸取占优势，对于高能的伽马射线（5-10MeV以上）电子对效应占优势，而康普顿效应是介于以上两种之间的状况的整个能量范围内都也许发生的过程。据我们所理解作用介质的原子序数对这三种作用的相对几率有明显的影响。其中变化最为明显的是光电吸取截面，它的大小随Z4.5而变化。因此我们优先选用的互相作用形式是光电吸取。探测的就是有光电效应产生的光电子，在谱线中形成的光电峰（全能峰）。对于航空伽马能谱仪的五条晶体对伽马射线的能量响应研究，由于上面一条晶体是三面在外部可测，仅有一面是与下面的晶体相连的，进入的射线也许由于受到康普顿效应的影响，以至于能量分散，故辨别率差，四号五号同理。不管是137Cs放射源还是232Th放射源放在尾部时的能量辨别率更好，尤其是上测和下测合成谱线。这是由于康普顿效应在角度为0度是是最弱的，也就是说几乎没有了康普顿效应的影响，分散的能量就越少，通过晶体后得到的能量就越集中，因此得到的封也就越窄，即是能量辨别率越好，由于η=ΔEE=EVpVp当137Cs源平移到探测器尾部的时候，伽马射线进图闪烁体时，与其发生三大效应，由于137Cs源发出的伽马射线能量为0.661MeV,属于低能伽马射线，因此康普顿散射形成的散射光子向散射角大概为80°以内方向射去，我们的源距离探测的探头是有20cm距离的，因此由图4.2可以看出，散射的光子只有很少进入到闪烁体的。也就是说我们在箱体尾部探测伽马射线时，受到的康普顿散射影响最小。我们探测的重要是由于光电效应的产生的光电子，最终形成的能谱曲线中，光电峰也是最才会最精确。当137Cs在箱体中间（不辨别箱体上下），从图中