Celková absorpční spektroskopie - Total absorption spectroscopy

Hypotetický rozpad beta pozorovaný detektory s vysokým rozlišením (hlavně germania) a TAS. Při měření pomocí TAS došlo ke změně filozofie. U detektoru germania (Ge) jsou viditelné energetické vrcholy odpovídající jednotlivým gama, ale detektor TAS dává spektrum úrovní naplněných rozpadem (ideální TAS). Detektor TAS má menší rozlišení, ale vyšší účinnost.

Celková absorpční spektroskopie je měřicí technika, která umožňuje měření gama záření emitovaného různými jadernými přechody gama, ke kterým může docházet v dceřiném jádru poté, co se jeho nestabilní rodič rozpadl pomocí procesu beta rozpadu.[1] Tuto techniku ​​lze použít pro rozpad beta studie týkající se měření krmení beta v okně úplného rozpadu energie pro jádra daleko od stability.

Je implementován speciálním typem detektor „celkový absorpční spektrometr„(TAS), vyrobený z a scintilátor krystal, který téměř úplně obklopuje aktivitu, která má být měřena, pokrývající pevný úhel přibližně 4π. V ideálním případě by také měla být dostatečně silná, aby měla vrchol účinnost téměř 100%, tímto způsobem je jeho celková účinnost také velmi blízká 100% (to je jeden z důvodů, proč se tomu říká „celková“ absorpční spektroskopie). Nakonec by měl být slepý vůči jakémukoli jinému typu záření. Gama paprsky produkované studovaným rozpadem jsou shromažďovány pomocí fotonásobiče připojený k materiálu scintilátoru. Tato technika může vyřešit problém Pandemoniový efekt.

Při měření pomocí TAS došlo ke změně filozofie. Místo detekce jednotlivých gama paprsků (jako detektory s vysokým rozlišením do), detekuje gama kaskády emitované při rozpadu. Konečné energetické spektrum pak nebude souborem různých energetických špiček pocházejících z různých přechodů (jak lze očekávat v případě detektor germania ), ale soubor vrcholů umístěných na energii, která je součtem různých energií všech gama kaskády emitovaných z každé úrovně. To znamená, že energetické spektrum měřené pomocí TAS bude ve skutečnosti spektrem úrovní jader, kde každý vrchol je úroveň osídlená rozpadem. Jelikož se účinnost těchto detektorů blíží 100%, je možné vidět přísun vysokých úrovní buzení, které detektory s vysokým rozlišením obvykle nevidí. Díky tomu je celková absorpční spektroskopie nejlepší metodou pro měření přísunu beta a poskytuje přesnou intenzitu beta (Jáβ) distribuce pro komplexní schémata rozpadu.

V ideálním případě by bylo měřené spektrum úměrné krmení beta (Jáβ). Ale skutečná TAS má omezenou účinnost a rozlišení, a také Jáβ musí být extrahováno z měřeného spektra, které závisí na odezvě spektrometru. Analýza dat TAS není jednoduchá: získat sílu z naměřených dat, a dekonvoluce by měl být použit proces.

Metoda analýzy dat TAS

Složitou analýzu dat měřených pomocí TAS lze redukovat na řešení lineárního problému:

d = Ri

vzhledem k tomu, že se vztahuje k naměřeným údajům (d) s krmením (i), ze kterého je distribuce intenzity beta Jáβ lze získat.

R je matice odezvy detektoru (což znamená pravděpodobnost, že rozpad, který napájí určitou hladinu, počítá v určitém bin spektra). Funkce R závisí na detektoru, ale také na konkrétním schématu úrovně, které se měří. Aby bylo možné extrahovat hodnotu i z údajů d rovnice musí být obrácena (tato rovnice se také nazývá „inverzní problém ").

To bohužel nelze provést snadno, protože existuje podobná reakce na napájení sousedních úrovní, když jsou na vysokých excitačních energiích, kde je hustota úrovní vysoká. Jinými slovy, jedná se o jeden z tzv „špatně naladěné“ problémy, pro které může několik sad parametrů přesně reprodukovat stejnou sadu dat. Pak najít i, je třeba získat odpověď, pro kterou větvící poměry a je nutná přesná simulace geometrie detektoru. Čím vyšší je účinnost použité TAS, tím nižší bude závislost odezvy na větvících poměrech. Pak je možné zavést neznámé větvící poměry ručně z věrohodného odhadu. Dobrý odhad lze vypočítat pomocí Statistický model.

Pak je postup hledání krmení iterativní: pomocí algoritmus maximalizace očekávání vyřešit inverzní problém,[2] Pak je postup hledání krmení iterativní: pomocí algoritmus maximalizace očekávání vyřešit inverzní problém,[3] krmiva jsou extrahována; pokud nereprodukují experimentální data, znamená to, že počáteční odhad poměrů větvení je chybný a musí být změněn (samozřejmě je možné hrát s dalšími parametry analýzy). Opakováním tohoto postupu iterativně ve sníženém počtu kroků jsou data nakonec reprodukována.

Výpočet větvícího poměru

Nejlepší způsob, jak tento problém vyřešit, je udržovat sadu diskrétních úrovní při nízkých excitačních energiích a sadu binovaných úrovní při vysokých energiích. Sada s nízkými energiemi má být známá a lze ji převzít z databází (například databáze [ENSDF],[4] který má informace z toho, co již bylo změřeno technikou vysokého rozlišení). Sada vysokých energií není známa a nepřekrývá se se známou částí. Na konci tohoto výpočtu bude celá oblast úrovní uvnitř Q-hodnota okno (známé i neznámé) je binned.

V této fázi analýzy je důležité znát interní konverze koeficienty pro přechody spojující známé úrovně. Interní konverzní koeficient je definován jako počet de-excitací prostřednictvím e-emise nad těmi prostřednictvím emise y. Pokud dojde k vnitřní konverzi, EM multipole pole jádra nevedou k emisi fotonu, místo toho pole interagují s atomovými elektrony a způsobují, že jeden z elektronů je emitován z atomu. Gama, která by byla emitována po rozpadu beta, a intenzita γ se odpovídajícím způsobem snižuje: IT = Iγ + Ie− = Iγ (1 + αe), takže tento jev je třeba při výpočtu zohlednit. Rovněž rentgenové paprsky budou kontaminovány těmi, které pocházejí z procesu přeměny elektronů. To je důležité v elektronový záchyt rozpad, protože může ovlivnit výsledky jakýchkoli rentgenově řízených spekter, pokud je vnitřní přeměna silná. Jeho pravděpodobnost je vyšší u nižších energií a vysokých multipolarit.

Jedním ze způsobů, jak získat celou matici rozvětvovacího poměru, je použití statistického jaderného modelu. Tento model generuje matici poměrného větvení se spojením z průměrných hustot úrovní a funkcí průměrné síly gama. Pro neznámou část lze vypočítat průměrné poměry větvení, pro které lze zvolit několik parametrizací, zatímco pro známou část se používají informace v databázích.

Simulace odezvy

Není možné vyrobit zdroje gama, které emitují všechny energie potřebné k přesnému výpočtu odezvy detektoru TAS. Z tohoto důvodu je lepší provést a Simulace Montecarlo odpovědi. Aby byla tato simulace spolehlivá, je třeba přesně modelovat interakce všech částic emitovaných při rozpadu (γ, e− / e +, Auger e, rentgenové paprsky atd.) A geometrii a materiály, které způsobují částice musí být dobře reprodukovány. Musí být zahrnuta také světelná produkce scintilátoru. Způsob provedení této simulace je podrobně vysvětlen v článku D. Cano-Ott a kol.[5] GEANT3 a GEANT4 jsou pro tento druh simulací velmi vhodné.

Pokud scintilátorový materiál detektoru TAS trpí nepřiměřeností v produkci světla,[6] vrcholy produkované kaskádou budou posunuty dále pro každý přírůstek multiplicity a šířka těchto vrcholů se bude lišit od šířky jednotlivých vrcholů se stejnou energií. Tento efekt lze zavést do simulace pomocí hyperbolické scintilační účinnosti.[7]

Simulace světelné produkce rozšíří vrcholy spektra TAS; to však stále nereprodukuje skutečnou šířku experimentálních vrcholů. Během měření existují další statistické procesy, které ovlivňují sběr energie a nejsou zahrnuty v Montecarlo. Výsledkem je další rozšíření experimentálních špiček TAS. Vzhledem k tomu, že vrcholy reprodukované pomocí Montecarla nemají správnou šířku, musí být na simulovanou odezvu použita konvoluce s empirickým rozložením instrumentálního rozlišení.

Nakonec, pokud data, která mají být analyzována, pocházejí z událostí elektronového záchytu, musí být vytvořena simulovaná matice odezvy gama pomocí simulovaných odpovědí na jednotlivé monoenergetické paprsky γ několika energií. Tato matice obsahuje informace týkající se závislosti funkce odezvy na detektoru. Aby byla zahrnuta také závislost na schématu úrovně, která se měří, výše uvedená matice by měla být spletitá s maticí větvícího poměru vypočítanou dříve. Tímto způsobem konečná globální reakce R je získáno.

Pomocné detektory

Při používání techniky TAS je třeba mít na paměti, že pokud jsou jádra krátká poločasy jsou měřeny, bude energetické spektrum kontaminováno gama kaskádami dceřiných jader vznikající v rozpadovém řetězci. Detektory TAS mají obvykle možnost umístit do nich pomocné detektory, aby měřily například sekundární záření Rentgenové záření, elektrony nebo pozitrony. Tímto způsobem je možné označit ostatní složky rozpadu během analýza, což umožňuje oddělit příspěvky pocházející ze všech různých jader (isobarický oddělení).

Detektory TAS ve světě

TAS ve společnosti ISOLDE

V roce 1970 byl na místě použit spektrometr skládající se ze dvou válcových detektorů NaI o průměru 15 cm a délce 10 cm ISOLDE[8]

TAS ve společnosti GSI

Měřicí stanice TAS instalovaná na GSI[9] měl páskový transportní systém, který umožňoval sběr iontů vycházejících ze separátoru (byly implantovány do pásky) a transport těchto iontů ze sběrné polohy do středu TAS pro měření (pomocí pohyb pásky). TAS v tomto zařízení byla vyrobena z válcového krystalu NaI Φ = h = 35,6 cm, s soustředným válcovým otvorem ve směru osy symetrie. Tento otvor byl vyplněn zástrčkovým detektorem (4,7x15,0 cm) s držákem, který umožňoval umístění pomocných detektorů a dvěma válečky pro pásku.

Měřicí stanice Lucrecia

Měřicí stanice Lucrecia, kde lze vidět stínění bíle i paprskovou linii, která dodává radioaktivní druhy.

Tato měřicí stanice instalovaná na konci jedné z ISOLDE paprskové linie, sestává z TAS a páskové stanice.

V této stanici se k uchycení pásky používá paprsková trubka. Paprsek je implantován do pásky mimo TAS, která je poté transportována do středu detektoru pro měření. V této stanici je také možné implantovat paprsek přímo do středu TAS změnou polohy válečků. Druhý postup umožňuje měření exotičtějších jader s velmi krátkými poločasy.

Lucrecia je TAS na této stanici. Je vyroben z jednoho kusu materiálu NaI (Tl) válcovitého tvaru s φ = h = 38 cm (největší, jaký byl kdy vyroben). Má válcovitou dutinu o průměru 7,5 cm, která prochází kolmo k její ose symetrie. Účelem tohoto otvoru je umožnit trubce paprsku dosáhnout měřicí polohy tak, aby páska mohla být umístěna ve středu detektoru. Umožňuje také umístění pomocných detektorů na opačné straně k měření dalších typů záření vyzařovaného aktivitou implantovanou do pásky (rentgenové paprsky, e− / e + atd.). Přítomnost tohoto otvoru však činí tento detektor méně účinným ve srovnání s GSI TAS (celková účinnost Lucrecie je kolem 90% od 300 do 3000 keV). Lucreciino světlo sbírá 8 fotonásobičů. Během měření Lucrecia udržuje měření při celkové rychlosti počítání nepřesahující 10 kHz, aby se předešlo hromadění příspěvků druhého a vyššího řádu.

Kolem TAS je stínící box o tloušťce 19,2 cm vyrobený ze čtyř vrstev: polyethylenu, olova, mědi a hliníku. Účelem je absorbovat většinu vnějšího záření (neutrony, kosmické paprsky a pozadí místnosti).

Viz také

Reference

  1. ^ Rubio, B .; Gelletly, W. (2007). "Celková absorpční spektroskopie" (PDF). Rumunské zprávy z fyziky. 59 (2): 635–654.
  2. ^ Tain, J. L .; Cano-Ott, D. (2007). „Vliv neznámého de-excitačního vzoru při analýze celkových absorpčních spekter β-rozpadu“. Jaderné přístroje a metody ve výzkumu fyziky Sekce A. 571 (3): 719–728. Bibcode:2007 NIMPA.571..719T. doi:10.1016 / j.nima.2006.09.084.
  3. ^ Tain, J. L .; Cano-Ott, D. (2007). „Vliv neznámého de-excitačního vzoru při analýze celkových absorpčních spekter β-rozpadu“. Jaderné přístroje a metody ve výzkumu fyziky Sekce A. 571 (3): 719–728. Bibcode:2007 NIMPA.571..719T. doi:10.1016 / j.nima.2006.09.084.
  4. ^ Vyhodnocený datový soubor jaderné struktury (ENSDF) http://www.nndc.bnl.gov/ensdf/
  5. ^ Cano-Ott, D .; et al. (1999). "Korekce pulzního pileupu velkých absorpčních spekter NaI (Tl) pomocí skutečného tvaru pulzu". Jaderné přístroje a metody ve výzkumu fyziky Sekce A. 430 (2–3): 488–497. Bibcode:1999 NIMPA.430..488C. doi:10.1016 / S0168-9002 (99) 00216-8.
  6. ^ Engelkemeir, D. (1956). "Nelineární reakce NaI (Tl) na fotony". Rev. Sci. Instrum. 27 (8): 589–591. Bibcode:1956RScI ... 27..589E. doi:10.1063/1.1715643.
  7. ^ Cano-Ott, D. (1998). Citovat deník vyžaduje | deník = (Pomoc); Chybějící nebo prázdný | název = (Pomoc)
  8. ^ Duke, C.L .; et al. (1970). "Fenomény silové funkce při rozpadu beta elektronového záchytu". Jaderná fyzika A. 151 (3): 609–633. Bibcode:1970NuPhA.151..609D. doi:10.1016/0375-9474(70)90400-8.
  9. ^ Karny, M .; et al. (1997). „Spojení úplného absorpčního spektrometru s online oddělovačem hmotnosti GSI“. Jaderné přístroje a metody ve výzkumu fyziky Sekce B. 126 (1): 411–415. Bibcode:1997 NIMPB.126..411K. doi:10.1016 / S0168-583X (96) 01007-5.

externí odkazy