Kapitel 7.4: Nachweismethoden für ionisierende Strahlung - PTB
Kapitel 7.4: Nachweismethoden für ionisierende Strahlung - PTB
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<strong>7.4</strong>.1 Übersicht 419<br />
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New York: Academic Press (B)<br />
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1079<br />
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<strong>7.4</strong> <strong>Nachweismethoden</strong> <strong>für</strong> <strong>ionisierende</strong> <strong>Strahlung</strong><br />
<strong>7.4</strong>.1 Übersicht (K. Hohlfeld)<br />
Die hier beschriebenen Verfahren werden bei Aktivitäts- und Quellstärkebestimmungen<br />
radioaktiver Strahlenquellen (7.5), zur Messung von <strong>Strahlung</strong>sfeldgrößen (Energie,<br />
Energiespektrum und Flußdichte von Korpuskular- und Photonenstrahlung, 7.6), beim<br />
Nachweis hochenergetischer Korpuskularstrahlung (7.7) und in der Dosimetrie <strong>für</strong><br />
Strahlentherapie, Diagnostik und Strahlenschutz (7.8) angewandt.<br />
In vielen Fällen reicht die durch einzelne Korpuskeln oder Quanten auf Materie<br />
übertragene Energie aus, um die in geeigneten <strong>Strahlung</strong>sdetektoren ausgelösten Signale<br />
(optisch oder elektrisch) nachzuweisen und nach Verstärkung zu registrieren. Alle zur<br />
Einzelzählung und Energiebestimmung von Korpuskeln und Photonen geeigneten<br />
Detektoren können bei entsprechender Betriebsweise (z. B. durch Strom- oder Ladungsmessung<br />
oder Messung von Impulshäufigkeiten) auch zur Messung von Dosen,<br />
Dosisleistungen und <strong>Strahlung</strong>sfeldgrößen verwendet werden.<br />
In Tab. 7.3 sind die wichtigsten <strong>Strahlung</strong>seffekte zusammengestellt, die bisher <strong>für</strong><br />
Meßverfahren vorgeschlagen, untersucht und angewendet wurden. In den folgenden<br />
Abschnitten werden überwiegend nur die Grundzüge der Meßverfahren beschrieben; <strong>für</strong><br />
Einzelheiten wird auf die Literatur verwiesen.<br />
Allgemeine Literatur über <strong>Nachweismethoden</strong> <strong>für</strong> <strong>ionisierende</strong> <strong>Strahlung</strong>: Attix u.a.. Hrsg. (1966) bis<br />
(1972); Casnati, Hrsg. (1977); Eichholz u. Poston (1980); Hertz, Hrsg. (1966); .laeger u. Hübner,<br />
Hrsg. (1974); Kase u.a.. Hrsg. (1987); Knoll (1992); Neuert (1966); Paic (1988); Reich, Hrsg. (1990);<br />
Sauter(1983)
420 <strong>7.4</strong> <strong>Nachweismethoden</strong> <strong>für</strong> <strong>ionisierende</strong> <strong>Strahlung</strong><br />
Tab. 7.3<br />
Übersicht über <strong>Strahlung</strong>seffekte und darauf beruhende Verfahren zur Bestimmung von<br />
Meßgrößen <strong>für</strong> <strong>Strahlung</strong>squellen, <strong>Strahlung</strong>sfelder und <strong>Strahlung</strong>sanwendungen<br />
<strong>Strahlung</strong>seffekt<br />
Meßeinrichtung<br />
oder Meßverfahren<br />
Messung der<br />
<strong>Strahlung</strong>squelle<br />
Messungen des<br />
<strong>Strahlung</strong>sfeldes<br />
Messung<br />
von<br />
Dosen<br />
00<br />
c<br />
" .2 c<br />
c<br />
<strong>7.4</strong>.2 Nachweis mittels Ionisation in Gasen 421<br />
kammern geführt. Für die Dosimetrie stellen sie die wichtigste Methode dar. Bei den<br />
Kammern <strong>für</strong> Dosis- und Dosisleistungsmessungen läßt sich der Meßbereich in weiten<br />
Grenzen durch die Wahl des lonisationsvolumens, der Gasdichte und des Strom- oder<br />
Ladungsbereiches ändern. In Tab. <strong>7.4</strong> sind <strong>für</strong> einige Anwendungsbereiche typische<br />
Werte des Kammervolumens, der zu messenden Dosisleistungen und der lonisationsströme<br />
zusammengestellt.<br />
Tab. <strong>7.4</strong> Typische Werte des Kammervolumens, der zu messenden Dosisleistungen und<br />
der lonisationsströme <strong>für</strong> verschiedene Anwendungen (OD Ortsdosisleistung)<br />
Anwendung Kammervolumen Dosisleistung") lonisationsin<br />
cm'<br />
strom in A<br />
Umgebungsstrahiung 10" und mehr") lOOnSv/h 10 bis 10 "<br />
Strahlenschutz (OD) 10^ bis 10' 10 bis lOOOnSv/h 10 "bis 10 "<br />
Diagnostik 1 bis 5 0,1 Gy/min ca. 10 "<br />
Therapie 0,1 bis 0,5 1 Gy/min ca. 10<br />
Weichstrahl-Therapie 0,03 bis 0,1 10 Gy/min ca. 10<br />
Photonen-Äquivalentdosisleistung (s. 7.8.1.8) bzw. Wasser-Energiedosisleistung (s. 7.8.1.2).<br />
'') Druckkammern bis 25 bar.<br />
Meßprinzip Die Ionisationskammer wird durch ein von zwei Elektroden begrenztes<br />
Gasvolumen dargestellt. Bestrahlt man dieses mit <strong>ionisierende</strong>r <strong>Strahlung</strong>, so fließt beim<br />
Anlegen einer Spannung ein elektrischer Strom, der durch Wanderung der gebildeten<br />
Gasionen im elektrischen Feld erzeugt wird. Der Strom ist der durch die <strong>Strahlung</strong> im<br />
Gas absorbierten <strong>Strahlung</strong>sleistung direkt proportional, wenn keine Gasverstärkung<br />
und keine Rekombination (s. <strong>7.4</strong>.2.2) stattfindet. Der Proportionalitätsfaktor ist der<br />
Quotient Wje, die mittlere Energie zur Erzeugung eines lonenpaares geteilt durch die<br />
Elementarladung (in Luft 33,97 V).<br />
Bauformen von Ionisationskammern Für die verschiedenen Anwendungen werden<br />
typische Formen von Ionisationskammern verwendet (Fig. 7.35).<br />
Als Primärnormaldosimeter, d.h. zur Realisierung der Einheiten der Freiluft-<br />
Meßgrößen Luftkerma und Standard-Ionendosis, werden bei Röntgenstrahlung bis zu<br />
400kV Erzeugungsspannung Parallelplattenkammern („Freiluftkammern"), bei<br />
'"Cs- und ®°Co-GammastrahIung zylindrische oder kugelförmige Kompakt kammern<br />
aus Graphit sowie flache zylindrische Kammern („pill box") mit den ebenen<br />
Flächen senkrecht zur Strahlachse und Volumina bis zu mehreren cm^ verwendet<br />
(Niatel u. a. (1975), Chartier u. a. (1975), Engelke u. a. (1988)). Für die Absolutbestimmung<br />
der Energiedosen an der Oberfläche und im Innern von Phantomen sind in<br />
verschiedenen Ausführungen <strong>für</strong> die verschiedenen Strahlenarten Extrapolationskammern<br />
entwickelt worden.<br />
Extrapolationskammern <strong>für</strong> Elektronen s. z.B. Loevinger u. Trott (1966),<br />
Markus (1975); <strong>für</strong> Betastrahlung s. 7.8.5.1, Anwendung auf weiche und harte<br />
Röntgenstrahlung sowie Betastrahlung s. Böhm u. Schneider (1986).<br />
Ais Gebrauchsdosimeter in der Therapie herrschen zylindrische Kompaktkammern<br />
(„Fingerhutkammern") und Flachkammern vor, letztere werden vor<br />
allem in der Weichstrahl- und der Elektronendosimetrie verwendet.
422 <strong>7.4</strong> <strong>Nachweismethoden</strong> <strong>für</strong> <strong>ionisierende</strong> <strong>Strahlung</strong><br />
5<br />
Hl<br />
Ii<br />
Fig. 7.35 Bauformen von Ionisationskammern<br />
Für Primärnormal-Meßeinrichtungen: a) Parallelplattenkammer, b) Kugelkammer, c) Zylinderkammer,<br />
d) flache Zylinderkammer, e) Extrapolationskammer<br />
Für Gebrauchsdosimeter: f) Kompaktkammer (Fingerhutkammer), g) Flachkammer, h) Kondensatorkammer,<br />
i) Stabdosimeter, j) Dosisflächenprodukt-Ionisationskammer, k) Schacht-Ionisationskammer<br />
Eine besonders geringe Energieabhängigkeit des Ansprechvermögens bei hochenergetischer<br />
Elektronenstrahlung kann mit kleinen Ionisationskammern erzielt werden, bei denen die Luft im<br />
lonisationsvolumen durch eine dielektrische Flüssigkeit ersetzt ist. Über Erfahrungen mit<br />
Flüssigkeitsionisationskammern berichten Johansson u. Svensson (1982).<br />
Ionisationskammern im Strahlenschutz behaupten sich gegenüber Zählrohren<br />
oder Szintillatoren wegen ihrer Zuverlässigkeit, der geringen Energieabhängigkeit des<br />
Ansprechvermögens und der Verwendbarkeit bei niedrigen Energien (DIN 6818, Teil 4<br />
(1993)). Kammern in Kugelform zeichnen sich vor allem durch geringe Richtungsabhängigkeit<br />
aus (s. Kemp u. Read (1968)). Als Personendosimeter sind Kondensatorkammern<br />
in Form von Stabdosimetern weit verbreitet (DIN 6818 Teil 2 (1992)).<br />
In der Röntgendiagnostik soll die Strahlenexposition von Patienten möglichst klein<br />
gehalten werden. Ein Maß da<strong>für</strong> ist das Dosisflächenprodukt (s. 7.8.2.3); zu seiner<br />
Messung wurden in Form flacher Durchstrahlungs-Ionisationskammern Dosisflächenprodukt-Messer<br />
entwickelt (DIN 6819 (1984)).<br />
An Dosimeter mit Ionisationskammern zu stellende Anforderungen sind in 7.8.4.6<br />
beschrieben.<br />
Weitere Anwendungsgebiete finden Ionisationskammern bei der Messung relativer Aktivitäten<br />
(s. 7.5.4.4) und beim Nachweis hochenergetischer Korpuskularstrahlung (s. 7.7).<br />
Messung der lonisationsströme Die Messung der häufig sehr kleinen Gleichströme oder<br />
der entsprechenden Ladungen stellt hohe Anforderungen an die Isolation der Elektroden<br />
und an das Meßkabel; um Leckströme so klein wie möglich zu halten, werden die
<strong>7.4</strong>.2 Nachweis mittels Ionisation in Gasen 423<br />
Meßelektroden oft nach dünner Isolation mit einer Schutzelektrode auf dem gleichen<br />
Potential, die Meßleitungen im Kabel mit einer entsprechenden Schutzhülle umgeben.<br />
Genaue Stromessungen werden durch Ent- oder Aufladung eines Kondensators oder<br />
durch Messung des Spannungsabfalls an einem hohen Widerstand ausgeführt. Präzisionsmessungen<br />
von lonisationsströmen mit rückgekoppelten Elektrometerverstärkern<br />
beschreibt Loevinger (1966); ein Strommeßsystem nach der Auflademethode <strong>für</strong><br />
Ströme bis herab zu 10 A wurde von Böhm (1976) entwickelt.<br />
7,4.2.2 Nichterreichen der Sättigung<br />
Auf dem Weg zu den Elektroden stoßen die Ionen mehrmals mit anderen Ladungsträgern<br />
zusammen, wobei es zu Rekombinationen kommen kann. Erhöht man die angelegte<br />
Kammerspannung U und damit die Feldstärke, so nimmt die Wahrscheinlichkeit zur<br />
Rekombination ab. Die Strom-Spannungscharakteristik einer Ionisationskammer zeigt<br />
bei kleinen Spannungen einen linearen Anstieg des Stroms (Ohmscher Bereich), der<br />
später schwächer wird und sich schließlich, wenn die Rekombinationsverluste vernachlässigbar<br />
werden, einem Grenzwert, dem Sättigungsstrom nähert (Fig. 7.36). Die<br />
Sättigungsspannung U^ hängt von der lonendosisleistung ab.<br />
Fig. 7.36<br />
Der lonisationsstrom I in Abhängigkeit von der<br />
Kammerspannung U erreicht seinen Sättigungswert<br />
h bei der Sättigungsspannung f,. f/, steigt mit der<br />
Dosisleistung etwas an, s. Kurven (1) und (2)<br />
Der gemessene lonisationsstrom / ist mit einem Korrektionsfaktor k zu multiplizieren,<br />
um den Wert bei Sättigung zu erhalten. Vielfach wird auch mit dem als Sättigungsgrad/<br />
(collection efficiency) bezeichneten Kehrwert/= 1/fc gerechnet. Dabei ist/das Verhältnis<br />
der gesammelten Ladung zur erzeugten Ladung.<br />
Physikalische Ursachen Drei physikalische Ursachen tragen dazu bei, daß vollständige Sättigung<br />
nicht erreicht wird (ausführliche Darstellung s. Boag (1987)):<br />
- Häufigste Ursache ist die Volumenrekombination der durch Diffusion im lonisationsvolutnen<br />
homogen verteilten Ladungsträger. Der Sättigungsverlust ist <strong>für</strong> kontinuierliche <strong>Strahlung</strong><br />
proportional zur gemessenen lonendosisleistung/und zum Quadrat des Kehrwertes der Feldstärke<br />
Bei gepulster <strong>Strahlung</strong> ist die Volumenrekombination proportional zu der je Puls erzeugten<br />
Dosis und umgekehrt proportional zur Feldstärke. Dabei ist vorausgesetzt, daß die Pulsdauer sehr<br />
viel kürzer als die Laufzeit der Ladungsträger im lonisationsvolumen und die Zeitabstände<br />
zwischen den Pulsen größer als die Laufzeit sind.<br />
- AlsAnfangsrekombination wird die Rekombination der getrennten Ladungsträger längs der<br />
Bahn eines geladenen Teilchens bezeichnet, wobei die Ladungsträger in Anhäufungen („cluster")<br />
auftreten. Die Anfangsrekombination hängt von der Dichte der Ionisierung längs der Bahn der<br />
Teilchen, d. h. von LET (s. 7.1.3.3) ab; sie hängt daher - im Gegensatz zur Volumenrekombination<br />
- nicht von der Dosisleistung ab. In Kammern mit parallelen Elektroden ist die Anfangs-
424 <strong>7.4</strong> <strong>Nachweismethoden</strong> <strong>für</strong> <strong>ionisierende</strong> <strong>Strahlung</strong><br />
rekombination dem Kehrwert der elektrischen Feldstärke (E=U/d,d ist der Elektrodenabstand)<br />
proportional. Sie nimmt nur bei Feldstärken kleiner als 4 V/cm Werte an, die berücksichtigt werden<br />
müssen, z. B. bei den großen, zur Realisierung der Einheit der lonendosis benutzten Freiluftkammern.<br />
- Beider Rekombination durch Diffusiongelangt ein Teil der Ladungsträger durch Diffusion<br />
gegen die Richtung des angelegten Feldes zur „falschen" Elektrode. Dieser Beitrag zur Rekombination<br />
hängt von der angelegten Kammerspannung U, dagegen nicht von der Feldstärke E ab. Die<br />
Diffusion trägt nur bei kleinen Spannungen (weniger als lOV) und kleinen Plattenabständen<br />
(kleiner als 1 cm) merklich zu Sättigungsverlusten bei.<br />
Die Feldstärke, bei der Sättigung erreicht wird, ist um so größer, je größer die<br />
lonisierungsdichte und je höher der Gasdruck ist. Wegen der geringeren Rekombination<br />
zwischen Elektronen und positiven Ionen ist in reinen Edelgasen und in reinem<br />
Stickstoff Sättigung leichter zu erreichen als in elektronegativen Gasen, die durch<br />
Anlagerung von Elektronen zur Bildung negativer Molekülionen neigen. Bei a-Strahlen<br />
sind wegen der hohen lonendichte längs der Bahnen zur Vermeidung der Rekombination<br />
wesentlich höhere Feldstärken erforderlich als bei Elektronen, vor allem dann,<br />
wenn die Bahnen in Richtung der Feldlinien verlaufen. Bei Hochdruck-Ionisationskammern,<br />
wie sie zur Messung niedriger Dosisleistungen in Luft (Umgebungsstrahlung)<br />
verwendet werden, ist bei Verwendung elektronegativer Gase (Sauerstoff) auch<br />
bei den höchsten, praktisch erreichbaren Feldstärken keine Sättigung zu erzielen; meist<br />
wählt man reinen Stickstoff.<br />
Näherungsformeln Die folgenden Formeln liefern Korrektionsfaktoren <strong>für</strong> Sättigungsdefizite<br />
kleiner als etwa 10% und planparallele Ionisationskammern bei kontinuierlicher <strong>Strahlung</strong> {D in<br />
Gy/s, Elektrodenabstand d in mm, U in V):<br />
A:, = 1 + 2,4 bd^/U^ <strong>für</strong> Volumenrekombination (7.63)<br />
K=\ ^ 0,0044 djU <strong>für</strong> Anfangsrekombination (7.64)<br />
ki = \ + 2 kaT/eU <strong>für</strong> Rekombination durch Diffusion (7.65)<br />
Gl. (7.63) <strong>für</strong> die Volumenrekombination stellt den gewöhnlich zu benutzenden Korrektionsfaktor<br />
dar (vgl. 7.8.4.2). Der in Gl.(7.64) <strong>für</strong> die Anfangsrekombination aufgeführte<br />
Zahlenwert 0,0044 gilt <strong>für</strong> Röntgenstrahlung mit Erzeugungsspannungen größer als 120 kV und hat<br />
nur <strong>für</strong> Werte der elektrischen Feldstärke f//£/
<strong>7.4</strong>.2 Nachweis mittels Ionisation in Gasen 425<br />
Für die Volumenrekombination durch gepulste <strong>Strahlung</strong> gilt unter den oben angegebenen<br />
Voraussetzungen;<br />
k,= \+ 0,54 D^d^/U (7.68)<br />
mit Dj in mGy (je Strahlimpuls).<br />
Die Rekombination bei gepulster <strong>Strahlung</strong> <strong>für</strong> Ionisationskammern mit planparallelen Elektroden<br />
wurde von Geiger u. a. (1980) untersucht, <strong>für</strong> zylindrische Ionisationskammern von Boag u.<br />
Currant (1980), der Einfluß der Luftfeuchte von Takata (1994).<br />
Experimentelle Ermittlung des Sättigungsstroms Dazu wird bei kontinuierlicher<br />
<strong>Strahlung</strong> \/I gegen bei gepulster <strong>Strahlung</strong> gegen \/U aufgetragen. Die<br />
Extrapolation von bzw. \/U gegen Null ergibt als Ordinatenabschnitt den Wert<br />
l//s. Dies beruht darauf, daß der Kehrwert \/I in der Nähe der Sättigung linear<br />
verläuft.<br />
Vereinfacht wird dies bei der Zwei-Spannungen-Methode (Boag u. Currant<br />
(1980), Almond (1981), Attix (1984)). Bei den Kammerspannungen {/, und U2 (C/, ist<br />
die gewöhnlich benutzte Betriebsspannung) werden bei konstanter Dosisleistung und<br />
unveränderter geometrischer Anordnung die zugehörigen lonisationsströme I\ und I2<br />
bzw. die Anzeigen M\ und M2 gemessen. Das Verhältnis U^/Ui sollte größer oder gleich<br />
drei sein. Bei unbekannten Kammern empfiehlt es sich, die Linearität durch Aufzeichnen<br />
der Funktionen zu überprüfen. Ist Linearität gegeben, dann genügen zwei Punkte auf<br />
der Kurve 1/M über 1/(7 bzw. 1/t/^, um den Wert l/Mg des Anzeigewertes <strong>für</strong> Sättigung<br />
zu bestimmen (Derikum u. Koos (1993)).<br />
Aus der Gleichung einer Geraden durch zwei Punkte ergibt sich der Korrektionsfaktor k^,<br />
- <strong>für</strong> kontinuierliche <strong>Strahlung</strong><br />
- <strong>für</strong> gepulste <strong>Strahlung</strong><br />
k^ = MJM, = , (7.70)<br />
jeweils gültig bis zu etwa = 1,05, in Näherung auch noch bis etwa 1,10.<br />
Für gepulste und periodisch abgelenkte Elektronenstrahlung („pulsed scanning beam"-<br />
oder „pulsed swept beam"-Technik) kann bei der Zwei-Spannungen-Methode k^ nach einer<br />
quadratischen Gleichung berechnet werden, deren Koeffizienten von [/i/t/2 abhängen (Weinhous<br />
u- Meli (1984), s. auch DIN 6800 Teil 2 (1996); Kurvendarstellung s. Boag (1982)).<br />
<strong>7.4</strong>.2.3 Zählrohre<br />
Zählrohre unterscheiden sich von Ionisationskammern durch die unten beschriebene<br />
Vervielfachung der im Gasraum erzeugten Ladungen. Sie stehen heute in bestimmten<br />
Anwendungsbereichen in Konkurrenz zu Szintillations- und Halbleiterdetektoren; vor<br />
allem in der Strahlenschutzmeßtechnik dürften sie aber ihren Platz behaupten. Sie<br />
erlauben den Bau von preiswerten, robusten und häufig tragbaren Geräten mit einfacher<br />
Nachweiselektronik. Da Zählrohre in verschiedenen Ausführungen von der Industrie<br />
angeboten werden, kommt der Eigenbau nur noch selten in Frage. Die Wirkungsweise<br />
der Zählrohre<br />
ist zwar recht gut bekannt, doch ist es kaum möglich, ihr Ansprechvermögen<br />
<strong>für</strong> verschiedene Strahlenarten und die Energieabhängigkeit des Ansprechvermö-
426 <strong>7.4</strong> <strong>Nachweismethoden</strong> <strong>für</strong> <strong>ionisierende</strong> <strong>Strahlung</strong><br />
gens zu berechnen. Obwohl im äußeren Aufbau kein prinzipieller Unterschied besteht,<br />
unterscheidet man je nach Arbeitsweise Proportionalzählrohre (s. <strong>7.4</strong>.2.4) und Auslösezählrohre<br />
(s. <strong>7.4</strong>.2.5).<br />
Physikalische Grundlagen Zählrohre werden meist als zylindrische Anordnung mit<br />
einem dünnen Zähldraht als Anode ausgeführt. Sie sind mit Gasen gefüllt, die keine<br />
Elektronen anlagern, z. B. Argon. Der Betrag der Feldstärke E im Abstand r von der<br />
Achse des Zähldrahtes bei Anlegung der Spannung U ist durch die Gleichung<br />
£W=C//[r In (r>i)] (7.71)<br />
gegeben, wobei r^ und r, die Radien der äußeren bzw. inneren Elektrode bedeuten. Die<br />
Feldstärke nimmt nur in der Nähe des Drahtes hohe Werte an.<br />
200 400<br />
Zählrohrsponnung-<br />
V 1200<br />
Fig.7.37<br />
Ladungs- oder Spannungsamplitude eines Zählrohres<br />
in Abhängigkeit von der Zählrohrspannung<br />
Es lassen sich sechs Bereiche unterscheiden (s. Text)<br />
von denen der Proportionalbereich 3 und der Auslösebereich<br />
5 <strong>für</strong> Zählrohre nutzbar sind. Die Ordinate<br />
erstreckt sich über mehrere Zehnerpotenzen<br />
In Fig. 7.37 ist (nicht maßstäblich) die gemessene Impulshöhe beim Durchgang eines Teilchens<br />
durch ein Zählrohr in Abhängigkeit von der angelegten Spannung aufgetragen:<br />
Im Rekombinationsbereich 1 wird infoige Rekombination nur unvollständige Ladungssammlung<br />
erzielt. Im lonisationskammerbereich 2 werden bei Spannungen, die zur Sättigung<br />
ausreichen, alle Ladungen gesammelt, die das Primärteilchen erzeugt hat (Primärladungen).<br />
Im Proportionalbereich 3 setzt die Verstärkung der Primärladungen durch Stoßmultiplikation<br />
ein, weil die Feldstärke in Anodennähe einen Wert erreicht, bei dem die in Richtung auf die<br />
Anode beschleunigten Elektroden auf der freien Weglänge zwischen zwei Stößen mit den<br />
Gasmolekülen so viel Energie gewinnen, daß sie selbst wieder zu ionisieren vermögen. Die<br />
Gasverstärkung ist im Bereich bis etwa 10' von der primären Ladungsträgerzahl unabhängig.<br />
Die Elektronenlawine, die von einer primären Ionisation herrührt, ist auf einen sehr kleinen<br />
Abschnitt des Anodendrahtes beschränkt. Es besteht keine Wechselwirkung zwischen den<br />
Elektronenlawinen verschiedener Primärionisationen, alle Lawinen sind etwa gleich groß. Damit<br />
ist der Ladungsimpuls durch gleichzeitig entstandene Lawinen proportional der Zahl der durch das<br />
Primärteilchen erzeugten lonenpaare.<br />
Im beschränkten Proportionalbereich 4 führt die starke Raumladungswolke um den Draht<br />
zu einer Abschwächung der Feldstärke, was zur Folge hat, daß die Gasverstärkung von der Größe<br />
der Primärionisation abhängt. Dieser Bereich ist <strong>für</strong> Messungen nicht geeignet.<br />
Im Auslösebreich („Geiger-Müller-Bereich") 5 wird bei weiter erhöhter Zählrohrspannung<br />
ein kritischer Wert der Gasverstärkung in der primären Lawine überschritten. Im wesentlichen<br />
durch Photonenstrahlung aus der ursprünglichen Elektronenlawine werden im Zählvolumen oder<br />
in der Kathode weitere Ladungsträger ausgelöst. Die Entladung breitet sich entlang des<br />
Zähldrahtes aus. Dadurch wird die gemessene Impulshöhe von der Primärladung unabhängig. Die<br />
Entladung bricht nicht mehr von selbst ab. Der Löschvorgang ist unter <strong>7.4</strong>.2.5 beschrieben.
<strong>7.4</strong>.2 Nachweis mittels Ionisation in Gasen 427<br />
Im Bereich der selbständigen Entladung 6 steigt die Höhe der Ladungsimpulse mit der<br />
Spannung weiter an und Sekundärprozesse, die das „Weiterbrennen" der Entladung bewirken,<br />
werden zunehmend wahrscheinlicher. Da hierdurch das Zählrohr zerstört werden kann, sind diese<br />
Zählrohrspannungen zu vermeiden.<br />
Die Form des Ladungsimpulses wird anfänglich durch die Ladungssammelzeiten<br />
<strong>für</strong> die Ionen bestimmt. Der Anstieg ist <strong>für</strong> Proportionalzählrohre und <strong>für</strong> Auslösezählrohre<br />
praktisch gleich, die größere Raumladung bei Auslösezählrohren hat noch keinen<br />
Einfluß. Da die Stoßmultiplikation innerhalb eines Abstandes weniger freier Weglängen<br />
vom Zähldraht erfolgt, ist der Beitrag der Elektronen zum Gesamtimpuls gering<br />
(< 10%). Trotz der geringen Beweglichkeit der positiven Ionen erhält man einen<br />
schnellen Impulsanstieg, da die Ionen bei der hohen Feldstärke in Anodennähe in kurzer<br />
Zeit eine große Potentialdifferenz durchlaufen. Der weitere Verlauf wird durch die<br />
Zeitkonstante des externen Meßkreises bestimmt. Zum Nachweis wird der steile Anstieg<br />
des Impulses ausgenutzt. Als Differentiationszeitkonstante im Linearverstärker wählt<br />
man ca. 10 ^s.<br />
Totzeit (s. Fig. 7.38) ist bei Auslösezählrohren die Zeitspanne nach dem Beginn des<br />
Impulses, während der das Zählrohr durch die vorangegangene Ionisation auf weitere<br />
einfallende <strong>Strahlung</strong> nicht anspricht. Die Erholzeit ist die Zeit, nach der die<br />
Impulshöhe wieder ihre volle Höhe annehmen kann. Unter der Auflösungszeit<br />
versteht man die Zeit, nach welcher ein der vorangegangenen Ionisation folgender<br />
Impuls die Ansprechschwelle des Nachweisgerätes erreicht. Diese Zeit gehört nicht zu<br />
den eigentlichen Zählrohrdaten, weil sie von der jeweiligen Schaltung des Nachweisgerätes<br />
abhängt.<br />
/% als<br />
.erholt" geltend<br />
U, Uk U, Ui ü<br />
Fig. 7 .38 Zeitlicher Verlauf der Impulse eines Auslösezählrohres<br />
Erläuterung der Begriffe Totzeit, Auflösungszeit<br />
und Erholzeit<br />
Fig. 7.39 Gemessene Impulsraten n in Abhängigkeit<br />
von der Zählrohrspannung U eines Auslösezählrohres<br />
(Zählrohrcharakteristik)<br />
£/o ist die Startspannung, Uj, die empfohlene<br />
Betriebsspannung <strong>für</strong> das Zählrohr, die<br />
Indizes A und E stehen <strong>für</strong> Anfang und<br />
Ende des Plateaus<br />
Die Kenn- und Betriebsdaten eines Auslösezählrohres (Zählrohrcharakteristik) sind<br />
'n Fig. 7.39 dargestellt. Um ein Zählrohr zu prüfen und die günstigste Betriebsspannung<br />
zu ermitteln, nimmt man bei konstanter <strong>Strahlung</strong>sleistung die Anzahl n der in einer<br />
vorgegebenen Zeit t abgegebenen Impulse in Abhängigkeit von der Spannung U auf.<br />
^an erhält eine als Charakteristik des Zählrohres bezeichnete Kurve. Unterhalb einer<br />
durch die Ansprechschwelle des Zählgerätes gegebenen Spannung werden keine Impulse
428 <strong>7.4</strong> <strong>Nachweismethoden</strong> <strong>für</strong> <strong>ionisierende</strong> <strong>Strahlung</strong><br />
registiert, darüber steigt n mit der Spannung zunächt steil, dann sehr langsam, und<br />
schließlich wieder steil an.<br />
Startspannung ist die bei einem vorgegebenen Arbeitswiderstand minimal erforderliche<br />
Betriebsspannung zur Erzielung von Zählimpulsen mit einer vorgegebenen Spannungsimpulshöhe<br />
(z. B. 1 V); beim Auslösezählrohr ist sie von der Energie des <strong>ionisierende</strong>n Teilchens unabhängig.<br />
Betriebsspannung t/fl ist die Spannung, bei der das Zählrohr betrieben werden soll. Sie liegt in<br />
dem Plateau, in dem die Implulsrate weitgehend unabhängig von der Zählrohrspannung ist.<br />
Sofern nicht anders angegeben, wird das Plateau bei einer Impulsrate von 100 s ' gemessen.<br />
Die Plateaulänge erstreckt sich von der Plateau-Anfangsspannung U/^ bis zur Plateau-<br />
Endspannung U^. Oberhalb von U^ steigt die Zählrohrcharakteristik infolge des Auftretens<br />
selbständiger Entladung wieder an.<br />
Die mittlere Plateausteigung ist gegeben durch<br />
(7.72)<br />
Bei einem guten Zählrohr erstreckt sich das Plateau über mehr als 100 V und die Plateausteigung<br />
beträgt nur wenige Prozent <strong>für</strong> 100 V Spannungsänderung. Außerdem besitzt das Zählrohr eine<br />
kurze Totzeit (typisch 100 ns) und eine niedrige Einsatzspannung.<br />
<strong>7.4</strong>.2.4 Proportionalzählrohre<br />
Die Impulshöhe ist wegen der geringeren Ladungsmultiplikation sehr viel kleiner als<br />
beim Auslösezählrohr und erfordert eine hohe elektrische Verstärkung. Um <strong>für</strong> alle<br />
Stellen des Zähldrahtes gleiche Gasverstärkung zu erhalten, muß dieser einen kreisrunden<br />
und über die gesamte Länge gleichmäßigen Querschnitt besitzen. Feldverzerrungen<br />
an den Enden des Zähldrahtes verschlechtern die Eigenschaften; sie können durch zwei<br />
die Drahtenden konzentrisch umgebende Feldröhrchen vermindert werden, die auf ein<br />
dem Abstand vom Zähldraht entsprechendes Potential gelegt werden. Typische Gasfüllungen<br />
(Druck zwischen 1 und 500 kPa) bestehen z. B. aus Mischungen mit Partialdrucken<br />
von 90% Argon und 10% Methan (oder CO2) oder 96% Helium und 4%<br />
Isobutan. Die Zusatzgase dienen zur Herabsetzung der mittleren Geschwindigkeit der<br />
Elektronen und erlauben eine höhere Gasverstärkung. Verunreinigungen des Füllgases<br />
durch elektronegative Gase (u. a. Sauerstoff, Wasserdampf, Halogene) sind zu vermeiden,<br />
weil sie unter Bildung von negativen Molekülionen Elektronen anlagern und<br />
dadurch zu erhöhter Rekombination führen.<br />
Durch Impulshöhendiskriminierung kann die Teilchenart bestimmt werden, da im<br />
Proportionalbereich die gesammelte Ladung von der Anzahl der primär gebildeten<br />
Ladungen abhängt und bei etwa gleicher Bahnlänge im empfindlichen Volumen<br />
zwischen Teilchen mit verschiedener lonisierungsdichte unterschieden werden kann.<br />
Die Bestimmung der Teilchenenergie ist möglich, wenn das empfindliche Volumen<br />
die gesamte Bahn des <strong>ionisierende</strong>n Teilchens enthält (s. 7.6.2.3). Die Ladungsimpulshöhen-Verteilung<br />
gibt dann die spektrale Verteilung der Energie der Teilchen wieder.<br />
Proportionalzählrohre sind daher zur Spektrumsbestimmung von a-Teilchen und<br />
energiearmer ß- und y-<strong>Strahlung</strong> sowie weicher Röntgenstrahlung geeignet. Da die<br />
Ladungsimpulshöhe von der Zählrohrspannung abhängt, muß <strong>für</strong> genaue Energiebestimmungen<br />
die Spannung auf 10 ^ stabilisiert sein.<br />
Zur Verwendung als schneller Teilchenzähler muß die Pulsdauer durch eine<br />
kleine Zeitkonstante des verwendeten Verstärkers herabgesetzt werden. Da die Entla-
<strong>7.4</strong>.2 Nachweis mittels Ionisation in Gasen 429<br />
dung auf einen eng begrenzten Bereich des Zähldrahtes beschränkt ist, ist räumliches<br />
Zusammentreffen aufeinanderfolgender Entladungen sehr unwahrscheinlich. Im Gegensatz<br />
zum Auslösezählrohr können daher unmittelbar aufeinanderfolgende Impulse<br />
registriert werden. Sehr hohe Zählraten sind meßbar, Auslösungszeiten bis 0,2-10 ^s<br />
erreichbar. Da bei Proportionalzählrohren das Zählgas nicht zersetzt wird, ist ihre<br />
Lebensdauer im Gegensatz zu der der Auslösezählrohre nicht begrenzt.<br />
Spezielle gewebeäquivalente Proportionalzählrohre mit sehr niedrigem Gasdruck<br />
werden in der Dosimetrie eingesetzt, da mit ihnen zusätzlich zur Dosis auch die<br />
<strong>Strahlung</strong>squalität ermittelt werden kann (s. 7.8.7.3).<br />
Eine neue Entwicklung bei Zählrohren sind die Mikrostreifen-Proportionalzählrohre.<br />
Dabei werden auf einer speziellen Glasplatte als Träger schmale Metallstreifen (10 bis<br />
100 um Breite) aufgedampft, die alternierend als Kathode bzw. Anode dienen, so daß der<br />
Abstand zwischen den Elektroden nur ca. 50 um beträgt. Derartige Detektoren haben<br />
extrem kleine Totzeiten und ermöglichen die Messung sehr hoher Teilchenflußdichten<br />
(>10's 'cm 2)(Angeliniu.a. (1992), Oed (1988)).<br />
Vieldraht-Proportionalzählrohre werden in großem Umfang in der Meßtechnik <strong>für</strong><br />
hochenergetische Teilchen eingesetzt (s. 7.7.1.2).<br />
<strong>7.4</strong>.2.5 Auslösezählrohre (Geiger-Müller-Zählrohre)<br />
Im Auslösebereich (Bereich 5 in Fig. 7.37) ist die Gasverstärkung nicht mehr abhängig<br />
von der Primärionisation. Die <strong>für</strong> stark und schwach <strong>ionisierende</strong> Teilchen erhaltenen<br />
Impulsamplituden gleichen sich mit zunehmender Spannung immer mehr an, bis sie<br />
von der Plateau-Anfangsspannung f/^ des „Geiger-Müller"-Bereiches an (s. Fig. 7.38)<br />
etwa die gleiche Größe haben, die nur noch von der Spannung und den geometrischen<br />
Abmessungen des Zählrohres abhängt. Die Entladung ist nicht mehr wie im Proportionalbereich<br />
auf den Ort der Primärionisation beschränkt; sie breitet sich über die<br />
ganze Länge des Zähldrahtes aus und erfaßt in einem komplizierten Entladevorgang<br />
das ganze Zählrohrvolumen. Die einmal eingeleitete Entladung bricht nicht von selbst<br />
ab.<br />
Die Löschung kann auf zwei Wegen bewirkt werden. Beim nicht-selbstlöschenden<br />
Zählrohr wird die Spannung, die beim Beginn der Entladung unter die Einsatzspannung<br />
sinkt, so lange abgesenkt gehalten, bis alle Ionen an den Elektroden gesammelt sind.<br />
Während dieser Zeit (Totzeit, s. <strong>7.4</strong>.2.3) kann kein weiterer Impuls ausgelöst werden. Am<br />
einfachsten erreicht man dies mit einem genügend hohen Ableitwiderstand (ca.<br />
10'Ohm); die erhaltenen großen Zeitkonstanten (bis zu 10 ^s) begrenzen das zeitliche<br />
Auflösungsvermögen. Kürzere Totzeiten erreicht man mit elektronischen Löschschaltungen.<br />
Heute werden überwiegend selbstlöschende Zählrohre benutzt. Selbstlöschung<br />
erhält man durch den Zusatz vielatomiger, organischer Gase oder Dämpfe zu<br />
Edelgasen. Eine häufig benutzte Zählrohrfüllung besteht z. B. aus Argon und Äthylalkohol<br />
mit den Partialdrucken 10 und 1 kPa. Da sich organische Löschzusätze durch<br />
Dissoziation langsam zersetzen, werden derartige Zählrohre nach etwa 10" bis 10'<br />
Impulsen unbrauchbar.<br />
Besonders niedrige Betriebsspannungen (200 V bis 600 V) besitzen Zählrohre mit geringen<br />
Zusätzen (etwa 1 %o) von Halogenen <strong>für</strong> die Löschung. Bei Halogen-Zählrohren wird die<br />
Lebensdauer durch chemische Reaktionen mit den Wänden und dem Zähldraht begrenzt. Gegen<br />
Ende der Lebensdauer zeigt das Zählrohr veränderte Eigenschaften, vor allem eine Verkürzung des<br />
Plateaus und eine Verlängerung der Totzeit.
430 <strong>7.4</strong> <strong>Nachweismethoden</strong> <strong>für</strong> <strong>ionisierende</strong> <strong>Strahlung</strong><br />
Für die Verwendung in der Dosimetrie ist eine geringe Energieabhängigkeit des<br />
Ansprechvermögens wesentUch. Bei Photonenstrahlung hängt der Bruchteil der Quanten,<br />
die das Zählrohr treffen und Impulse im Zählrohr auslösen, vor allem vom<br />
Wandmaterial (Auslösung von Sekundärelektronen) und von der Wanddicke (Schwächung)<br />
ab. Er ist <strong>für</strong> <strong>Strahlung</strong> von der <strong>Strahlung</strong>squalität am größten, bei der die<br />
Wanddicke gleich der Reichweite der Sekundärelektronen ist. Für eine Wand aus<br />
Aluminium von 1,6 mm Dicke nimmt z. B. der Impulse auslösende Anteil der Photonen<br />
von2%bei 10 keV auf ca. 0,05% bei 100 keV ab und steigt dann wieder auf rund l,5%bei<br />
2,6 MeV an.<br />
Die Energieabhängigkeit des Ansprechvermögens eines Auslösezählrohres wird durch das<br />
Material und die Dicke der Wand bestimmt. Fig. <strong>7.4</strong>0 gibt ein Beispiel <strong>für</strong> das Ansprechvermögen<br />
eines handelsüblichen Auslösezählrohres <strong>für</strong> die Meßgröße Photonen-Äquivalentdosis H^. Das<br />
Zählrohr besitzt eine dünne Wand aus Eisen und Chrom (flächenbezogene Masse 80 bis 100 mg/<br />
cm^). Die Kurve 1 wurde ohne, die Kurve 2 mit einer mehrere mm dicken, über das Rohr<br />
geschobenen Hülse aus einer Metallegierung mit Ordnungszahlen zwischen 50 und 64 aufgenommen.<br />
Die Hülse läßt einen Teil des Zählrohres unbedeckt. Durch diese Kombination gelingt es, den<br />
flachen Verlauf der Kurve 2 zu erreichen. Für Photonenenergien unter 40 keV ist eine ausreichende<br />
Kompensation in der Regel nicht möglich.<br />
Besondere Vorsicht ist bei Dosisleistungsmessungen in pulsierenden oder<br />
gepulsten <strong>Strahlung</strong>sfeldern oder bei hohen Dosisleistungen geboten. Auslösezählrohre<br />
haben eine Totzeit zwischen 10 "^s und 10"^ s. Infolge der Totzeit nimmt die<br />
Anzeige unter Umständen nicht mehr zu, wenn die Dosisleistung ansteigt, wie aus<br />
Fig. <strong>7.4</strong>1 hervorgeht. Bei gepulsten <strong>Strahlung</strong>en zeigen Zählrohr-Dosisleistungsmesser<br />
mitunter unabhängig von der Dosisleistung einen konstanten, der Impulsfolgefrequenz<br />
proportionalen Wert an.<br />
gemessen mit'°Co ———<br />
/<br />
10"® 10'^ 10"' 10"' 10"^ 10"'Sv/h10°<br />
Photonen - Aquiuolentdosisleistung -<br />
Fig. <strong>7.4</strong>0 Relatives Ansprechvermögen (bezogen<br />
auf das Ansprechvermögen von '"Cs-<br />
Gammastrahlung) des Zählrohres Valvo<br />
Type ZP1310 in Abhängigkeit von der<br />
mittleren Photonenenergie E <strong>für</strong> die Meßgröße<br />
Photonen-Äquivalentdosis<br />
Die Zählrohrwand besteht aus Eisen und<br />
Chrom mit einer flächenbezogenen Masse<br />
von etwa !00mg/cm^. Kurve I ohne, Kurve<br />
2 mit Filterhülse aus Sn, Ce und Gd, die<br />
einen Teil des Zählrohres unbedeckt läßt.<br />
Kurve 3: mittlerer Massenschwächungskoeffizient<br />
ßlg des Hülsenmaterials (nach<br />
Selbach, Hohlfeld u. Kramer (1984))<br />
Fig. <strong>7.4</strong>1 Zusammenhang zwischen Zählrate und<br />
Photonen-Äquivalendosisleistung bei einem<br />
Auslösezählrohr (Type: Valvo<br />
ZP 1401), gemessen mit "Co-y-<strong>Strahlung</strong><br />
Bedingt durch die Totzeit geht die Proportionalität<br />
zwischen Zählrate und Dosisleistungen<br />
verloren. Die Totzeit des ca.<br />
40 mm langen Zählrohres mit 15 mm Innendurchmesser<br />
beträgt bei 500 V Betriebsspannung<br />
90 (is
<strong>7.4</strong>.3 Nachweis mittels Szintillation, Lumineszenz und Exoelelctronen 431<br />
Hinweis: Die vom Hersteller angegebenen Grenzdaten <strong>für</strong> Betriebsspannungen und Ableitwiderstände<br />
dürfen nicht über- bzw. unterschritten werden, da sonst Schädigungen oder Zerstörung des<br />
Zählrohres eintreten können.<br />
Emery (1966), Valvo Handbuch (1989).<br />
<strong>7.4</strong>.3 Nachweis mittels Szintillation, Lumineszenz und Exoelektronen<br />
(K. Hohlfeld)<br />
<strong>7.4</strong>.3.1 Szintillation<br />
Allgemeines Die von <strong>ionisierende</strong>r <strong>Strahlung</strong> in einem Szintillator ausgelösten Lichtblitze<br />
(Szintillationen) liegen im sichtbaren und UV-Spektralbereich. Leuchtschirme<br />
ergeben schon bei geringen Flußdichten der <strong>Strahlung</strong> visuell auswertbare Informationen.<br />
Leuchtschirme dienen z. B. zur Justierung von Strahlenbündeln und werden in<br />
der Röntgenschirmbild-Photographie eingesetzt. Die Umwandlung der Lichtblitze in<br />
Stromimpulse mit Hilfe von Photovervielfachern führt zum Szintillationszähler, einem<br />
sehr empfindlichen Nachweisgerät <strong>für</strong> <strong>ionisierende</strong> <strong>Strahlung</strong>.<br />
Besondere Vorteile der Szintillationszähler gegenüber Zählrohren und Ionisationskammern<br />
sind: Hohes Ansprechvermögen <strong>für</strong> y- und harte Röntgenstrahlung, hohes<br />
zeitliches Auflösungsvermögen, das Koinzidenzauflösungszeiten bis herab zu 5 • 10 '"s<br />
ermöglicht, hohe Zählraten und gute Proportionalität zwischen Teilchen- bzw. Quantenenergie<br />
und Amplitude der abgegebenen Stromimpulse.<br />
Röntgen- und y-<strong>Strahlung</strong> wird im Szintillator durch Photo-, Compton- oder<br />
Paarbildungswechselwirkung absorbiert. Bei allen Effekten entstehen Sekundärelektronen,<br />
deren Energie kleiner ist als die des absorbierten Quants. Nur wenn die nach einem<br />
Photoeffekt emittierte charakteristische Röntgenstrahlung (meist K-<strong>Strahlung</strong>) bzw.<br />
beide bei der Vernichtung eines Positrons entstehenden Quanten von je 0,511 MeV, bzw.<br />
das gestreute C o m p t o nquant ebenfalls im Szintillator absorbiert werden, entspricht die<br />
erzeugte Lichtmenge der gesamten Energie des einfallenden Quants. Beim quantitativen<br />
Nachweis von Elektronen und bei der Messung von Elektronenspektren ist die<br />
Rückstreuung zu beachten.<br />
Szintillationsmaterialien Dazu eignen sich eine Reihe von anorganischen Stoffen, z. B.<br />
ZnS(Ag), ZnO(Ga), Nal(Tl) und CsI(Tl), sowie verschiedene organische Substanzen,<br />
z. B. Anthrazen, Stilben und Lösungen von fluoreszierenden Verbindungen in flüssigen<br />
oder festen organischen Lösungsmitteln. Die wichtigsten Eigenschaften von oft verwendeten<br />
Stoffen sind in Tab. 7.5 zusammengestellt. Die Auswahl des Szintillationsmaterials<br />
richtet sich nach dem Anwendungszweck. I.allg. steht die Forderung nach hoher<br />
Lichtausbeute an erster Stelle, doch ist <strong>für</strong> die Messung schneller Koinzidenzen oft eine<br />
kurze Abklingzeit von größerer Bedeutung.<br />
Das Ansprechvermögen eines Szintillators <strong>für</strong> Photonenstrahlung hängt ab von<br />
seinen Dimensionen und von der Dichte des Szintillatormaterials sowie vom Energieumwandlungskoeffizienten<br />
der <strong>Strahlung</strong> und damit von deren Energie. Bei höheren<br />
Quantenenergien sind daher große Kristalle aus einem Material mit hoher mittlerer<br />
Ordnungszahl erforderlich. Die höchste Lichtausbeute ergibt ZnS(Ag), das wegen seiner<br />
geringen Tranparenz jedoch nicht anwendbar ist, wenn ein gutes energetisches Auflösungsvermögen<br />
gefordert wird. Man verwendet dann besser Nal(Tl) oder CsI(Tl).<br />
Letzteres wird trotz seiner geringeren Lichtausbeute häufig dem stark hygroskopischen
432 <strong>7.4</strong> <strong>Nachweismethoden</strong> <strong>für</strong> <strong>ionisierende</strong> <strong>Strahlung</strong><br />
Tab. 7.5<br />
Eigenschaften von Szintillatoren<br />
Szintillator- Dichte Effektive Licht- Abkling- Wellenlänge Bematerial<br />
in g/cm' Ordnungs- ausbeute zeit des merkungen<br />
zahl relativ zu in ns Emissions-<br />
Anthrazen<br />
maximums<br />
in nm<br />
Anorganische Szintillatoren<br />
Nal(Tl) 3,67 50 2,3 250 410 gute Kristalle<br />
Nal (rein, bei 78 K) 3,67 50 4,4 60 303 sehr hygroskopisch<br />
CsI(Tl) 4,50 54 0,95 550 420 gute Kristalle<br />
CsF 4,64 0,17 4 390 hygroskopisch<br />
Lil(Eu) 4,06 52 0,75 1400 440 hygroskopisch<br />
BaF 4,88 0,12 0,8 310<br />
ZnS(Ag) 4,10 27 2 3000 440 sehr kleine<br />
bis 4<br />
Kristalle<br />
KI(Tl) 3,13 49 0,8 >1000 410 gute Kristalle<br />
Bi4Ge30,2 (BGO) 7,13 0,4 300 480 hohe Dichte<br />
Cd WO4 7,90 0,65 5000 470/540 hohe Dichte<br />
Organische Kristalle<br />
Anthrazen 1,25 5,8 1,00 25 445 große Kristalle,<br />
etwas<br />
trüb<br />
Quaterphenyl - 5,8 0,85 8 438 schwer herstellbar<br />
Stilben 1,16 5,7 0,73 7 410 gute Kristalle,<br />
leicht herstellbar<br />
Therphenyl 1,12 5,8 0,55 12 415 Gute Kristalle,<br />
leicht herstellbar<br />
Diphenylazethylen 1,18 5,8 0,26 7 390 große Kribis<br />
0,92<br />
stalle, leicht<br />
herstellbar<br />
Kunststoffe<br />
Polystyrol') 1,0 5,6 0,35 5 450 große<br />
Volumina<br />
PolyvinyltoluoP) 1,0 5,6 0,40 3 380 leicht zu bearbeiten<br />
PolyvinyltoluoP) 1,0 5,6 0,40 4 445<br />
Flüssige Szintillatoren<br />
Xylol, p-Terphenyl 0,87 5,6 0,50 < 3,0 360 große<br />
Volumina<br />
Xylol, DPO") 0,87 5,6 0,50 3,5 380 beliebige<br />
Formen<br />
Toluol, POPOP^) 0,87 5,6 0,61 ^ 3,0 430 kurze Abklingzeiten<br />
Xylol, PBD') 0,87 5,6 0,70 3,0 365<br />
Gläserne Szintillatoren<br />
Typische Werte 2,5 20 0,1 40 bis 50 400<br />
') Aktivator: Tetraphenylbutadien;Aktivator; p-Terphenyl, pp-Diphenylstilben;Aktivator: p-Terphenyl,<br />
Tetraphenylbutadien; ") DPO: 2,5-DiphenyIoxazol; POPOP: l,4-Di-(2-(5-phenyloxazolyl))benzen,<br />
(C24H,6N202); PBD: 2-Phenyl-5-(4-biphenylyl)-l,3,4-oxadiazol, (C20H22N2O)
<strong>7.4</strong>.3 Nachweis mittels Szintillation, Lumineszenz und Exoelelctronen 433<br />
Nal vorgezogen, da es auch ungekapselt an Luft verwendet werden kann. Eine hohe<br />
Dichte haben insbesondere Detektoren aus Wismutgermanat (BGO) und Cadmiumwolframat.<br />
Für die Erzielung einer kurzen Ansprechzeit können auch organische Stoffe,<br />
z. B. Plastikszintillatoren, die leicht mechanisch bearbeitbar sind, und flüssige Szintillatoren,<br />
benutzt werden. Plastik- und flüssige Szintillatoren mit Volumina bis zu mehreren<br />
hundert Litern werden z. B. bei Ganzkörperzählern angewandt.<br />
Plastik- und flüssige Szintillatoren besten aus einer geringen Menge einer fluoreszierenden<br />
organischen Substanz, die in das Plastikmaterial eingebaut bzw. in der Flüssigkeit gelöst ist. Sie<br />
zeichnen sich durch sehr kurze Abklingzeiten und gute Transparenz <strong>für</strong> die eigene Fluoreszenzstrahlung<br />
aus.<br />
Als Szintillationssubstanzen haben sich p-Therphenyl (3 bis 5 g/1), Diphenyloxazole, Tetraphenylbutadien<br />
sowie Phenyloxazole und Phenyldiazole bewährt. Sie werden meist mit den Abkürzungen<br />
PPO, PBD oder POPOP bezeichnet. Als Lösungsmittel kommen Toluol, Xylol oder Diphenylcyclohexan<br />
in Frage. Das Emissionsspektrum reicht bei den meisten Stoffen bis in den UV-Bereich.<br />
Daher empfiehlt sich die Verwendung eines UV-empfindlichen Photovervielfachers oder die Zugabe<br />
einer als Frequenzwandler dienenden Substanz in sehr geringen Mengen, die das Emissionsspektrum<br />
zu größeren Wellenlängen in den sichtbaren Bereich verschiebt (wavelength shifter). Eine<br />
Herabsetzung der Lichtausbeute (quenching) tritt bei Verunreinigung mit verschiedenen Stoffen,<br />
z. B. gelöstem Sauerstoff, auf Zum Austreiben des Sauerstoffs läßt man Stickstoff oder Argon<br />
durch die Lösung perlen. Flüssige Szintillatoren werden häufig zum Nachweis niederenergetischer<br />
Teilchen oder Quanten verwendet, wobei die zu untersuchende Substanz im Szintillator gelöst ist.<br />
Aufbau und Eigenschaften von Szintillationszählern Um eine gute Lichtsammlung zu<br />
erhalten, setzt man den vorzugsweise mit einem diffusen Reflektor aus MgO oder AI2O3<br />
umgebenen Szintillator auf das Eintrittsfenster des Photovervielfachers, wobei zur<br />
Vermeidung von Reflexionsverlusten ein optisches Kontaktmittel verwendet wird. Oft<br />
wird auch ein zusätzlicher Lichtleiter zwischen Szintillator und Photovervielfacher<br />
eingesetzt (s. 7.6.6.3). Die Anordnung muß mit einem lichtdichten Gehäuse umgeben<br />
und der Vervielfacher am besten mit Mu-Metall gegen störende Magnetfelder abgeschirmt<br />
sein.<br />
Eine praktische Ausführungsform ist in Fig. <strong>7.4</strong>2 dargestellt. Zur Versorgung der Dynoden des<br />
Photovervielfachers mit den vom Hersteller angegebenen Spannungen dient ein Spannungsteiler,<br />
dessen Querstrom den mittleren Anodenstrom mindestens um das Hundertfache übertreffen soll;<br />
Fig. <strong>7.4</strong>2<br />
Schnitt durch einen Szintillationszähler<br />
A Nal-Kristall<br />
B Photovervielfacher<br />
C magnetische Abschirmung<br />
D Aluminiumhülle<br />
E optisches Kontaktmittel<br />
F Glasfenster<br />
G lichtdichtes Gehäuse<br />
H Anschlüsse
434 <strong>7.4</strong> <strong>Nachweismethoden</strong> <strong>für</strong> <strong>ionisierende</strong> <strong>Strahlung</strong><br />
meist genügen 0,2 bis 1 mA. Da an den letzten Dynoden starke Stromspitzen auftreten, werden<br />
diese durch Kondensatoren (ca. 1 nF) überbrückt. Die Zeitkonstante des Anodenkreises soll<br />
wesentlich größer als die Abklingzeit des Szintillators gewählt werden. Da die Verstärkung stark<br />
von der Versorgungsspannung abhängt, muß diese sehr gut stabilisiert sein, i. allg. auf besser als<br />
10 in Szintillationsspektrometern auf etwa 1 bis 2-10 Änderungen der Verstärkung können<br />
auch durch Schwankungen der Umgebungstemperatur und hohe Strombelastung, z. B. bei hohen<br />
Zählraten, auftreten.<br />
Die untere Grenze der Energie von Korpuskeln oder Quanten, die mit einem Szintillationszähler<br />
nachgewiesen werden können (Abschneideenergie), wird <strong>für</strong> einen bestimmten<br />
Szintillator durch das Rauschen des Vervielfachers bestimmt. Die Häufigkeitsverteilung<br />
der Amplituden von Rauschimpulsen zeigt einen annähernd exponentiellen<br />
Abfall zu höheren Amplituden. Auch bei Photovervielfachern tritt noch eine merkliche<br />
Zahl von Rauschimpulsen bei Amplituden auf, die 6 Elektronen an der Kathode entsprechen.<br />
Zur Auslösung eines Elektrons aus der Photokathode müssen im Mittel <strong>Strahlung</strong>senergien<br />
von etwa 0,5 keV in Nal(Tl), 1 keV in Anthrazen und 1,5 keV in Plastikund<br />
flüssigen Szintillatoren absorbiert werden. Man erhält also <strong>für</strong> diese Szintillatoren<br />
Schwellenenergien von 3, 6 und 9keV, wenn man die Auslösung von 6 primären<br />
Elektronen als untere Grenze setzt. Nur durch besondere Maßnahmen wie Koinzidenzanordnungen<br />
mit zwei Photovervielfachern lassen sich niedrigere Werte erreichen.<br />
Anwendungsbereiche des Szintillationsdetektors Zum Nachweis von Teilchen stark<strong>ionisierende</strong>r<br />
<strong>Strahlung</strong> (Protonen, Deuteronen, a-Teilchen u. ä.) eignen sich<br />
ZnS(Ag), Nal(Tl) und CsI(Tl). Wenn eine kurze Ansprechzeit gewünscht wird, können<br />
auch organische Szintillatoren eingesetzt werden, deren Lichtausbeute <strong>für</strong> schwere<br />
Teilchen, bezogen auf gleiche Energiedeposition, bedeutend kleiner als <strong>für</strong> Elektronen<br />
(<strong>für</strong> a-Teilchen z. B. 10%) und nicht so gut proportional zur abgegebenen Energie ist wie<br />
bei anorganischen Szintillatoren. Wegen des hohen Bremsvermögens genügen meist<br />
Schichtdicken in der Größenordnung Millimeter oder Bruchteile davon. Die Dicke des<br />
Szintillators sollte nur wenig größer als die Reichweite der nachzuweisenden Teilchen<br />
gewählt werden, um den Untergrund durch störende <strong>Strahlung</strong> möglichst klein zu<br />
halten.<br />
Das zum Nachweis von y-<strong>Strahlung</strong> oft benutzte Nal(Tl) verbindet die relativ hohe<br />
Ordnungszahl des Jod mit einer hohen Lichtausbeute. In Form gezogener Einkristalle ist<br />
es bis zu 20 cm Durchmesser und 30 cm Länge erhältlich. Für weiche y- oder<br />
Röntgenstrahlung benutzt man vor allem in Koinzidenzanordnungen auch dünne<br />
Kristalle aus nicht-aktiviertem Nal, das bei ca. 78 K etwa die doppelte Lichtausbeute wie<br />
Nal(Tl) und eine Abklingzeit von 60 ns besitzt. Eine Vorrichtung zur Tiefkühlung, ein<br />
Lichtleiter aus Quarz und ein UV-empfindlicher Photovervielfacher sind erforderlich.<br />
Näheres über Teilchenzählung zur Bestimmung von Aktivitäten s. 7.5.4.<br />
Zum Nachweis von Neutronenstrahlung verwendet man oft organische Szintillatoren mit hohem<br />
Anteil an Wasserstoff, wobei die Rückstoßprotonen nachgewiesen werden (s. 7.6.6.3).<br />
Die Bestimmung des Energiespektrums von Korpuskular- und Photonenstrahlung mit<br />
Szintillationsdetektoren ist in 7.6.2.2 und 7.6.6.3 beschrieben.<br />
Für Messungen im Strahlenschutz haben Szintillationsdetektoren wegen ihres<br />
hohen Ansprechvermögens <strong>für</strong> y-<strong>Strahlung</strong> bei geringen Abmessungen an Bedeutung<br />
gewonnen. Mit NaI(Tl)-Szintillationszählern werden z. B. kleinste Aktivitäten im Urin<br />
oder im menschlichen Körper nachgewiesen und durch Energiebestimmung der<br />
Radionuklide identifiziert (s. 7.5.5).
<strong>7.4</strong>.3 Nachweis mittels Szintillation, Lumineszenz und Exoelelctronen 435<br />
Szintillationszähler in batteriebetriebenen tragbaren Dosisleistungsmeßgeräten erfordern im<br />
Vergleich zu anderen Geräten einen hohen elektronischen Aufwand zur Erzeugung der Versorgungsspannungen<br />
und zur Impulsverarbeitung. Der mittlere Strom des Photovervielfachers ist der<br />
Lichtausbeute und damit der Dosis im Szintillator weitgehend proportional. Durch Verwendung<br />
von Kunststoffszintillatoren mit großen Volumina ist es möglich, Photonen-Äquivalentdosisleistungen<br />
bis herab zu 0,1 nSv/h zu messen. Durch Beschichtung eines Anthrazendetektors an der<br />
Außenseite mit ZnS(Ag) erreichten Kolb u. Lauterbach (1974) eine energieunabhängige<br />
Anzeige <strong>für</strong> die Photonen-Äquivalentdosis zwischen 25 keV und 2 MeV (s. 7.8.4.8).<br />
Literatur: Birks (1964), Neuert (1966), KnoIl(1992)<br />
<strong>7.4</strong>.3.2 Thermolumineszenz<br />
Meßprinzip Die Thermolumineszenz (TL) beruht auf der strahleninduzierten Besetzung<br />
von Haftstellen in bestimmten Kristallen durch Ladungsträger des Kristalls. Bei<br />
Erwärmung gehen die Ladungsträger unter Ausstrahlung von Lumineszenzlicht (im<br />
sichtbaren oder angrenzenden Spektralbereich) in Energieniveaus über, die durch<br />
Zusätze (Aktivatoren) im Kristall erzeugt wurden. Ein Teil dieses Lumineszenzlichtes<br />
wird in einer optischen Anordnung mit einem Photovervielfacher gemessen. Das<br />
spektrale Ansprechvermögen des Photovervielfachers muß dem Spektralbereich des<br />
emittierten Lumineszenzlichtes angepaßt sein.<br />
Das Kurvenbild der TL-<strong>Strahlung</strong>sleistung P in Abhängigkeit von der Temperatur i9, die nach einer<br />
bestimmten Zeitfunktion d{t) ansteigt, wird als Glowkurve bezeichnet. Der Aufheizzyklus muß<br />
<strong>für</strong> reproduzierbare Ergebnisse genau eingehalten werden. Meist wird eine lineare Temperaturanstiegsfunktion<br />
d{t) gewählt. Die Glowkurve weist in der Regel mehrere Maxima auf, die<br />
Endtemperatur liegt je nach TL-Material zwischen 250 und 400°C, ein Beispiel zeigt Fig. <strong>7.4</strong>3.<br />
Für die Ermittlung der mit der TL-Sonde gemessenen Dosis wird entweder die Höhe des<br />
Hauptmaximums der Glowkurve oder (<strong>für</strong> eine höhere Genauigkeit) das Integral<br />
zwischen zwei Temperaturen vor und hinter dem Hauptmaximum herangezogen,<br />
das der insgesamt emittierten <strong>Strahlung</strong>senergie proportional ist. Das Integral wird<br />
auch als Lichtsumme bezeichnet. Bei der Erzeugung der Glowkurve kommt es darauf<br />
an, daß die Temperaturanstiegsfunktion sehr genau reproduziert wird (Horowitz u.<br />
Yossian(1995)).<br />
Als Ausgangssubstanz benutzt man überwiegend lonenkristalle wie Lithiumfluorid oder Calciumfluorid,<br />
die mit Fremdatomen („Aktivatoren", z. B. Mg, Ti, Mn) dotiert werden („doping"). Die<br />
Detektoren können als Pulver, Einkristalle, extrudierte (stranggepreßte), gesinterte oder heißge-<br />
Preßte Körper (Stäbchen, Plättchen, Scheiben) sowie als in Polytetrafluorethylen (PTFE, Teflon)<br />
eingebettetes TL-Material vorliegen.<br />
Flg. <strong>7.4</strong>3<br />
Glowkurve <strong>für</strong> LiF (Zeit t, Temperatur i?, TL-<br />
<strong>Strahlung</strong>sleistung P)<br />
Kurve a zeigt die Glowkurve bei einem durch die<br />
Kurve b gegebenen Temperatur-Zeit-Verlauf der<br />
Aufheizung. Der Bereich A (Zeitdauer ca. 15 s) der<br />
Glowkurve wird in der Regel nicht ausgewertet. Die<br />
Messung der Lichtsuinme ist auf den Bereich B<br />
beschränkt
436 <strong>7.4</strong> <strong>Nachweismethoden</strong> <strong>für</strong> <strong>ionisierende</strong> <strong>Strahlung</strong><br />
Dosimeter Thermolumineszenz-(TL)-Dosimeter stellen die am weitesten verbreiteten<br />
Festkörperdosimeter dar. Sie bstehen aus einem oder mehreren TL-Detektoren in einer<br />
Umiiüllung oder Kassette, die oft noch Filter enhält. Die Dosimeter sind Teil eines TL-<br />
Dosimetriesystems, zu dem auch das Auswertegerät mit seinen Einrichtungen zur<br />
Anregung, Messung und Anzeige des Lumineszenzlichtes gehört. TL-Dosimeter werden<br />
im Strahlenschutz zur Personendosimetrie bei Photonenstrahlung (Jones u. Richter<br />
(1982), Preston u. Gill (1982)) und Neutronenstrahlung (s. 7.8.<strong>7.4</strong>) sowie zur Umgebungsüberwachung<br />
(De Planque u. Gesell (1986), DIN 25483 (1987)) eingesetzt; <strong>für</strong><br />
große Stückzahlen stehen Auswerteautomaten zur Verfügung. In der Strahlentherapie,<br />
Strahlenbiologie und bei technischen Anwendungen <strong>ionisierende</strong>r <strong>Strahlung</strong><br />
erlaubt die Kleinheit der Detektoren die Messung von räumlichen Dosisverteilungen.<br />
Tab. 7.6<br />
Eigenschaften einiger Thermolumineszenz-Materialien<br />
TL-Material Dosismeß- Dichte Effek- Lage der Wellen- Energieab- Fading bei<br />
bereich in tive Haupt- länge der hängigkeit Umgebungs-<br />
(Proportio- gern ' Ord- maxima Maxima des rel. temperanalbereich')<br />
nungs- der Glow- der TL- Ansprech- tur")<br />
in Gy zahl kurve^) Emission Vermögens') M. Monate<br />
in °C in nm a) b) W. Wochen<br />
LiF:Mg, Ti 10 5 bis 10^ 2,64 8,2 200 400 1,25 1,40 5% in 12 M.<br />
(bis 10)<br />
CaFjiMn 10 ' bis 10" 3,18 16,3 260 500 15 17 10% in 24 h.<br />
(bis 10') 25% in 4 W.<br />
CaFjiDy 10 ' bis 10" 3,18 16,3 200, 240 480,580 15 17 10% in 24 h.<br />
(bis 10^) 25% in 4 W.<br />
CaSOiiDy 10 ^ bis 10^ 2,61 15,3 220, 250 480, 570 10 11,5 5%in6M.<br />
CaS04:Tm 10 ' bis 10^ 2,61 15,3 220, 250 450 10 11,5 5%in6M.<br />
CaS04:Mn 10 'bis 10^ 2,61 15,3 100 500 10 11,5 35% in 24 h.<br />
BeO 10 " bis 10' 3,01 7,1 180, 200 330 0,8 0,97 >5%<br />
(bis 10) in 6 M.<br />
AI2O3 10 ^ bis 10' 10,2 240 400 3,3 3,5 gering')<br />
Li2B407 10 " bis 10' 2,3 7,4 220 600 0,9 1,04 >5%<br />
(bis 10)<br />
in3M.<br />
') Angabe <strong>für</strong> Proportionalbereich in Klammern, sofern vom Dosismeßbereich verschieden.<br />
Hängt etwas von der Aufheizrate ab.<br />
Als Verhältnis der Ansprechvermögen bei 50keV und 1,25 MeV (Co-Gammastrahlung): a) bezüglich der<br />
Photonen-Äquivalentdosis oder Luftkerma, b) bezüglich der Wasser-Energiedosis im Wasserphantom.<br />
'') Das Fading hängt vom Regenerier- und vom Auswerteverfahren ab.<br />
') wird durch Licht beeinflußt.<br />
Dosismeßbereich Mit verschiedenen TL-Materialien kann Proportionalität zwischen<br />
emittierter <strong>Strahlung</strong>senergie und Energiedosis in einem Bereich von bis 10" Gy<br />
erreicht werden (s. Tab. 7.6). Der Dosismeßbereich wird nach unten durch die<br />
Eigenschaften der Dosimeterproben und des Auswertungsgerätes (e: TL-reader) begrenzt.<br />
Bei den Dosimeterproben liegen die Ursachen hier<strong>für</strong> in der Restanzeige aus<br />
Vorbestrahlungen und in der Lichtemission, die auf angeregte Oberflächenzustände<br />
(Tribolumineszenz), auf die Oxidation organischer Verunreinigungen und auf Anregung
<strong>7.4</strong>.3 Nachweis mittels Szintillation, Lumineszenz und Exoelektronen 437<br />
durch sichtbares oder UV-Licht zurückgeführt werden kann. Nach oben wird der<br />
Meßbereich durch die Auswirkungen von Strahlenschäden im TL-Material begrenzt, die<br />
dazu führen, daß hier die Anzeige nicht mehr dosisproportional ist. In dem genannten<br />
Dosisbereich ist die Anzeige bei den meisten TL-Materialien bis lO^Gys ' von der<br />
Dosisleistung unabhängig.<br />
Energieabhängigkeit des Ansprechvermögens <strong>für</strong> die Energiedosis Das Ansprechvermögen<br />
eines TL-Dosimeters wird von der atomaren Zusammensetzung, der Größe und<br />
Form der Detektoren sowie von der Umhüllung beeinflußt. Bei Photonenstrahlung<br />
zeigen einige Materialien unterhalb von 300 keV eine sehr starke Energieabhängigkeit<br />
(s. Tab. 7.6, 7. und 8. Spalte). Relativ günstig, auch bezüglich anderer Eigenschaften,<br />
schneidet LiFab(s. Jain(1982)). Durch Absorption der niederenergetischen Anteile des<br />
Spektrums in einer geeigneten Umhüllung läßt sich die Energieabhängigkeit verringern;<br />
oberhalb von 300 keV ist sie gering. Sie kann durch die Korrektionsfaktoren kq und ks<br />
<strong>für</strong> Photonen- und Elektronenstrahlung berücksichtigt werden (<strong>für</strong> Photonen und<br />
Elektronen s. Strüter (1971), <strong>für</strong> Elektronen s. Lübbert u. Rahim (1985)).<br />
Bei Betastrahlung spielen <strong>für</strong> das Ansprechvermögen die energieabhängige Eindringtiefe<br />
der Elektronen in den Detektor und die Durchdringung der Hülle eine wesentliche<br />
Rolle. Sehr dünne Detektoren liefern ein Meßsignal, das bezüglich der Energieabhängigkeit<br />
annähernd korrekt die Äquivalentdosis hinter der flächenbezogenen Masse von<br />
7 mg/cm^ wiedergibt. Detektoren, deren Volumen durch Graphitzusatz undurchsichtig<br />
gemacht wurden, zeigen dieselbe Energieabhängigkeit, da nur TL-Licht aus Oberflächenschichten<br />
das Nachweissystem erreicht.<br />
Fading Der Rückgang der Lichtsumme der verschiedenen Maxima der Glowkurve in Abhängigkeit<br />
von der Zeit nach der Bestrahlung (Fading) ist um so stärker, je tiefer die Temperatur der<br />
Maxima liegt. Die Maxima bei tiefen Temperaturen müssen entweder durch eine Wärmebehandlung<br />
des TL-Materials vor der Auswertung (post irradiation annealing; s. z. B. Burgkhardt u.<br />
Piesch (1978)) oder durch Einschränkung des Integrationsbereiches <strong>für</strong> die Lichtsumme reduziert<br />
Werden. Das Fading bei Zimmertemperatur ist vernachlässigbar, wenn zur Bildung der Lichtsumme<br />
nur die Maxima mit Temperaturen oberhalb von 240°C herangezogen werden.<br />
Regenerierung Durch die Auswertung wird die gespeicherte Information gelöscht (bis auf einen<br />
gegebenenfalls bei späteren Auswertungen zu berücksichtigenden Restbetrag; e: annealing).<br />
Vorangegangene Bestrahlungen und die thermische Vorgeschichte können die Form der Glowkurve<br />
und damit das Ansprechvermögen verändern. Vor einer Weiterverwendung müssen solche<br />
Veränderungen durch eine geeignete Wärmebehandlung (bei LiF: Mg z. B. 1 h bei 400°C und 24 h<br />
bei 80°C) aufgehoben werden (Driscoll u. a. (1986)). Dabei beeinflußt die Abkühlgeschwindigkeit<br />
das sich ergebende Ansprechvermögen erheblich, bei LiF z. B. um einen Faktor zwischen I und 4<br />
(s. Fig. <strong>7.4</strong>4).<br />
t 500<br />
1400<br />
1 III 1 1 r 1 1 III<br />
r200<br />
Pig.<strong>7.4</strong>4<br />
EinHuß der Abkühlungsgeschwindigkeit nach der<br />
einstündigen Wärmebehandlung bei 400°C auf das<br />
Ansprechvermögen (in willkürlichen Einheiten) von<br />
LiF-Dosimetern nach Panzer u. Regulla (1976)<br />
1 III<br />
10' 10' K/min<br />
Abkühlgeschwindigkeit ^<br />
10'
438 <strong>7.4</strong> <strong>Nachweismethoden</strong> <strong>für</strong> <strong>ionisierende</strong> <strong>Strahlung</strong><br />
Kalibrierung und Störeinflüsse Die Kalibrierung bezieht sich auf das TL-Dosimetriesystem als<br />
ganzes. Oft faßt man <strong>für</strong> die Kalibrierung eine größere Zahl von TL-Dosimetern einer<br />
Herstellungscharge zusammen. Die Kalibrierung der Einzeldosimeter erfolgen z. B. im <strong>Strahlung</strong>sfeld<br />
einer '"Cs- oder '"Co-Quelle nach üblichen Verfahren (s. 7.8.4.4). Sie sind regelmäßig zu<br />
wiederholen, da sich das Ansprechvermögen des Gesamtsystems und seiner Teile bei Benutzung<br />
und Lagerung ändern kann. Die genaue Einhaltung eines einmal gewählten Ablaufes <strong>für</strong><br />
Regenierung, Lagerung, Kalibrierung, Exposition und Auswertung verbessert die Reproduzierbarkeit<br />
und ermöglicht die Kontrolle der zahlreichen Störeinflüsse (Spanne (1979), Feist (1988)).<br />
Zusammenfassende Literatur: DIN 6800 Teil 5 (1980), DIN 6818 Teil 6 (1988), Horowitz Hrsg. (1984),<br />
McKinlay (1981); Sammlung von Arbeiten und Konferenzen; Goldfinch u.a. Hrsg. (1993), TLD-Seminar<br />
(1985).<br />
7,4.3.3 Radiophotolumineszenz<br />
Eigenschaften und Anwendung Radiophotolumineszetiz-(RPL-)Detektoren werden vor<br />
allem im Strahlenschutz verwendet. Sie bestehen aus einem speziellen Glas (s. u.) mit<br />
polierten Oberflächen und haben i. allg. die Form eines Zyhnders oder Quaders in<br />
Abmessungen von wenigen Millimetern. Die mechanische Festigkeit der Metallumhüllung,<br />
die zur Verbessung der Energieabhängigkeit erforderlich ist, verleiht ihnen<br />
Robustheit und Resistenz gegen Feuchtigkeit und Temperatureinflüsse. RPL-Dosimeter<br />
können daher <strong>für</strong> die Personendosimetrie und in der Umgebungsüberwachung eingesetzt<br />
werden (Piesch u. a. (1993)). Da die Detektoren ohne Informationslöschung wiederholt<br />
ausgewertet werden können, lassen sich Teildosen zu Jahresdosen aufsummieren.<br />
Meßprinzip In silberaktivierten Aluminium-Metaphosphatgläsern (s. z. B. Yokotau. Nakajima<br />
(1965)) werden durch <strong>ionisierende</strong> <strong>Strahlung</strong> Fluoreszenzzentren gebildet, die im sichtbaren<br />
Bereich (640 nm, orange) aufleuchten, wenn sie mit UV-Licht (365 nm) bestrahlt werden<br />
(„Radiophotolumineszenz", RPL). Die mit einem Photovervielfacher in elektrischen Strom<br />
umgesetzte Lichtemission ist ein Maß <strong>für</strong> die Dosis. Das Ansprechvermögen des Photovervielfachers<br />
muß auf den Spektralbereich abgestimmt sein, in dem der Lumineszenzstoff leuchtet. Da<br />
durch die Anregung mit UV-Licht nur ein sehr geringer Bruchteil der Fluoreszenzzentren zerfällt,<br />
kann der Meßwert wiederholt abgefragt werden.<br />
Dosismeßbereich Der Meßbereich <strong>für</strong> die Photonen-Äquivalentdosis erstreckt sich von<br />
etwa 5 • 10" Sv bis 10^ Sv. Die untere Grenze ist bedingt durch die Eigenfluoreszenz des<br />
Glases (e: predose) und die zeitliche Stabilität des Aus Wertegerätes. Bei hohen Dosen ist<br />
der angezeigte Strom infolge Verfärbung nicht mehr dosisproportional. Bei Anregung<br />
mit UV-Lichtimpulsen und Auswertung des Abklingens der Fluoreszenzanregung kann<br />
die untere Nachweisgrenze bis zu etwa 10 ^Sv herabgesetzt werden (Barthe u.a.<br />
(1975)). Innerhalb des Dosismeßbereiches ist das Ansprechvermögen mindestens bis zu<br />
lO^Gys ' von der Dosisleistung unabhängig.<br />
Energieabhängigkeit Je nach der atomaren Zusammensetzung und den Abmessungen<br />
ist das Ansprechvermögen <strong>für</strong> 50 keV-Photonenstrahlung 10- bis 20mal höher als das bei<br />
^°Co-Gammastrahlung, bei Yokota-Gläsern (bei denen Ba und K durch Li und B<br />
ersetzt sind) 3- bis 5mal höher. Durch eine geeignete Umhüllung („Kugeldosimeter" nach<br />
Maushart u. Piesch (1970)) läßt sich ab etwa 50keV Photonenenergie eine <strong>für</strong> die<br />
Personendosimetrie und Umgebungsüberwachung ausreichende Energieunabhängigkeit<br />
des Ansprechvermögens erreichen. Mit ortsauflösender Auswertung der Fluoreszenzstrahlung<br />
kann aus der Tiefendosisverteilung im Phosphatglas ein Schätzwert der<br />
Strahlenqualität gewonnen werden (Kiefer u. Piesch (1969), König (1981)).
<strong>7.4</strong>.3 Nachweis mittels Szintillation, Lumineszenz und Exoelektronen 439<br />
Temperatureinfluß und Fading Das Fluoreszenzvermögen des Glases nimmt nach der<br />
Exposition zunächst bis zu einem Sättigungswert zu, der bei Zimmertemperatur in<br />
24 Stunden erreicht wird. Durch eine Wärmebehandlung (z. B. 10 min bei 100°C) kann<br />
dieser Vorgang beschleunigt werden. Der Temperatureinfluß während der Auswertung<br />
wird mit Hilfe von Referenzgläsern korrigiert, deren Fluoreszenzvermögen den gleichen<br />
Temperatureffekt zeigt. Das Fluoreszenzvermögen dieser Gläser darf sich mit der Zeit<br />
nicht ändern.<br />
In der Zeitspanne zwischen Exposition und Auswertung vermindert sich (nach dem anfänglichen<br />
Anstieg) bei Zimmertemperatur und bei lichtgeschützter Aufbewahrung die Zahl der Lumineszenzzentren<br />
um 1 bis 3% in 200 Stunden (um weniger als 10% in 10 Jahren). Erhöhte Wärmeeinwirkung<br />
(300 bis 400°C) von mehr als halbstündiger Dauer löscht die Lumineszenzzentren des Glases bis auf<br />
die Eigenfluorenzenz. Das Glas kann dann erneut verwendet werden. Nach hohen Dosen ist auf<br />
ausreichende Regenerierung zu achten. Die oft wiederholte Regenerierung führt allmählich zu einer<br />
Verfärbung des Glases, durch die es unbrauchbar wird.<br />
Zusammenfassende Literatur: DIN 6800, Teil 6 (1980); KEG (1977); Tagungsberichte: Goldfinch u.a.<br />
Hrsg. (1993).<br />
<strong>7.4</strong>.3.4 Lyolumineszenz<br />
Viele organische Verbindungen, z. B. Kohlehydrate, Amino- und Nukleinsäuren, Acrylund<br />
Vinylpolymere sowie Alkalihalogenide emittieren nach Bestrahlung bei Auflösung<br />
in Wasser oder anderen geeigneten Lösungsmitteln Licht. Diese Erscheinung, die<br />
Lyolumineszenz, beruht auf der Reaktion der durch die Bestrahlung im Festkörper<br />
beim Lösungsvorgang gebildeten freien Radikale mit Sauerstoff. Das emittierte Licht<br />
zeigt spektrale Maxima, z. B. <strong>für</strong> Glukose bei 570 nm und 645 nm, <strong>für</strong> Trehalosedihydrat<br />
bei 520 nm und 622 nm, <strong>für</strong> Mannose bei 530 nm und 670 nm und <strong>für</strong> Lactose bei 564 nm.<br />
Der zeitliche Verlauf der Lichtemission nach Einbringung der Pulverproben (ca. 10 mg<br />
bis 50 mg) in das Lösungsmittel (ca. 0,5 ml bis 5 ml je nach Löslichkeit) zeigt eine zur<br />
Dosismessung ausnutzbare schnelle Komponente (Integrationszeit 10 s) und eine <strong>für</strong> die<br />
Verbindung typische langsame Komponente nach abgeschlossener Auflösung.<br />
Die über eine Zeit von z. B. 10 s mit einem Photovervielfacher gemessene Lichtsumme ist<br />
der Dosis proportional. In Laboratoriumsversuchen konnte mit verschiedenen Materialien<br />
ein Dosisbereich von 0,4 Gy bis 10'Gy mit befriedigender Genauigkeit erfaßt<br />
Werden. Das Verfahren wird bei Unfallexpositionen durch Röntgen- und Gammastrahlung<br />
angewandt, wenn geeignete feste Substanzen mitbestrahlt wurden (Heideu.Bögl<br />
(1987)).<br />
Ettinger, Mallard u. a. (1980), Ettinger u. Puite (1982).<br />
<strong>7.4</strong>.3.5 Exoelektronenemission<br />
Meßprinzip Bestimmte Stoffe wie z. B. BeO, LiF, AI2O3, CaS04 und einige Alkalihalogenide<br />
emittieren aus einer sehr dünnen Oberflächenschicht Elektronen mit Energien von<br />
einigen Elektronenvolt, wenn sie nach Bestrahlung thermisch oder optisch angeregt<br />
Werden (thermisch oder optisch stimulierte Exoelektronenemission-TSEE,<br />
OSEE). Die Elektronenanzahl kann als Ladung gemessen werden; ein verbessertes<br />
Auflösungsvermögen ergibt sich durch Einzelzählung der Elektronen mit Auslöse- oder<br />
Proportionalzählrohren, z. B. Spitzenzähler mit Methandurchfluß. Die Anzahl der beim<br />
Aufheizen der Probe emittierten Elektronen ist proportional zur Dosis in der Oberflächenschicht.
440 <strong>7.4</strong> <strong>Nachweismethoden</strong> <strong>für</strong> <strong>ionisierende</strong> <strong>Strahlung</strong><br />
Die Exoelektronenemission eignet sich zur Anwendung im Strahlenschutz und bietet hier folgende<br />
Vorteile:<br />
- die untere Nachweisgrenze der Dosis liegt <strong>für</strong> ein Dosimeter mit etwa 3 cm^ Emissionsfläche bei<br />
einer Photonen-Äquivalentdosis von lOnSv (zum Vergleich: die Dosisleistung der Umgebungsstrahlung<br />
beträgt etwa lOOnSv/h);<br />
- Sättigung tritt erst bei etwa 10'Sv ein, d.h. der Dosismeßbereich überdeckt annähernd 13<br />
Zehnerpotenzen.<br />
BeO-Dünnfilme auf Graphit (Kottier u.a. (1980)), flammengesintertes AI2O3<br />
(Holzapfel u. a. (1980b)) oder LiF (Holzapfel u. a. (1980a)) sind geeignete Materialien,<br />
die auch physikalisch und chemisch stabil sind. Es gibt jedoch immer noch<br />
Schwierigkeiten, ein hinreichend gut reproduzierbares Ansprechvermögen zu erreichen.<br />
Literatur: s. Tagungsberichte: Portal u. Scharmann Hrsg. (1983); Scharmann u. Kriegseis (1986).<br />
<strong>7.4</strong>.4 Nachweis mittels chemischer Reaktionen und Elektronenspinresonanz<br />
(M. Schneider)<br />
Die meisten Anwendungen der chemischen Methode und der Elektronenspinresonanz<br />
zum Nachweis <strong>ionisierende</strong>r <strong>Strahlung</strong> liegen auf dem Gebiet der Messung hoher Dosen<br />
(s. 7.8.4.7). Meßunsicherheiten von weniger als ± 10% werden angestrebt. Lediglich die<br />
Verfärbung von Eisensulfatlösung (s. <strong>7.4</strong>.4.1) ist <strong>für</strong> die Dosimetrie in der Strahlentherapie,<br />
d. h. <strong>für</strong> die Messung wesentlich kleinerer Dosen, von Bedeutung (s. 7.8.4.2, 7.8.6.3).<br />
<strong>7.4</strong>.4.1 Verfärbung von Lösungen<br />
Metallionen in wäßriger Lösung werden durch <strong>ionisierende</strong> <strong>Strahlung</strong> in eine andere<br />
Oxidationsstufe überführt. Sie zeigen entsprechend ihrer chemischen Wertigkeit in der<br />
Lösung charakteristische Lichtabsorptionen, die mit einem Spektralphotometer gemessen<br />
und zur Bestimmung ihrer Konzentration verwendet werden können. Ein Maß <strong>für</strong><br />
die mittlere Menge n\ der in der Lösung gebildeten Metallionen der Sorte i je absorbierte<br />
mittlere <strong>Strahlung</strong>senergie Wist der chemische Ausbeutefaktor (s. 7.1.3.4)<br />
Gi = njW, Einheit mol/J (7.73)<br />
Werte des Ausbeutefaktors <strong>für</strong> gebräuchliche Lösungen liegen zwischen 0,01 und<br />
3nmol/J.<br />
Die Konzentration der gebildeten Metallionen ist der erzeugten Energiedosis proportional.<br />
Sie wird aus der Differenz der dekadischen Absorptionsmaße A (optische Dichte,<br />
Extinktion) von bestrahlter (Index b) und unbestrahlter (Index u) Lösung bei der <strong>für</strong> die<br />
lonensorte i geeigneten Lichtwellenlänge mit einem Spektralphotometer bestimmt. Die<br />
Energiedosis in der Lösung ergibt sich zu<br />
= Q-d) (7.74)<br />
p ist die Dichte und d die Dicke der vom Licht durchstrahlten Lösung. £„, ist der molare<br />
dekadische Absorptionskoeffizient (s. DIN 5036 Teil 1 (1978)). Aus der gemessenen<br />
Energiedosis Dlö ergibt sich die Wasser-Energiedosis Dw am gleichen Ort bei Abwesenheit<br />
des Dosimeters zu<br />
Dw = FDu,. (7.75)
<strong>7.4</strong>.4 Nachweis mittels chemischer Reaktionen und Elektronenspinresonanz 441<br />
F ist ein <strong>für</strong> die Lösung charakteristischer Umrechnungsfaktor (Übersichtsartikel s.<br />
Matthews (1982)).<br />
Am ausführlichsten wurde die schon 1927 von Fricke vorgeschlagene Eisensulfatlösung<br />
(Fricke u. Hardt (1966)) untersucht. Als Dosimeter dienen mit der Lösung<br />
gefüllte Ampullen mit Volumina zwischen 1 und 10 ml. Eisensulfatlösung eignet sich zur<br />
Messung von Energiedosen im Bereich von 10 Gy bis 400 Gy. In Verbindung mit<br />
elektrischen Meßverfahren, mit denen die eingestrahlte Energie bestimmt wird, kann sie<br />
zur Absolutbestimmung der Wasser-Energiedosis in einem Wasserphantom verwendet<br />
werden (Feist (1982)).<br />
Ausgangssubstanz ist eine luftgesättigte 0,4-molare H2S04-Lösung, die 10 ^ bis 10 ^mol FeS04<br />
und lO ^mol NaCl enthält. Durch Bestrahlung werden Fe^*-Eisenionen praktisch irreversibel zu<br />
Fe^'-Eisenionen oxydiert. Die der erzeugten Energiedosis proportionale Konzentration der<br />
dreiwertigen Eisenionen wird nach Gl. (7.74) bei einer Lichtwellenlänge /1, = 304nm bestimmt<br />
(Ellis (1977), DIN 6800, Teil 3 (1980)). Der molare Extinktionskoeffizient e^ <strong>für</strong> Fe^ '-Ionen bei der<br />
angegebenen Lichtwellenlänge und bei 25°C beträgt 21901mol 'cm ' = 219m2mol '. Er besitzt<br />
einen Temperaturkoeffizienten von 0,69%/K. Der Ausbeutefaktor G(Fe'") hängt von der<br />
Strahlenart und -qualität ab. Für Photonenstrahlung mit Energien unter 1 MeV geben die ICRU<br />
Reports 14 (1967) und 17 (1970) folgende Werte an:<br />
Effektive Photonenenergie in keV: 5 50 100 '"Cs ""Co<br />
Ausbeutefaktor ^(Fe^O in umol/J: 1,30 1,49 1,52 1,58 1,61<br />
Die Unsicherheit liegt bei etwa ±2%. Für Photonen- und Elektronenstrahlen mit Energien größer<br />
als 1 MeV wird angenommen, daß der G-Wert energieunabhängig (1,61 +0,02)nmol/J beträgt<br />
(s. Svensson u. Brahme (1979); Nahum u. a. (1981)). Der Temperaturkoeffizient des G-Wertes<br />
ist kleiner als 0,1 %/K. Der Umrechnungsfaktor F in Gl. (7.75) beträgt nach Pettersson u.<br />
Hettinger (1967) <strong>für</strong> Eisensulfatlösung bei Photonen- und Elektronenenergien oberhalb 1 MeV<br />
energieunabhängig 1,004. Dieser Wert wurde mit Rechnungen nach der Monte-Carlo Methode <strong>für</strong><br />
Photonen von 1 bis 24MeV zu 1,003 bestätigt (Ma u. Nahum (1992)).<br />
Strahleninduzierte Reaktionen in chemischen Lösungen sind sehr empfindlich gegenüber Verunreinigungen.<br />
Bei Verwendung von dreifach destilliertem Wasser, von Substanzen der Qualität<br />
..Pro Analysi" und von sehr gut gereinigten Bestrahlungsgefäßen kann bei der Reproduktion der<br />
gemessenen Energiedosis eine Standardabweichung kleiner als +1% erreicht werden. Kunststoffgefäße<br />
sind nur verwendbar, wenn die Lösung sofort nach der Bestrahlung ausgewertet<br />
wird; besser sind Glasampullen. Reaktionen an der Gefäßwand können durch Vorbestrahlung<br />
der mit Dosimeterlösung gefüllten Gefäße mit einer zehmal höheren als der zu messenden Dosis<br />
Und mit anschließender mehrfacher Spülung mit unbestrahlter Dosimeterlösung verhindert<br />
werden.<br />
In metrologischen Staatsinstituten wird die Eisensulfatlösung ohne NaCl verwendet. Der Zusatz<br />
von NaCl wird als Test <strong>für</strong> die Qualität der Eisensulfatlösung angesehen; Sie ist gut, wenn sich das<br />
Verhältnis der optischen Dichte zur Dosis durch Zusatz von Kochsalz nur sehr wenig ändert.<br />
Abgeschmolzene Glasampullen werden als chemische Dosimeter im Postversand bei zentraler<br />
Auswertung benutzt (Schneider (1994)).<br />
Bei sehr hohen Dosisleistungen oder Dosen je <strong>Strahlung</strong>simpuls aus Beschleunigern von<br />
mehr als 10 Gy reicht die Sauerstoffkonzentration der luftgesättigten Eisensulfatlösung<br />
<strong>für</strong> den normalen Reaktionsablauf nicht mehr aus. Der G-Wert kann bis auf die Hälfte<br />
absinken. Durch Erhöhung der Fe^'-Konzentration auf das Zehnfache sowie Sättigung<br />
der Lösung mit reinem Sauerstoff (Super-Fricke-Lösung) läßt sich der Meßbereich<br />
bis auf ca. 100 Gy pro Puls erweitern (s. ICRU 34 (1982)).
442 <strong>7.4</strong> <strong>Nachweismethoden</strong> <strong>für</strong> <strong>ionisierende</strong> <strong>Strahlung</strong><br />
Der Dosismeßbereich der normalen Frickelösung (10 bis 400 Gy) kann durch Verwendung von<br />
luftgesättigter wäßriger Lösung mit 10 ""mol Kupfersulfat (CUSO4) und 10 'mol Eisensulfat in<br />
5-10 ^-molarer Schwefelsäure auf den Bereich 500 bis 10000 Gy erweitert werden. Der G-Wert<br />
verringert sich dabei auf ca. 0,07nmol/J. Allerdings tritt ab etwa 6000 Gy eine merkliche<br />
Nichtlinearität des Ansprechvermögens auf (Draganic (1974)).<br />
Mit Cersulfatlösung kann man die strahleninduzierte Reduktion von Ce^^-Ionen zu<br />
Ce^^-Ionen zur Dosisbestimmung <strong>für</strong> den Meßbereich 10^ bis 10^ Gy verwenden. Hierbei<br />
wird die Abnahme der Konzentration von Ce^^-Ionen mit einem Spektralphotometer bei<br />
der Lichtwellenlänge A = 320 nm bestimmt (s. Chu (1981)).<br />
<strong>7.4</strong>.4.2 Verfärbung fester Stoffe<br />
Gläser mit Zusätzen von Ag, Co, Mg oder Mn erhöhen bei Bestrahlung ihre optische<br />
Dichte. Nur silberhaltiges Phosphatglas zeigt im Dosismeßbereich von 30 bis 3000 Gy<br />
und bei Dosisleistungen bis zu 10^ Gy s"' bei der Wellenlänge /I = 313,4 nm einen linearen<br />
Zusammenhang zwischen der Dosis und der Änderung der optischen Dichte. Die<br />
Änderung der optischen Dichte sollte sofort nach der Bestrahlung gemessen werden, da<br />
die Verfärbung innerhalb der ersten 24 Stunden um 20% verblaßt (Fading, s. Piesch<br />
(1980)).<br />
Verschiedene durchsichtige Kunststoffe änderen ihre optische Dichte nach Bestrahlung<br />
mit <strong>ionisierende</strong>r <strong>Strahlung</strong> durch Bildung von Farbzentren. Die Änderungen können<br />
zur Bestimmung der Energiedosis im Bereich von 300 bis 10^ Gy verwendet werden. Sie<br />
werden im Spektralbereich des sichtbaren Lichtes gemessen (s. Tab. 7.7).<br />
Tab. 7.7 Festkörperdosimeter zur Bestimmung der Dosis aus der Verfärbung bei einer<br />
bestimmten Wellenlänge<br />
Material Dosismeßbereich Wellenlängen<br />
in Gy<br />
in nm<br />
klares PMMA* 10^ bis 10' 305<br />
farbiges PMMA* 10^ bis 5-10' 603, 620, 640, 651<br />
Celluloseacetat 3-10^ bis 10^ 280 bis 380<br />
farbiges Cellophan 10" bis 10« ca. 650<br />
Polyamide 10" bis 10« ca. 310<br />
* PMMA = Polymethylmethacrylat (Plexiglas)<br />
Die Anzeige und das Fading der Kunststoffdosimeter hängen stark von den Umwelteinflüssen<br />
Temperatur, Luftfeuchte, Licht- und Sauerstoffeinwirkung während und nach<br />
der Bestrahlung ab (McLaughlin (1974)).<br />
<strong>7.4</strong>.4.3 Elektronenspinresonanz freier Radikale (s. auch 8.5)<br />
Durch <strong>ionisierende</strong> <strong>Strahlung</strong> werden in kristallinen Stoffen Radikale erzeugt, die wegen<br />
der eingeschränkten Beweglichkeit im Festkörper mangels anderer Reaktionspartner als<br />
freie Radikale bestehen bleiben können. Freie Radikale zeigen in einem elektromagnetischen<br />
HF-Feld bestimmter Frequenz bei Variation eines überlagerten Magnetf^eldes<br />
Resonanzen des Elektronenspins, deren Amplitude der Zahl der gebildeten Radikale<br />
proportional ist. Zur Dosimetrie mittels Elektronenspinresonanz (ESR) sollten Substan-
<strong>7.4</strong>.4 Nachweis mittels chemischer Reaktionen und Elektronenspinresonanz 443<br />
zen mit einer hohen Stabilität der freien Radikale gewählt werden, damit das Fading,<br />
d.h. die Abnahme der Zahl der Radikale in der Zeit zwischen Bestrahlung und<br />
Auswertung, hinreichend klein ist. Die Ausbeutefaktoren G <strong>für</strong> die Erzeugung stabiler<br />
Radikale sind klein (ca. 3 • 10"'mol/J).<br />
Die Dosis ergibt sich nach der Formel<br />
D = {M - (7.76)<br />
M, Mo Anzeige der bestrahlen und unbestrahlten Probe,<br />
TVd<br />
Wasser-Energiedosis-Kalibrierfaktor,<br />
k, experimentell zu ermittelnde Korrektionsfaktoren (<strong>für</strong> Alanin s. u.).<br />
Als ESR-Material wurde bisher hauptsächlich Alanin, eine Alpha-Amino-Propionsäure<br />
(C3H702N = H2N-CH(CH3)-C02H) verwendet (Regulla u. Deffner (1982)). Bei<br />
der Bestrahlung ensteht bei Zimmertemperatur überwiegend das zum Nachweis<br />
dienende Radikal CH(CH3)• COjH.<br />
Das Alanin muß chemisch sehr rein sein, um Reaktionen der freien Radikale mit Verunreinigungen<br />
zu vermeiden. Es liegt kristallin in großen rhombischen Kristallen vor, deren ESR-Signalstärke von<br />
ihrer Orientierung im magnetischen Feld abhängt. Alanin zeigt jedoch auch in pulverisierter Form<br />
noch gute ESR-Signale; dabei vermeidet man die Orientierungsschwierigkeiten. Korrektionsfaktoren<br />
nach Gl. (7.76) sind anzubringen <strong>für</strong> Fading (temperaturabhängig), Nichtlinearität der Anzeige<br />
bei hohen Dosen (s. u.) und Luftfeuchte. Bequem handhabbare Proben gleicher Masse und gleicher<br />
Form werden aus dem Pulver mit Hilfe von Bindemitteln (z. B. Paraffin) oder durch Anwendung<br />
sehr hoher Drücke hergestellt. Sie können auch durch Ablängen eines extrudierten Alanin-Kabels<br />
(ELCUGRAY® - Fa. Kabelmetall) gewonnen werden.<br />
Alanin wird im HF-Feld (3,3 cm Wellenlänge, Mikrowellen-X-Band) bei veränderlicher<br />
magnetischer Induktion zwischen 0,30 und 0,35 Tesla ausgewertet. In der Regel wird die<br />
über den Resonanzpunkt hinweg langsam veränderte Induktion mit hoher Frequenz<br />
moduliert und ein dem Quotienten dP/dB (Änderung der absorbierten Mikrowellenleistung<br />
P durch Änderung der Induktion B) proportionales ESR-Signal erhalten. Die<br />
optimalen Werte <strong>für</strong> HF-Modulation, Verstärkung des ESR-Signals und Mikrowellenleistung<br />
hängen vom Dosismeßbereich ab.<br />
Bei einer Dosisbestimmung werden wegen der Vielfalt der Parametereinstellungen am Spektrometer<br />
diese <strong>für</strong> die Probe mit der unbekannten Dosis optimiert. Dann wird aus dem Vergleich mit einer<br />
Referenzprobe die unbekannte Energiedosis ermittelt. Auf diese Weise wird auch die oberhalb von<br />
10''Gy bestehende Nichtlinearität zwischen Dosis und Signalamplitude berücksichtigt. Referenzproben,<br />
in denen eine bekannte Energiedosis erzeugt wurde, müssen den gesamten genutzten<br />
Dosismeßbereich abdecken. Sie werden zur Unterdrückung des Fading bei einer Temperatur um<br />
-20°C aufbewahrt.<br />
Mit speziell <strong>für</strong> die Dosimetrie entwickelten kommerziellen Geräten kann <strong>für</strong> Energiedosen<br />
zwischen 10 und lO'Gy eine Gesamtmeßunsicherheit von ca. ±5% (Vertrauensniveau 95%)<br />
erreicht werden. Bei kleineren Dosen ändert sich neben der Amplitude auch die Signalform. Durch<br />
(zweimalige) Integration des ESR-Signals und eine rechnergestützte Auswertung kann man <strong>für</strong><br />
Dosen bis herab zu etwa 5Gy eine vergleichbare Unsicherheit erreichen.<br />
Literatur: Seligmann und McLaughlin, Hrsg. (1989).
444 <strong>7.4</strong> <strong>Nachweismethoden</strong> <strong>für</strong> <strong>ionisierende</strong> <strong>Strahlung</strong><br />
<strong>7.4</strong>.5 Nachweis mittels photographischer Emulsionen (J. Böhm)<br />
<strong>7.4</strong>.5.1 Allgemeines<br />
Photoemulsionen werden durch alle Arten <strong>ionisierende</strong>r <strong>Strahlung</strong> geschwärzt. Die<br />
photographische Methode erreicht die Empfindlichkeit rein physikalischer Methoden (s.<br />
<strong>7.4</strong>.2 und <strong>7.4</strong>.3); so können durch die Einwirkung nur eines in der Emulsion ausgelösten<br />
Photoelektrons etwa 10^ bis 10" Silberatome nach der Entwicklung ausgeschieden<br />
werden.<br />
Photoemulsionen werden in der Strahlentherapie zur Bestimmung von relativen<br />
Dosisverteilungen in Phantomen (s. 7.8.6.4), in der Strahlendiagnostik und bei<br />
anderen Anwendungen zur Abbildung von Körperstrukturen sowie im Strahlenschutz<br />
<strong>für</strong> die Personendosimetrie verwendet. Der Meßbereich der Filmdosimeter im<br />
Strahlenschutz liegt mit zwei hintereinanderliegenden Filmen zwischen etwa 10 ^ Sv und<br />
10 Sv (Hübner (1974)). Über Dosimetrie mit photographischen Emulsionen berichtet<br />
zusammenfassend Dudley (1966). Zum Nachweis von Spuren energiereicher geladener<br />
Teilchen spielten früher in der kernphysikalischen Forschung Kernspuremulsionen<br />
eine bedeutende Rolle (Barkas (1963), (1973)). Heute werden sie nur noch <strong>für</strong> spezielle<br />
Anwendungen benutzt, z. B. zum Neutronennachweis im Strahlenschutz (s. <strong>7.4</strong>.5.3,<br />
7.8.7.5).<br />
Einige <strong>für</strong> die Filmdosimetrie wesentliche Begriffe und Größen sind im folgenden ausgeführt<br />
(s. DIN 6800, Teil 4 (1980); DIN 19040, Teil 12 (1979)):<br />
(Visuelle) optische Dichte (früher: Schwärzung). 5 = lg(0o/^), wobei (Pq der bei der Messung<br />
der optischen Dichte auf die geschwärzte Fläche auffallende, (P der durchgelassene Lichtstrom ist.<br />
Die meßbaren optischen Dichten liegen etwa im Bereich zwischen 0,01 und 6. Eine Änderung der<br />
optischen Dichte um 0,02 ist bei scharfen Übergängen noch mit dem Auge wahrnehmbar.<br />
Die Dichtekurve (früher: Schwärzungskurve) ist die graphische Darstellung der optischen<br />
Dichte S einer bestrahlten und entwickelten photographischen Schicht in Abhängigkeit von der<br />
Energiedosis D im Umgebungsmaterial am Ort des Films. Auch unbestrahlte Filme ergeben beim<br />
Auswerten einen endlichen Wert der optischen Dichte, den Nulleffekt.<br />
Das Ansprechvermögen ist der Quotient der hinsichtlich des Nulleffekts korrigierten optischen<br />
Dichte und der Dosis im Umgebungsmaterial am Ort der Photoemulsion. Das relative Ansprechvermögen<br />
in Abhängigkeit von der Energie fällt bei Photonenstrahlung vom Maximum bei etwa<br />
35 keV auf etwa 1/40 des Maximumwertes bei 500 keV und bleibt dann annähernd konstant. Für<br />
Elektronenstrahlung fällt das Ansprechvermögen vom Maximum bei etwa lOOkeV auf etwa die<br />
Hälfte bei 500 keV und bleibt dann ebenfalls konstant.<br />
Das Ansprechvermögen unterhalb einer bestimmten Dosis, die von der Filmsorte und der<br />
Strahlenqualität abhängt, ist von der Dosisleistung unabhängig. Dies gilt <strong>für</strong> optisches Licht i. allg.<br />
nicht, worauf bei der Anwendung von Szintillatoren zur Verstärkung der optischen Dichte zu<br />
achten ist (Verstärkerfolien s. <strong>7.4</strong>.5.2).<br />
Da die Steilheit der Dichtekurve <strong>für</strong> eine Emulsion von Charge zu Charge merklich<br />
schwanken kann und die Filmentwicklung die optische Dichte beeinflußt, müssen mit<br />
Probefilmen aus derselben Charge Kalibrierungen <strong>für</strong> die zu untersuchenden Dosis- und<br />
Energiebereiche durchgeführt werden. Die zur Messung verwendeten Filme sind dann<br />
unter den gleichen Bedingungen zu entwickeln und zu fixieren. Je empfindlicher die<br />
Filme sind, um so stärker ist der Rückgang des latenten Bildes in der Zeit zwischen<br />
Bestrahlung und Entwicklung (Fading). Der Rückgang der optischen Dichte kann bei<br />
etwa 60% relativer Luftfeuchte nach 100 h bis zu 50% betragen.
<strong>7.4</strong>.5 Nachweis mittels photographischer Emulsionen<br />
445<br />
<strong>7.4</strong>.5.2 Filme in Strahlentherapie und -diagnostik<br />
Photoemulsionen werden in der Strahlentherapie angewandt, wenn relative Dosisverteilungen<br />
über größere Flächen gemessen werden müssen. Das räumliche Auflösungsvermögen<br />
der Filmmethode ist unübertroffen. Die punktweise Messung der Dosisverteilung<br />
z. B. mit Thermolumineszensdosimetern (s. <strong>7.4</strong>.3.2) würde viel zeitaufwendiger sein.<br />
Die Bestimmung der Wasser-Energiedosis D an einem Punkt in der Tiefe eines Phantoms<br />
mit einer relativen Gesamtunsicherheit von weniger als 5% ist nur bei günstiger<br />
Kombination von Film und Entwickler und optimalen Entwicklungsbedingungen<br />
möglich (Rassow (1980), Fehrentz u. Zunter (1968), Rassow u. Strüter (1971)).<br />
Der optischen Dichte des Meßfilms wird mit Hilfe der bei einer Bezugsstrahlung<br />
gemessenen Dichtekurve der mitentwickelten Probefilme eine Energiedosis Z)ref zugeordnet.<br />
Durch Multiplikation mit dem Quotienten h der Ansprechvermögen bei der<br />
Primärstrahlung und bei der Bezugsstrahlung (bei gleicher optischer Dichte) und dem<br />
Phantomtiefenfaktor k^, der das mit der Phantomtiefe veränderliche lokale Photonenspektrum<br />
und die damit verbundenen Änderungen des Filmansprechvermögens berücksichtigt,<br />
ergibt sich D=D„ihkp.<br />
Rdntgenrohne<br />
Bleiblenden<br />
Streustrahlung<br />
Fig. <strong>7.4</strong>5<br />
Aufbau einer Röntgendurchstrahlungseinrichtung in<br />
der Diagnostik nach Lang (1979)<br />
primäres<br />
Röntgenstrohlungsbündel<br />
Zur diagnostischen An wendung von Röntgenstrahlung werden Einrichtungen nach<br />
Fig. <strong>7.4</strong>5 benutzt (Johns u. Cunningham (1983), Lang (1979)). Die durch das Objekt<br />
hindurchgehende primäre Röntgenstrahlung erzeugt das Bild auf dem Film, während die<br />
Streustrahlung größtenteils durch das aus Bleilamellen bestehende Raster absorbiert<br />
wird. Zwischen Raster und Film befindet sich meist eine in der Figur nicht eingezeichnete<br />
Ionisationskammer zur Belichtungssteuerung des Films. Die photographische Wirkung<br />
der Röntgen- und Gammastrahlung läßt sich durch Verstärkerfolien erheblich erhöhen<br />
(DIN 6830, Teil 1 (1975)). Zur Qualitätskontrolle diagnostischer Röntgenanlagen dienen<br />
Konstanzprüfungen (Margraf und Bork (1991) gemäß § 16 der Röntgenverordnung<br />
(RöV (1987)).<br />
<strong>7.4</strong>.5.3 Filme im Strahlenschutz<br />
Filmdosimeter werden zur Einzelüberwachung der äußeren Strahlenexposition von<br />
Personen nach der Röntgenverordnung (RöV (1987)) und der Strahlenschutzverordnung<br />
(StrlSchV (1989)) benutzt. Sie werden von zentralen Meßstellen ausgewertet. In den <strong>für</strong>
446 <strong>7.4</strong> <strong>Nachweismethoden</strong> <strong>für</strong> <strong>ionisierende</strong> <strong>Strahlung</strong><br />
Photonen- und Betastrahlung verwendeten Filmplaketten liegen i. allg. zwei in Polyethylen<br />
eingeschlossene Filme zwischen Filtern verschiedener Dicke (Cu) oder verschiedenen<br />
Materials (AI, Cu, Pb). Der eine Film ist <strong>für</strong> hohe, der andere <strong>für</strong> niedrige Dosen<br />
vorgesehen. Aus den unterschiedlichen optischen Dichten der Felder auf dem Film, die<br />
hinter den Filtern exponiert worden sind, läßt sich die Strahlenqualität grob bestimmen<br />
(Dresel (1956), DIN 6816 (1984)). Die Filmplaketten sind zur Messung von Photonen<br />
mit Energien zwischen 20keV und 3 MeV geeignet. Der Meßbereich der Personendosis<br />
liegt mit zwei Filmen zwischen 0,2 mSv und 1 Sv. Wegen der Dicke der Emulsion und der<br />
Filmverpackung ist Filmdosimetrie von Betastrahlen erst bei Energien oberhalb 300 keV<br />
möglich. Damit besteht die Gefahr der Unterschätzung einer durch Betastrahlung<br />
hervorgerufenen Personendosis.<br />
<strong>7.4</strong>.6 Elektrische Effekte in Festkörpern (K. Hohlfeld)<br />
<strong>7.4</strong>.6.1 Halbleiterdetektoren<br />
Physikalische Grundlagen und Eigenschaften Wie in Gasen so entstehen auch in festen<br />
Stoffen durch Bestrahlung Ladungsträgerpaare. Gewöhnlich können diese jedoch<br />
nicht zum Nachweis ausgenutzt werden, weil sie entweder in Isolatoren unbeweglich<br />
oder in leitenden Stoffen neben den vorhandenen beweglichen Ladungsträgern nicht<br />
nachweisbar sind. In Halbleitern beträgt der mittlere Energieaufwand zur Bildung eines<br />
Ladungsträgerpaares etwa 1/10 des Wertes in Gasen, die Dichte der Halbleiter ist<br />
dagegen rund 2000mal so groß. Damit werden unter gleichen Bedingungen in gleich<br />
großen Volumina in Halbleitern 20000mal mehr Ladungsträgerpaare erzeugt als in<br />
Gasen. Wegen des vergleichsweise geringen Eigenwiderstandes ist eine Anwendung von<br />
Halbleitermaterial <strong>für</strong> Festkörper-Ionisationskammern direkt nicht möglich. Bei Silicium<br />
und Germanium ist es nach verschiedenen Methoden möglich, die Zahl der<br />
vorhandenen beweglichen Ladungsträger soweit herabzusetzen, daß die durch <strong>Strahlung</strong><br />
erzeugten Ladungsträgerpaare gemessen werden können. Dies gilt auch <strong>für</strong> die sog.<br />
Leitfähigkeitsdetektoren (Cadmiumsulfid u. a.), bei denen die Zahl der Ladungsträger<br />
im unbestrahlen Zustand von Natur aus genügend klein ist. Zu den Festkörperdetektoren<br />
zählen neben den Halbleitern auch die Szintillations- und Lumineszenzdetektoren<br />
(s. <strong>7.4</strong>.3).<br />
Die Leitfähigkeitseigenschaften der Halbleiter werden durch das Bändermodell beschrieben.<br />
Im „Valenzband" sind die Ladungsträger unbeweglich. Durch Energiezufuhr<br />
(Wärme oder <strong>Strahlung</strong>) können sie in das höherliegende „Leitungsband" gehoben<br />
werden, in welchem sie beweglich sind. Die „verbotene Lücke" zwischen den Bändern<br />
(der Bandabstand) beträgt 1,12 eV bei Si und 0,67 eV bei Ge.<br />
Der Ladungstransport im Leitungsband wird durch Elektronen und „Defektelektronen"<br />
bewirkt, letztere werden auch „Löcher" genannt. Je nachdem, ob die Zahl der Elektronen<br />
oder die der Löcher überwiegt, spricht man von n-leitendem oder p-leitendem<br />
Material.<br />
Eine Verbindungsdiode (e: junction diode) entsteht, wenn die eine Seite eines Kristalls großer<br />
Reinheit bis zu einer bestimmten Grenze durch Dotierung n-leitend, die andere Seite p-leitend<br />
gemacht wird. Die beweglichen positiven und negativen Ladungsträger ziehen sich an und<br />
vereinigen sich, in einem Gebiet um die Grenze zwischen dem n-leitenden und p-leitenden Material<br />
herum entsteht ein von beweglichen Ladungsträgern freies Gebiet. Man nennt dieses p-n-Übergangsgebiet<br />
Verarmungszone oder intrinsische (() Schicht. Als elektrisches Leitungsele-
<strong>7.4</strong>.6 Elektrische Effekte in Festkörpern 447<br />
ment stellt die p-n-Verbindung einen Gleichrichter dar: in Sperrichtung wirkt die Verarmungszone<br />
wie ein Isolator. Die n- bzw. p-leitenden Seitenteile des Kristalls verhalten sich wie die<br />
Elektroden einer gasgefüllten Ionisationskammer. Die Verarmungszone stellt das empfindliche<br />
Volumen dar; die in ihm durch <strong>Strahlung</strong> erzeugten lonenpaare werden wie in einer Ionisationskammer<br />
durch das elektrische Feld gesammelt. Die Feldstärke nimmt innerhalb der Sperrschicht<br />
von einem Höchstwert bis auf Null ab, die entsprechende Strecke d kennzeichnet die Dicke der<br />
Verarmungsschicht.<br />
Die Dicke d ist von der angelegten Spannung U und der Störstellendichte /i; abhängig. Diese ist <strong>für</strong><br />
Elektronen und Löcher gleich und bestimmt mit den Beweglichkeiten /ip <strong>für</strong> die Löcher und fi^ <strong>für</strong><br />
die Elektronen den spezifischen Widerstand.<br />
= + (7.77)<br />
wobei e die Elementarladung ist.<br />
Für die Dicke der Verarmungszone in Silicium gilt in guter Näherung die Zahlenwertgleichung<br />
d=0,5 yJprU (7.78)<br />
{din um, pj in ficm und (7in V). Die Begrenzungen der Verarmungszone können als Platten (Fläche<br />
eines Kondensators der Kapazität C mit dem Abstand d aufgefaßt werden, wobei der<br />
Zwischenraum mit Material der relativen Dielektrizitätskonstante E gefüllt ist:<br />
C=8,85-10 '^fi^/rf (7.79)<br />
(Zahlenwertgleichung: CinF,A in m^, d in m).<br />
Die in der Verarmungszone erzeugte Ladung Q wird nahezu vollständig gesammelt und ergibt<br />
einen Spannungspuls v.<br />
v = Q/C^ = Ee/{WC^). (7.80)<br />
E ist die durch <strong>Strahlung</strong> übertragene Energie, W der mittlere Energieaufwand zur Bildung eines<br />
Ladungsträgerpaares und Cg die Gesamtkapazität. Aus Gl. (7.80) geht hervor, daß Halbleiterdetektoren<br />
als Spektrometer geeignet sind; die Pulssignalhöhe ist der übertragenen Energie<br />
proportional. In Tab. 7.8 sind einige <strong>für</strong> die <strong>Strahlung</strong>smessung wichtigen Eigenschaften von<br />
Halbleitern angegeben.<br />
Gewöhnliche Halbleiterdioden haben Verartnungszonen mit Dicken bis zu einigen<br />
hundert um und erlauben in Sperrichtung das Anlegen von Spannungen bis zu 100 V.<br />
Eine spezielle Ausführung, die Oberflächensperrschicht-Detektoren, besteht aus<br />
einem Scheibchen n-leitenden Grundmaterials (Silicium oder Germanium), auf dessen<br />
Tab. 7.8 Physikalische Eigenschaften von Halbleiterdetektor-Materialien. ^Fist die zur<br />
Bildung eines Elektron-Lochpaares aufzuwendene Energie<br />
Halbleiter- Ord- Dichte Bandabstand Elektronen- Löcher- W<br />
material nungs- in g/cm^ bei 20 beweglichkeit beweglichkeit in<br />
zahl in eV incm^V 's ' incm^V 's ' eV<br />
SiUcium 14 2,33 1,12 1500 500 3,6<br />
Germanium 32 5,32 0,67 3800 1800 2,8<br />
GaAs 31, 33 1,43 8500 420<br />
CdTe 48, 34 6,3 1,5 100 100<br />
InSb 49,51 0,17 7800 750<br />
GaSb 31,51 0,67 4000 1400
448 <strong>7.4</strong> <strong>Nachweismethoden</strong> <strong>für</strong> <strong>ionisierende</strong> <strong>Strahlung</strong><br />
einer Fläche eine dünne p-leitende Oxidschicht erzeugt wird. Auf diese wird als Kontakt<br />
eine Goldschicht von 10 bis 20 nm Dicke gedampft, die zugleich einen Leckstrom durch<br />
Lichteinwirkung verhindert. Die flächenbezogene Masse des Eintrittsfensters <strong>für</strong><br />
<strong>Strahlung</strong> entspricht einer Siliciumschichtdicke von weniger als 0,5 um. Der Kontakt auf<br />
der Rückseite wird i. allg. durch Einlegieren von Aluminium hergestellt. Detektoren mit<br />
größeren Tiefen des empfindlichen Volumens erfordern Kristalle von höchster Reinheit<br />
mit den entsprechenden Abmessungen; schon geringe Spuren von Verunreinigungen<br />
bewirken einen untragbar hohen Dunkelstrom. Erhältlich, wenn auch teuer, sind heute<br />
Germanium-Reinstkristalle (HPGe-Detektoren) mit Dicken der Verarmungszone<br />
bis zu 45 mm.<br />
Mit koaxialen HPGe-Detektoren, bei denen der eine Kontakt (z. B. der p-Kontakt in der<br />
Achse) durch eine Schicht gebildet wird, in die Lithium eindiffundiert wurde, und der<br />
andere (n-Kontakt von außen) durch Implantation von Bor, lassen sich Meßvolumina<br />
bis zu etwa 700 cm^ (Firma EG &G, Ortec) erreichen.<br />
Verarmungszonen lassen sich auch durch Kompensation der von den Verunreinigungen erzeugten<br />
Ladungsträger mit Hilfe von Lithiumionen herstellen. Diese werden durch Einwirkung eines<br />
elektrischen Feldes bei erhöhter Temperatur in den Si- bzw. Ge-Kristall hineingezogen. Mit den als<br />
p-i-n-Dioden bekannten lithiumgedrifteten Germanium- und Siliciumkristallen erreicht<br />
man empfindliche Volumina bis zu 30 cm^ Ge(Li)-Dioden müssen zur Aufrechterhaltung der Lilonenverteilung<br />
im Kristall permanent mit flüssigem Stickstoff gekühlt werden.<br />
Auch HPGe-Detektoren werden ebenso gekühlt, um die Beweglichkeit der Ladungsträger zu<br />
erhöhen und das Rauschen des Detektors zu erniedrigen.<br />
Anwendungen der Halbleiterdetektoren Die Ansprechwahrscheinlichkeit <strong>für</strong> die Zählung<br />
geladener Teilchen beträgt nahezu 100%, wenn das Eintrittsfenster dünn genug<br />
ist, um Teilchen mit ausreichender Energie in das empfindliche Volumen gelangen zu<br />
lassen. Die Tiefe dieses Volumens muß so groß sein, daß die in ihm erzeugten<br />
Impulssignale größer als die Rauschimpulse sind. Vom Hersteller wird das Rauschen des<br />
Detektors mit zugehörigem Verstärker gewöhnlich als Energie (in keV) angegeben, die<br />
ein Teilchen besitzt, das einen dem Rauschimpuls äquivalenten Puls erzeugt. Aus den<br />
Abmessungen des Detektors und dem Bremsvermögen der nachzuweisenden Teilchen<br />
läßt sich die im Detektor abgegebene Energie einfach abschätzen.<br />
Die Zählung von Photonen im Energiebereich der Röntgenstrahlung erfordert dünne<br />
Eintrittsfenster, um die Schwächung gering zu halten, und tiefe Verarmungszonen (groß gegen die<br />
Schwächungslänge \/n). Die Ansprechwahrscheinlichkeit eines Si(Li)-Detektors mit 1 cm tiefer<br />
Verarmungszone ist z. B. im Photonenenergiebereich bis 90 keV größer als 10%. Für Gammastrahlung<br />
höherer Energie sind Ge(Li)- bzw. HPGe-Detektoren (größeres Z) erforderlich. Die<br />
Ansprechwahrscheinlichkeit der Ge(Li)-Detektoren wird häufig auf diejenige eines Nal(Tl)-<br />
Szintillationsdetektors von 76,2 mm Höhe und 76,2 mm Durchmesser bezogen. Sie liegt <strong>für</strong><br />
Germanium-Detektoren von etwa 50cm' empfindlichem Volumen bei etwa 10%. Die größten<br />
kommerziell erhältlichen HPGe-Detektoren erreichen eine relative Ansprechwahrscheinlichkeit<br />
von ca. 160% und eine Energieauflösung von 2,1 keV (Halbwertsbreite) (s. auch 7.6.2.1).<br />
Die Messung der Energiespektren von Photonen und geladenen Teilchen mit<br />
Halbleiterdetektoren ist unter 7.6.2.1 ausführlich beschrieben.<br />
Die Zeitauflösung von Oberflächensperrschichtdetektoren ist infolge der dünnen<br />
Schichten sehr hoch, es werden Ansprechzeiten bis herab zu 10 's erreicht. Für<br />
Koinzidenz- und Antikoinzidenzschaltungen sind diese Detektoren wegen ihrer geringen<br />
Ansprechwahrscheinlickeit <strong>für</strong> Photonen allerdings weniger gut geeignet als Szintillatoren.
<strong>7.4</strong>.6 Elektrische Effekte in Festkörpern 449<br />
Zur Neutronenzählung wird die Kernumwandlung des Siliciums ausgenutzt. Bei<br />
hohen Zählraten besteht die Gefahr, daß sich die Nachweiseigenschaften durch<br />
Strahlenschäden des Detektormaterials ändern. In Tab. 7.9 sind Fluenzen <strong>für</strong> verschiedene<br />
Strahlenarten angegeben, bei denen Veränderungen merklich werden.<br />
Tab. 7.9 Strahlenschäden in Halbleitern<br />
Detektorart<br />
Teilchenfluenz, die eine Änderung des Ansprechvermögens<br />
bewirkt, in cm 2<br />
Elektronen schnelle Protonen a-Teilchen<br />
Neutronen<br />
Oberflächensperrschicht-<br />
Detektoren 10" 10'2 10'" 10'<br />
Diffundierte Detektoren 10'^ 10'^ 10'" 10'<br />
Si(Li) 10'^ 10" 10'<br />
Ge(Li) 10^ bis 10'<br />
P-leitende Siliciumdioden werden <strong>für</strong> Dosis- und Dosisleistungsmessungen dort angewandt.<br />
Wo im Vergleich zu Ionisationskammern durch hohe Detektorsignale kurze Meßzeiten und eine<br />
hohe räumliche Auslösung erreicht werden sollen, z. B. bei der Aufnahme von Tiefendosisverteilungen<br />
in einem Wasserphantom. Mit Hilfe perforierter Umhüllungen läßt sich das Ansprechvermögen<br />
der Detektoren so beeinflussen, daß die Tiefendosiswerte von den mit Ionisationskammern<br />
erhaltenen um weniger als 2% abweichen (Rikner (1985a, 1985b), Rikner u. Gruseil (1985,<br />
1987)); anders als bei Ionisationskammern spielen bei Halbleiterdetektoren der Dichteeffekt und<br />
Feldstörungseffekte nur eine untergeordnete Rolle.<br />
Bei gepulster <strong>Strahlung</strong> aus Beschleunigern sind p-Si-Dioden bis zu 0,2Gy pro Puls<br />
dosisleistungs-unabhängig. Sie haben gegenüber n-Si-Dioden den Vorteil, weniger empfindlich<br />
<strong>für</strong> Strahlenschäden zu sein. Nach Rikner u. Gruseil (1983) vermindert sich das mit<br />
^Co-Gammastrahlung gemessene Ansprechvermögen nach Vorbestrahlung mit 20-MeV-Elektronen<br />
in Abhängigkeit von der erzeugten Energiedosis während der ersten 2kGy sehr rasch,<br />
danach jedoch nur langsam und linear mit etwa 2%/kGy <strong>für</strong> p-Si- und 7%/kGy <strong>für</strong><br />
n-Si-Dioden. Bezogen auf gleiche Energiedosen ist die Lebensdauer bei Bestrahlung mit<br />
Co-Gammastrahlung um etwa einen Faktor 20 größer als bei Bestrahlung mit 20-MeV-<br />
Elektronen.<br />
Vorsichtsmaßnahmen bei der Verwendung von Halbleiterdetektoren Die Oberfläche der Detektoren<br />
darf auf keinen Fall mechanisch beschädigt oder z. B. durch Berühren mit den Fingern verunreinigt<br />
Werden. Staubteilchen dürfen von der Oberfläche nur mittels eines schwachen und sauberen<br />
Luftstromes entfernt werden. In einer Atmosphäre, die Quecksilberdampf, Pumpenöl, organische<br />
Lösungsmittel oder größere Mengen Wasserdampf usw. enthält, können bleibende Schäden<br />
entstehen, die ein Ansteigen des Sperrstromes und damit eine Verschlechterung der Energieauflösung<br />
zu Folge haben.<br />
Die Vorspannung soll stets nur langsam auf den gewünschten Wert gesteigert werden. Dabei ist es<br />
zweckmäßig, das Rauschen am Ausgang des angeschlossenen Verstärkers mit einem Oszillographen<br />
zu überwachen. Ein plötzliches Ansteigen des Rauschpegels deutet auf einen Durchbruch hin,<br />
der zur Zerstörung führen kann. Bei schnellen Druckänderungen in Vakuumkammern (z. B. bei<br />
Belüften oder Auspumpen) soll die Vorspannung am Detektor abgeschaltet werden. Bei Beachtung<br />
dieser Punkte wird die Lebensdauer von Halbleiterdetektoren im wesentlichen nur durch die im<br />
Kristall hervorgerufenen Strahlenschäden begrenzt (s. Tab. 7.9). Daher sollten sie nicht länger als<br />
notwendig der <strong>Strahlung</strong> ausgesetzt werden. Im direkten Strahl eines Teilchenbeschleunigers oder
450 <strong>7.4</strong> <strong>Nachweismethoden</strong> <strong>für</strong> <strong>ionisierende</strong> <strong>Strahlung</strong><br />
in starken Neutronenfeldern können Halbleiterdetektoren schon in kurzer Zeit durch Strahlenschäden<br />
unbrauchbar werden.<br />
Zusammenfassende Literatur zu <strong>7.4</strong>.6.1: Becker u. Scharmann (1975), Bertolini u. Coche(1968), Bueker<br />
(1971), Kuhn (1969), Knoll (1992), Tait(1980).<br />
<strong>7.4</strong>.6.2 Elektrische Leitfähigkeit in Kristallen, Isolatoren und Flüssigkeiten<br />
Isolierende Kunststoffe, dielektrische Flüssigkeiten und Kristalle (z. B. CdS, CdSe und<br />
CdTe) ändern bei Bestrahlung durch die Erzeugung von Ladungsträgerpaaren ihre<br />
elektrische Leitfähigkeit. Der bei Anlegen einer Spannung entstehende Strom ähnelt in<br />
seinem Verhalten in vielen Fällen nicht dem einer Festkörper-Ionisationskammer,<br />
sondern dem von Zählrohren mit Verstärkungsfaktoren bis zu 10"^ (ausführliche<br />
Erläuterungen s. Fowler (1966)). Das Ansprechvermögen der Kristalle hängt stark von<br />
den Herstellungsbedingungen ab, bei ''"Co-Gammastrahlung können Werte bis zu<br />
10 ' Ah/Gy erreicht werden. Die angelegte Spannung beträgt 100 V, der Dunkelstrom<br />
liegt bei etwa 10 'A.<br />
Nach Fowler (1966) liefert ein CdS-Einkristall bei einer "Co-Gammastrahlung mit der<br />
Dosisleistung 10 mGy/rain einen Strom von 5 nA. Das Zeitintervall, innerhalb dessen die Anzeige<br />
nach Beendigung der <strong>Strahlung</strong> auf 1/10 abfällt, beträgt bei lOmGy/min 1 bis 5 s. Die<br />
Stromanstiegs- und -abfallzeit läßt sich durch Vorbestrahlung wesentlich vermindern, z. B. durch<br />
Aufbewahrung des Detektors in der Nähe eines radioaktiven Präparates (Turner u. a. (1963)).<br />
Nachteilig <strong>für</strong> die allgemeine Anwendung in der Dosimetrie mit Photonenstrahlung ist<br />
die starke Energieabhängigkeit des Ansprechvermögens der CdS-Kristalle. Das Ansprechvermögen<br />
bei 0,1 MeV ist etwa 50mal größer als das bei 2 MeV.<br />
Für Isolierstoffe wie Polyethylen, Polytetrafluorethylen (Teflon) und Polymethylmethacrylat<br />
(Plexiglas) sind hohe Dosisleistungen erforderlich, um meßbare Ströme zu erreichen; <strong>für</strong> Proben<br />
von einer Fläche von 1 cm^ und 0,25 mm Dicke liegen die Ansprechvermögen bei 10 '"Ah/Gy.<br />
Gemeinsam mit den Flüssigkeits-Ionisationskammern (Johansson u. Svensson (1982)) haben<br />
diese Detektoren <strong>für</strong> Anwendungen in der biologischen Forschung den Vorzug der Gewebeäquivalenz.<br />
Über die Anwendung von natürlichen Diamanten als Detektoren zur Messung räumlicher<br />
Dosisverteilungen berichten Vatnitsky u. a. (1993).<br />
<strong>7.4</strong>.7 Kalorimeter (M. Roos)<br />
Kalorimeter werden in der Radiologie <strong>ionisierende</strong>r <strong>Strahlung</strong> als Radionuklid-,<br />
Strahlleistungs-, In-Reaktor- und Dosiskalorimeter angewandt (Gunn (1976)). Als<br />
vorteilhaft erweist sich im allgemeinen die einfache, eindeutige Interpretierbarkeit der<br />
Ergebnisse, nachteilig sind eine geringe Empfindlichkeit, hoher apparativer Aufwand<br />
und zeitaufwendige Meßabläufe. Der folgende Abschnitt beschränkt sich auf eine kurze<br />
Darstellung der Dosiskalorimeter.<br />
Dosiskalorimeter Kalorimetrisch läßt sich die Energiedosis ihrer Definition (s. 7.8.1)<br />
entsprechend messen, wenn die übertragene <strong>Strahlung</strong>senergie vollständig in Wärme<br />
umgewandelt wird oder die Energieabweichung, der „kalorische Defekt", seiner Größe<br />
nach bekannt ist und korrigiert werden kann. Beträgt die strahlungsinduzierte Temperaturerhöhung<br />
A öl, dann ist die Energiedosis D^ in einem Stoff m mit der spezifischen<br />
Wärmekapazität c^ ohne kalorischen Defekt gegeben durch<br />
= (7.81)
<strong>7.4</strong>.7 Kalorimeter 451<br />
Das strahlungsinduzierte Temperaturprofil entspricht somit der Dosisverteilung im<br />
bestrahlten Material.<br />
Festkörperkalorimeter Bei diesem wird - zur Minimierung von Temperaturverfälschungen<br />
durch Wärmetransport - ein Massenelement A/w von wenigen Gramm (der<br />
„Absorber") thermisch gegenüber dem umgebenden Phantommaterial isoliert.<br />
Die auf den Absorber übertragene <strong>Strahlung</strong>senergie wird durch Vergleich der<br />
strahlungsinduzierten Temperaturerhöhung Ai9, mit der durch elektrisches Heizen mit<br />
der Energie fV^i erzeugten Temperaturerhöhung A^2= f^ei/(Cp m^f) bestimmt. Mit<br />
Gl. (7.81) folgt:<br />
D^ = (^VjAm)(A^,/Aß2). (7.82)<br />
Zur weiteren Verringerung der Meßunsicherheiten durch Wärmetransport ist es<br />
vorteilhaft, das Kalorimeter sowohl bei der Bestrahlung als auch bei der elektrischen<br />
Wärmezufuhr annähernd adiabatisch zu betreiben.<br />
Für die Dosimetrie der Photonen- und Elektronenstrahlung ist Graphit als Festkörpermaterial<br />
besonders gut geeignet, da seine Ordnungszahl der effektiven Ordnungszahl von Gewebe, Wasser<br />
und Luft ähnlich ist, seine gute Wärmeleitfähigkeit <strong>für</strong> einen raschen Temperaturausgleich sorgt<br />
und sein kalorischer Defekt i. allg. vernachlässigbar klein ist.<br />
Graphitkalorimeter werden deswegen von mehreren Nationallaboratorien zur Realisierung der<br />
Einheit der Energiedosis benutzt (s. Domen (1969), Engelke u. Hohlfeld (1971), Guiho u. a.<br />
(1978)).<br />
Das Graphitkalorimeter der Physikalisch-Technischen Bundesanstalt in Brauschweig mißt Graphit-Energiedosen<br />
ab 0,5 Gy bei Dosisleistungen ab 0,05 Gy min ' mit einer maximalen Unsicherheit<br />
von 0,5%. Die Umrechnung auf die Wasser-Energiedosis erhöht die Unsicherheit auf etwas<br />
über 1%.<br />
In der Neutronendosimetrie werden Festkörperkalorimeter aus gewebeähnlichen Kunststoffen<br />
verwendet (McDonald (1976)), da Graphit <strong>für</strong> Neutronenstrahlung nicht hinreichend<br />
gewebeähnhch ist. Als nachteilig erweist sich die geringe Temperaturieitfähigkeit (langsames<br />
Ausgleichen von Temperaturgradienten im Absorber) und der im allgemeinen vorhandene<br />
kalorische Defekt (McDonald u. Goodman (1982)).<br />
Wasser-Dosiskalorimeter Während die Funktionsfähigkeit von Festkörperkalorimetern<br />
eine hinreichend gute Temperaturleitfähigkeit voraussetzt, nutzt man beim Wasser-<br />
Dosiskalorimeter die sehr geringe Temperaturleitfähigkeit von Wasser (Domen(1982)).<br />
Wird Konvektion durch mechanische Vorkehrungen oder durch Betrieb des Kalorimeters<br />
bei einer Wassertemperatur von 4°C verhindert (siehe z. B. Domen u. a. (1991)), so<br />
bleibt die strahlungsinduzierte Temperaturerhöhung in vielen Fällen hinreichend lange<br />
erhalten, um die dosisproportionale lokale Erwärmung messen zu können. Ohne<br />
kalorischen Defekt ergibt sich die Wasser-Energiedosis daraus unmittelbar nach<br />
Gl. (7.81). Das Kalorimeter (s. Fig. <strong>7.4</strong>6) besteht im wesentlichen aus einem wassergefüllten<br />
PMMA-Behälter, der gegenüber seiner Umgebung thermisch isoliert ist. Die<br />
<strong>Strahlung</strong> fällt durch ein Eintrittsfenster (mit Durchstrahlung der Isolation) auf die<br />
gesamte Stirnfläche des Wasserphantoms. Die strahlungsinduzierte Temperaturerhöhung<br />
Ai?|(A!?|/Z)„ = 0,24mK/Gy) wird mit kalibrierten Thermistoren gemessen. Die<br />
Wassertemperatur beträgt etwa 4°C; vor Beginn der Bestrahlung können Temperaturgradienten<br />
durch mechanisches Rühren oder durch Gaszufuhr aus feinen Düsen<br />
beseitigt werden.
452 <strong>7.4</strong> <strong>Nachweismethoden</strong> <strong>für</strong> <strong>ionisierende</strong> <strong>Strahlung</strong><br />
2<br />
Fig. <strong>7.4</strong>6<br />
Wasser-Dosiskalorimeter (schematisch)<br />
1 Detektor bestehend aus zwei Thermistoren, die<br />
zwischen zwei von PMMA-Ringen aufgespannte<br />
Fohen gebettet sind, 2 mit Wasser gefüllter PMMA-<br />
Behälter, 3 Wärmeisolation, 4 Kühlwendel, 5 Glasdüsen<br />
<strong>für</strong> Gaszufuhr<br />
Da Wasser einen kalorischen Defekt aufweisen kann (Fletcher (1982), Ross u.a.<br />
(1984)), muß eine Absolutbestimmung der Wasser-Energiedosis die experimentelle<br />
Bestimmung dieses Defektes (Roosu. Hohlfeld (1992)) einschließen.<br />
Neben der Möglichkeit der Absolutbestimmung kann das Kalorimeter als energieunabhängiges<br />
Sekundärnormal im Gesamtbereich der hochenergetischen Röntgenstrahlung und mit Einschränkungen<br />
auch bei anderen Strahlenarten eingesetzt werden (Roes u. Hohlfeld (1987)).<br />
Zusammenfassender Bericht zur Dosiskalorimetrie: Domen (1987).<br />
<strong>7.4</strong>.8 Biologische Indikatoren (M. Schneider)<br />
In der biologischen Forschung werden vielfach die Zellteilungsraten bestimmter<br />
Bakterienstämme (z. B. E. Coli) als biologische Dosimeter verwendet. Für den Nachweis<br />
einer Strahlenexposition kann in Ergänzung zur physikalischen Dosimetrie der Mensch<br />
als biologischer Indikator betrachtet werden. Trotz der Komplexität des menschlichen<br />
Organismus können einige Reaktionen als Indikatoren <strong>für</strong> eine Strahlenexposition<br />
verwendet werden, aus denen sich Rückschlüsse auf die im Körper erzeugte Dosis ziehen<br />
lassen (Kaul u.a. (1986), Stephan (1983)).<br />
Die verschiedenen Indikatoren können grob in vier Gruppen unterteilt werden:<br />
- Chromosomenaberrationen in Blutlymphozyten<br />
- zytologische bzw. zytogenetische Indikatoren<br />
- biochemische Indikatoren<br />
- immunologische Indikatoren<br />
Chromosomenaberrationen in Blutlymphozyten Unter den biologischen Indikatoren hat<br />
die Bestimmung von dizentrischen Chromosomenaberrationen im Dosisbereich bis 5 Gy<br />
die größte praktische Bedeutung. Als Maß <strong>für</strong> die auf das Gewebe übertragene<br />
Energiedosis wird die Anzahl der im Mikroskop beobachteten Veränderungen an den<br />
Chromosomen verwendet. Bei Strahlenunfällen wird eine Blutprobe der betroffenen<br />
Person zur Auswertung an eine zentrale Stelle gesandt (Stephan (1979)).<br />
Bei einer Ganzkörperbestrahlung beobachtet man abhängig von der Strahlenqualität<br />
etwa 1 bis 3 dizentrische Chromosomen per Gy und 1000 ausgezählte Zellen, ohne<br />
Bestrahlung etwa 0,1 bis 0,3. Die untere Nachweisgrenze liegt bei etwa 0,1 Gy <strong>für</strong> eine<br />
Ganzkörperbestrahlung.
<strong>7.4</strong>.8 Biologische Indikatoren 453<br />
Die Empfindlichkeit der Methode und die Streuung der Daten hängt stark von dem individuellen<br />
Auswerteverfahren ab. Deshalb ist es notwendig, stets auch Daten <strong>für</strong> eine Population unbestrahlter<br />
Personen als Kontrolle zu verwenden.<br />
In besonderen Fällen kann bei weitergehender Analyse der Chromosomenschädigungen aus der<br />
Häufigkeit bestimmter Schädigungen geschlossen werden, ob eine Strahlenexposition kürzlich<br />
erfolgte oder ob eine über einen längeren Lebensabschnitt in der Vergangenheit erfolgte<br />
Strahlenexposition vorliegt. Aus diesen Daten kann die integrierte Lebensdosis bestimmt werden<br />
(Straumeu.a. (1992)).<br />
Der Aufwand der Methode ist beträchtlich, da <strong>für</strong> eine Bestimmung bei niedrigen Dosen<br />
ca. 1000 bis 1500 Zellen analysiert werden müssen. Automatisierte Verfahren können die<br />
Arbeit erleichtern (Lorch u.a. (1992)).<br />
Zytologische bzw. zytogenetische Indikatoren Im hämapoetischen bzw. lymphopoetischen System<br />
können als biologische Indikatoren folgende Parameter verwendet werden.<br />
- Vermehrtes Auftreten von Mikronuclei in Blutlymphozyten und Knochenmarkzellen. Ein<br />
vermehrtes Auftreten von Mikronuclei in Lymphozyten und im Knochenmark nach einer<br />
Strahlenexposition ist beobachtet worden. Der Zusammenhang zwischen Dosis und Anzahl der<br />
entstandenen Mikronuclei ist bisher wegen der großen Variationsbreite der „Normalwerte" noch<br />
nicht so hinreichend gesichert, daß eine Dosis-Wirkungsbeziehung sowie die optimale Zeitspanne<br />
zwischen Exposition und Auswertung angegeben werden kann.<br />
Die Auswertung kann mittels der Durchflußzytometrie erfolgen.<br />
- Zytologische Veränderungen in der Spermatogenese. Veränderungen an Spermien können in den<br />
Hoden beim männlichen Geschlecht nachgewiesen werden. Als biologischer Indikator wird der<br />
Einfluß der <strong>ionisierende</strong>n <strong>Strahlung</strong> auf die Teilung (Meiose und Mitose) des Chromosomensatzes<br />
<strong>für</strong> die Spermien verwendet. Die <strong>Strahlung</strong> wirkt mit unterschiedlichen Dosis-Wirkungsfaktoren<br />
auf die Anzahl von Zellen in jeweils bestimmten Phasen der Zellteilung.<br />
Untersuchungen wurden an Mäusen vorgenommen (Göhde u.a. (1986)), eine Übertragung auf<br />
den Menschen scheint möglich, und es ist bei der empfindlichsten Reaktion mit einer unteren<br />
Nachweisgrenze von etwa 0,05 Gy zu rechnen. Die Probenahme aus den Hoden ist belastend, ihre<br />
Auswertung kann innerhalb von 15 Minuten mittels der Durchflußzytometrie erfolgen. Der<br />
zeitliche Verlauf der Dosis-Wirkungsbeziehung <strong>für</strong> die Änderung der Konzentration von Zellen in<br />
bestimmten Teilungsphasen ist noch wenig bekannt.<br />
- Veränderungen der Konzentration von hämatopoetischen Progenitorzellen im Knochenmark<br />
und Blut. Die Bestimmung der Konzentration von Progenitorzellen im Knochenmark und im Blut<br />
ist die einzige Methode, mit der die Funktion des Knochenmarks als blutbildendes Organ bewertet<br />
werden kann.<br />
An Hunden wurden bei Ganz- oder Teilkörperbestrahlung mit Dosiswerten um etwa I Gy am<br />
ersten Tag nach der Exposition die stärkste Abnahme der Anzahl von Progenitorzellen beobachtet<br />
(Fliedner (1986)). Aus der Bestimmung der Anzahl der Progenitorzellen kann ein Maß <strong>für</strong> eine<br />
dauernde Schädigung nach einer Strahlenexposition angegeben werden.<br />
Als Meßmethode kann die Durchflußzytometrie verwendet werden, bei der die Konzentration der<br />
verschiedene Blutzellen gleichzeitig ermittelt wird.<br />
Biochemische Indikatoren Biochemische Veränderungen im Blut, im Urin, an Haaren,<br />
Fingernägeln und am Zahnschmelz können als Indikatoren <strong>für</strong> eine Strahlenexposition<br />
verwendet werden. Einige Reaktion sind jedoch nur über kurze Zeitspannen nachweisbar,<br />
deshalb wird die anwendbare Nachweismethode durch die Zeit zwischen Exposition<br />
und Probennahme vorgegeben. Nur die Elektronen-Spin-Resonanz-Spektroskopie<br />
freier Radikale (siehe <strong>7.4</strong>.4.3 und <strong>Kapitel</strong> 8) an Haaren, Nägeln und Zahnschmelz gibt<br />
nach einer Strahlenexposition innerhalb einiger Stunden bis hin zu Wochen nachweisbare<br />
Signale. Für den Menschen ist die Dosis-Wirkungsbeziehung biochemischer Nach-
454 <strong>7.4</strong> <strong>Nachweismethoden</strong> <strong>für</strong> <strong>ionisierende</strong> <strong>Strahlung</strong><br />
Weismethoden noch nicht genügend gesichert, bisher wurde diese meist aus Tierversuchen<br />
ermittelt.<br />
Immunologische Indikatoren Immunologische Reaktionen nach einer Strahlenexposition<br />
sind bisher am wenigsten als biologischer Indikator untersucht worden. Sehr<br />
empfindliche Reaktionen sind bisher nicht bekannt.<br />
Als immunologische Reaktion auf Bestrahlung werden untersucht:<br />
- die Änderung der Anzahl von Lymphozytenzellen bestimmter funktionaler Untergruppen,<br />
- die Produktion bestimmter Antikörper,<br />
- die Stimulierung der Lymphozytenerzeugung mit Mitogenen und Antigenen,<br />
- die Vermehrung bestimmter Antikörper nach Hinzufügen von Lymphozyten aus dem Gewebe<br />
eines fremden Spenders als Reaktion auf ein bestimmtes Antigen.<br />
Man erwartet, die Dosis einer vorangegangenen Strahlenexposition von mehr als 6 Gy indizieren zu<br />
können. Die Methode ist bis etwa vier Wochen nach einer Exposition anwendbar. Die Dosis-<br />
Wirkungsbeziehung ist bisher nur <strong>für</strong> die Stimulierung der Lymphozytenerzeugung in vitro genau<br />
genug bekannt.<br />
<strong>7.4</strong>.9 Spezielle Methoden zum Nachweis von Neutronen<br />
<strong>7.4</strong>.9.1 Standardreaktionen (H. Kluge)<br />
Die Neutronenflußdichte kann mit Hilfe von Standardreaktionen durch Messung der<br />
Reaktionsraten ermittelt werden, da diese Raten proportional zur Flußdichte der sie<br />
auslösenden Neutronen und proportional zum Wirkungsquerschnitt der Reaktion sind<br />
(s. 7.6.6.5). Ferner werden die Wirkungsquerschnitte anderer Nachweisreaktionen<br />
häufig nur relativ zu denjenigen von Standardreaktionen bestimmt. Die Wirkungsquerschnitte<br />
der Standardreaktionen sollten über einen weiten Energiebereich möglichst glatt<br />
verlaufen und gut bekannt sein. Um die Diskriminierung gegen unerwünschte Teilchen<br />
und Photonenstrahlung zu erleichtern, sollten die Reaktionsenergien („g-Werte")<br />
positiv und möglichst groß sein. Die wichtigsten der von den Organisationen International<br />
Nuclear Data Committee (INDC) bzw. Nuclear Energy Agency Nuclear Data<br />
Committee (NEANDC) als Standard empfohlenen Reaktionen sind nachfolgend<br />
aufgeführt (s. Carlson (1984), Bödy (1987) und Übersichtsartikel in NBS (1977)).<br />
Evaluierte Werte der Wirkungsquerschnitte sind in der ENDF/B-VI Standards Library<br />
verzeichnet (Lemmel und McLaughlin (1990)).<br />
Der Wirkungsquerschnitt der elastischen Streuung von Neutronen am Wasserstoff,<br />
'H(n,n)'H, ist zur Zeit am besten bekannt. Er gilt im Energiebereich von 1 keV bis<br />
20MeV als Standard, wobei die relative Unsicherheit des Wirkungsquerschnitts 0,5%<br />
bei 1 keV und 1 % bei 20 MeV beträgt. Bei der praktischen Anwendung in Detektoren<br />
ist zu beachten, daß wegen der fehlenden Reaktionsenergie die Trennung von Photonen-<br />
und Neutronensignalen (Rückstoßprotonen) bei niedrigen Neutronenenergien<br />
schwierig ist. Die Reaktion ^He(n,p)'H (ß = 0,764 MeV) wird im Energiebereich<br />
thermischer Neutronen bis 50 keV häufig als Standard benutzt, obwohl sie wegen des<br />
Fehlens eines guten Detektors nicht als Standard anerkannt ist (Bödy (1987)). Der<br />
Wirkungsquerschnitt der Reaktion 'Li(n,a)'H (ß = 4,784 MeV) ist im Energiebereich<br />
von thermischen Energien bis 100 keV ein wichtiger Standard. Von praktischer<br />
Bedeutung im Energiebereich von thermischen Energien bis 200 keV ist ferner die<br />
Reaktion 'OB(n, a)'Li (ß =2,792 MeV) bzw. "'B(n, a^'Li*, bei der die isotrop emittierte
<strong>7.4</strong>.9 Spezielle Methoden zum Nachweis von Neutronen 455<br />
Photonenstrahlung mit einer Energie von 478 keV nachgewiesen wird. Die Spaltungsreaktion<br />
ist Standard bei thermischen Energien und im Energiebereich von<br />
0,1 MeV bis 20 MeV.<br />
Die bei diesen Reaktionen freiwerdenden geladenen Teilchen werden mit verschiedenen<br />
Detektoren wie Ionisationskammern, Proportionalzählrohren, Szintillationszählern<br />
und Halbleiterdetektoren (s. <strong>7.4</strong>.1) nachgewiesen. Wegen der hohen Reaktionsenergien<br />
können die von Neutronen ausgelösten Signale in den meisten Fällen durch Impulshöhendiskriminierung<br />
von den durch Photonen erzeugten abgetrennt werden, so daß sich<br />
die Flußdichte der Neutronen auch in Anwesenheit intensiver Photonenstrahlung<br />
bestimmen läßt.<br />
Im Energiebereich langsamer Neutronen ist die Reaktionsrate wegen der 1/«-Abhängigkeit (d<br />
Geschwindigkeit der Neutronen) der Wirkungsquerschnitte proportional zur konventionellen<br />
Flußdichte (p^ (s. 7.6.6.1), wenn der Selbstabschirmungseffekt (s. <strong>7.4</strong>.9.2) zu vernachlässigen ist.<br />
Neutronen mit Energien oberhalb 0,5 eV tragen bei diesen Detektoren praktisch nur wenig zur<br />
Reaktionsrate bei, so daß eine Cadmiumdifferenzmessung (s. <strong>7.4</strong>.9.2) oft nicht notwendig ist.<br />
Befinden sich die Neutronen im „thermischen Gleichgewicht", dann kann die spektrale Flußdichte<br />
in bestimmten Fällen (Beckurts u. Wirtz (1964)) angegeben werden, und die wahre Flußdichte<br />
läßt sich aus der gemessenen konventionellen Flußdichte berechnen (Gl. (7.147). Beträgt die<br />
Neutronenansprechwahrscheinlichkeit (s. 7.6.6.1) des Detektors nahezu 100% („schwarzer Detektor"),<br />
dann wird die Anzeige proportional zur Flußdichte unabhängig von der Energieverteilung<br />
der Neutronen.<br />
Als Detektoren (Schneider (1973)) werden häufig Proportionalzählrohre mit ^He- und<br />
BF3-Füllung (oft mit '"B angereichert) verwendet. Wegen der großen Wirkungsquerschnitte<br />
im thermischen Energiebereich kann die Neutronen-Ansprechwahrscheinlichkeit<br />
bei <strong>Strahlung</strong> in Längsrichtung eines Zählrohres nahezu 100% betragen (Beckurts<br />
u. Wirtz (1964), S. 56). Zur Verringerung von Wandeffekten und zur Verbesserung des<br />
zeitlichen Auslösungsvermögens wird dem Gas häufig Krypton oder Argon beigemischt.<br />
Ionisationskammern werden mit BFs-Gas oder mit '°B als Wandbelag betrieben.<br />
Parallelplattenkammern mit Gitter und Halbleiterdetektoren, bei denen '®B in einer<br />
dünnen Schicht aufgebracht ist, haben ein besseres Zeitauflösungsvermögen bei<br />
geringerem Ansprechvermögen (Carlson (1977)).<br />
^Li wird in Szintillatoren wie ®LiI(Eu) (nicht alterungsbeständig) und in Glasszintillatoren<br />
verwendet (Harvey u. Hill (1979)). Mit ^Li belegte Ionisationskammern sind<br />
seltener (Weston (1977)). Wegen des guten Zeitauflösungsvermögens werden 'Li-<br />
Glasszintillatoren <strong>für</strong> Flugzeitmessungen eingesetzt, jedoch ist ihre Empfindlichkeit<br />
gegenüber Photonenstrahlung zu beachten (Lamaze (1977)). Derartige Detektoren<br />
haben schon bei wenigen Millimetern Dicke eine Neutronenansprechwahrscheinlichkeit<br />
von nahezu 100%.<br />
Thermische Neutronen können ferner mit Hilfe der bei der Spaltung von ^'^U freiwerdenden<br />
Kernfragmente nachgewiesen werden. Allerdings ist zu beachten, daß der Wirkungsquerschnitt im<br />
thermischen Bereich schon merklich von der l/u-Proportionalität abweicht. Das spaltbare Material<br />
befindet sich dabei z. B. innerhalb einer Ionisationskammer (Spaltkammer; Gründl u. a. (1975),<br />
s-a. Schneider (1973)). Der Nachweis der bei der Spaltung freiwerdenden Neutronen erfordert<br />
große Neutronendetektoren mit hohem Ansprechvermögen. Die Verwendung von Spaltspurdetektoren<br />
wird in <strong>7.4</strong>.9.2 beschrieben.<br />
Im Energiebereich mittelschneller und schneller Neutronen läßt sich die spektrale Flußdichte<br />
mit Hilfe der Reaktionen 3He(n,p)5H und ^Li(n,a)3H messen (s. 7.6.6). Die<br />
Wirkungsquerschnitte dieser Reaktionen verlaufen glatt und sind bis auf den Bereich
456 <strong>7.4</strong> <strong>Nachweismethoden</strong> <strong>für</strong> <strong>ionisierende</strong> <strong>Strahlung</strong><br />
der Resonanz bei 244keV im Falle der ®Li-Reaktion (Derrien u. Edvardson (1977))<br />
gut bekannt.<br />
Literatur zu <strong>7.4</strong>.9.1: Beckurts u.a. (1964), NBS (1977)<br />
<strong>7.4</strong>.9.2 Aktivierungs- und Spaltungsreaktionen (M. Matzke)<br />
Neutronen können indirekt über bestimmte Kernreaktionen nachgewiesen werden, die<br />
zu einer Emission von geladenen Teilchen führen. Bei den Aktivierungs- und Spaltungsreaktionen<br />
werden durch direkte oder Comppund-Reaktionen radioaktive Kerne oder<br />
Spaltfragmente gebildet. Die Reaktionsrate A^r <strong>für</strong> die Erzeugung einer Aktivität oder<br />
einer Spaltung ist durch<br />
= N\a{E)(pE{E)dE (7.83)<br />
gegeben (s. 7.6.6.5) {E\ Neutronenenergie, N: Zahl der Kerne im Detektor, <strong>für</strong> die die<br />
Reaktion möglich ist, a{Ey. Wirkungsquerschnitt, (PE(Ey. spektrale Flußdichte). Es<br />
hängt daher vom Wirkungsquerschnitt ab, welche Reaktion im Energiebereich der<br />
nachzuweisenden Neutronen brauchbar ist.<br />
Die Reaktionsrate N^ ist andererseits bei Aktivierungsreaktionen gleich der sogenannten<br />
Sättigungsaktivität, d. h. gleich der Aktivität, die nach unendlich langer Bestrahlung im<br />
Neutronenfeld erzeugt würde (Gleichgewicht zwischen Aktivierung und Zerfall). Bei<br />
endlicher Bestrahlungsdauer ?i und „Wartezeit" tj nach Ende der Bestrahlung gilt:<br />
A^r =A{h) exp (A?2)/(1 - exp (-A/,)) (7-84)<br />
A {ti): Aktivität nach der „Wartezeit" tj zwischen Ende der Bestrahlung und Beginn der<br />
Messung, X: Zerfallskonstante des Meßnuklids (s. 7.5.1.1). Gl. (7.84) setzt eine zeitlich<br />
konstante Neutronenflußdichte während der Bestrahlungsdauer ti voraus. Im allgemeinen<br />
Fall muß über die „Bestrahlungsgeschichte" integriert werden (Schneider (1973)).<br />
In der Praxis schränken Anforderungen an die Halbwertszeit und technische Anforderungen<br />
an das Sondenmaterial die Auswahl der möglichen Reaktionen ein.<br />
Aktivierungs- und Spaltungsdetektoren werden meist in Folien- oder Drahtform<br />
benutzt. Bestrahlt man sie während einer Zeitspanne in einem Neutronenfeld und<br />
bestimmt anschließend die Aktivität (s. 7.5.3) oder zählt die erfolgten Spaltungen (s. u.),<br />
so erhält man mit diesen Werten und den Reaktionsgleichungen (7.83) Informationen<br />
über die Neutronenflußdichte oder -fluenz während der Exposition (Indirekt anzeigendes<br />
Verfahren (s. 7.6.6.4)).<br />
Die Auswertung der gemessenen Aktivität der Detektoren oder der Zahl der gemessenen Spaltungen<br />
erfolgt in zwei Schritten. Bei Aktivierungsreaktionen wird zunächst die Reaktionsrate<br />
JVr <strong>für</strong> den betreffenden Prozeß nach (7.84) berechnet. Bei den Spaltungsdetektoren wird die Zahl<br />
der erfolgten Reaktionen entweder aus der Aktivität der entstehenden Spaltprodukte nach (7.84)<br />
oder mit Hilfe von Spaltspurdetektoren (s. <strong>7.4</strong>.9.3 u. 7.8.7) direkt ermittelt. Bei Spaltspurdetektoren<br />
werden auf die ebenen Schichten des Spaltstoffes Kunststoff- oder Glimmerfolien aufgepreßt,<br />
in die die Spaltprodukte eindringen. Die sich ergebenden Schädigungen des Materials werden<br />
durch Ätzen einzeln sichtbar gemacht und gezählt (Gründl u.a. (1975), Hepburn u. Windle<br />
(1980), Fleischer u.a. (1975)).<br />
Aus den Reaktionsraten können dann im zweiten Schritt <strong>für</strong> ideal dünne Sonden Aussagen über die<br />
Fluenz oder die Flußdichte oder auch die spektrale Flußdichte (Pe{E) hergeleitet werden (s. 7.6.6.4).<br />
Zur Messung in einem bestimmten Energiebereich wählt man ein geeignetes Sondenmaterial aus,<br />
dessen Reaktionsquerschnitt außerhalb des betreffenden Bereichs genügend klein ist, oder man
<strong>7.4</strong>.9 Spezielle Methoden zum Nachweis von Neutronen 457<br />
deckt bei einer zweiten Messung die Sonde mit einem Filtermaterial ab, das nur <strong>für</strong> Neutronen<br />
bestimmter Energie durchlässig ist (Filter-Differenz-Verfahren). Metallische Sonden- und Filtermaterialien<br />
werden wegen ihrer guten mechanischen Eigenschaften bevorzugt, am gebräuchlichsten<br />
sind kreisförmige Folien von etwa 1 cm Durchmesser und zwischen 5 um und 100 um Dicke.<br />
Wird die Aktivität aus der Messung emittierter ß-Strahlen ermittelt, so ist die wirksame Dicke<br />
durch die Reichweite der ß-Strahlen im Sondenmaterial begrenzt.<br />
Im Bereich langsamer Neutronen wird aus der Reaktionsrate von l/u-Detektoren die<br />
konventionelle Flußdichte ermittelt, aus der die wahre Flußdichte bei Kenntnis ihrer<br />
spektralen Verteilung berechnet werden kann (s. 7.6.6.1). Die (n, Y)-Reaktionen an<br />
Indium, Gold, Kobalt, Mangan und Dysprosium sowie die (n,f)-Reaktion an "'Uran<br />
werden hier am häufigsten benutzt. Die Reaktion "'Au(n, y) wird dabei als Standardreaktion<br />
angesehen (Unsicherheit des thermischen Einfangquerschnitts kleiner als 0,3%,<br />
günstige Halbwertszeit {T\/2 = 2,l d), einfaches Zerfallsschema (Koinzidenzmessung, s.<br />
7.5.3.4) der erzeugten "^Au-Aktivität.<br />
Die Reaktionsrate in diesen Materialien wird allerdings nicht nur durch langsame<br />
Neutronen erzeugt, da der n-y-Wirkungsquerschnitt dieser Reaktionen neben dem 1/y-<br />
Verhalten im Bereich langsamer Neutronen charakteristische Resonanzen im anschließenden<br />
intermediären Energiebereich aufweist. Mit Hilfe einer zweiten Messung, bei der<br />
ein Cadmiumfilter benutzt wird, das bei einer Dicke von 1 mm <strong>für</strong> langsame Neutronen<br />
undurchlässig ist, kann die Reaktionsrate <strong>für</strong> Bremsneutronen gesondert bestimmt und<br />
aus der Differenz die Reaktionsrate langsamer Neutronen berechnet werden (Cadmium-<br />
Differenz-Verfahren). Für Detektoren mit einer ausgeprägten schmalen Hauptresonanz<br />
erhält man aus der zweiten Messung in einem Feld mit idealem Bremsspektrum<br />
i9E{E) = (pJE 'vg\. 7.6.6.1) die konstante Energieflußdichte
458 <strong>7.4</strong> <strong>Nachweismethoden</strong> <strong>für</strong> <strong>ionisierende</strong> <strong>Strahlung</strong><br />
feldes treten besonders in der Umgebung des Detektors auf, wenn die Diffusionslänge <strong>für</strong><br />
Neutronen in der Umgebung des Detektors so klein ist, daß der Verlust durch<br />
Absorption im Detektor von der Umgebung nicht schnell genug ausgeglichen werden<br />
kann (Flußdepression). Während die da<strong>für</strong> erforderliche Korrektion der Reaktionsrate<br />
bei den gebräuchlichen Detektoren nur etwa 1 % beträgt, können sich in der Praxis <strong>für</strong><br />
die Reaktionsraten durch Prozesse im Detektor größere Abweichungen ergeben.<br />
Besonders der Selbstabschirmungseffekt, der den Integranden in Gl. (7.83) bei ebenen<br />
Sonden und isotropem Neutroneneinfall näherungsweise um den Faktor<br />
[1 - 2E,{x)-\/2x (7.85)<br />
herabgesetzt (£'3(x) = j /e integriert zwischen 0 und x = Absorptionsquerschnittsdichte<br />
bei der Energie E, d: Dicke der Sonde), kann im Bereich von<br />
Resonanzen im Wirkungsquerschnitt (meist im Bremsbereich) zu beträchtlichen Abweichungen<br />
der Reaktionsrate von der nach Gl. (7.83) ermittelten führen.<br />
Literatur: Schneider W. (1973); Beckurts u. Wirtz (1974); Bensch, F. u. Fleck C. M. (1968)<br />
<strong>7.4</strong>.9.3 Sonstige Methoden (M. Matzke)<br />
Zum indirekten Nachweis von Neutronen gibt es eine ganze Reihe von Verfahren, bei<br />
denen Sekundärteilchen durch Kernreaktionen erzeugt und mit den in den vorausgegangenen<br />
<strong>Kapitel</strong>n beschriebenen Methoden gemessen werden können.<br />
Neben der Erzeugung von radioaktiver <strong>Strahlung</strong> durch Aktivierung (s. <strong>7.4</strong>.9.2) und der<br />
elastischen Streuung an leichten Kernen werden prompte Kernreaktionen benutzt, bei<br />
denen Sekundärteilchen unmittelbar entstehen. Beispiele da<strong>für</strong> sind die (n, a)-, (n,p)-<br />
und (n, 0-Reaktionen und die prompte y- oder ß-<strong>Strahlung</strong> nach Neutroneneinfang.<br />
Beim Nachweis der Neutronen dürfen die Sekundärteilchen nicht durch andere Prozesse<br />
erzeugt werden oder bereits im <strong>Strahlung</strong>sfeld vorhanden sein. Dies schränkt die<br />
Möglichkeit ein, die prompte y-<strong>Strahlung</strong> zum Nachweis zu benutzen, da y-<strong>Strahlung</strong> in<br />
vielen Neutronenfeldern (Reaktoren) vorhanden ist. Wegen der Energie- und Winkelabhängigkeit<br />
der Wirkungsquerschnitte ist eine Bestimmung der Fluenz nur in einfachen<br />
Fällen (elastische n, p-Streuung, Xjv- oder Resonanz-Wirkungsquerschnitt (s. 7.6.6.))<br />
oder nur bei Kenntnis der spektralen Verteilung der Neutronen möglich.<br />
Kernspurdetektoren Diese werden überwiegend im Strahlenschutz als Personendosimeter<br />
(s. <strong>7.4</strong>.5, 7.8.7) und als Fluenzdetektoren benutzt, da eine Registrierung der<br />
Sekundärteilchen über einen längeren Zeitraum erfolgen kann.<br />
Bei den Kernspurfilmen werden durch Rückstoßprotonen in einer Emulsion erzeugte<br />
Bahnspuren durch Entwicklung sichtbar gemacht und meist unter einem Mikroskop<br />
ausgezählt. Neutronen mit Energien größer als etwa 0,6 MeV können nachgewiesen<br />
werden. Das Maximum des Neutronen-Ansprechvermögens liegt bei handelsüblichen<br />
Filmen bei etwa 20 MeV (etwa 10" Spuren pro Neutron) und fällt zu höheren Energien<br />
ab (obere Grenze: ca. 60 MeV).<br />
Nachteilig sind die Filmschwärzung durch niederenergetische y-Strahlen und manchmal<br />
auch die Empfindlichkeit <strong>für</strong> thermische Neutronen über die Reaktion '''N(n,p)"'C<br />
(Höfertu.a. (1985)).<br />
Mit Kernspur-Ätzdetektoren (s. 7.8.7) werden die durch leichte Kerne in einem<br />
dielektrischen Material erzeugten Spuren durch chemisches oder elektrochemisches<br />
Ätzen sichtbar gemacht und anschließend gezählt. Die Neutronenreaktionen ((n,p).
<strong>7.4</strong>.9 Spezielle Methoden zum Nachweis von Neutronen 459<br />
(n, a)) erfolgen im Detektor oder (zusätzlich) in einer Radiatorfolie. Mit Rückstoßprotonen<br />
lassen sich Neutronen mit Energien größer als etwa 100 keV nachweisen. Im<br />
Energiebereich oberhalb 20MeV fällt das Ansprechvermögen ähnlich wie bei den<br />
Kernspurfilmen ab, es wird durch Mehrfachprozesse (z. B. (n, 3a)) und durch entstehende<br />
schwere Ionen beeinflußt (Luszik-Bhadra u.a. (1994)).<br />
Mit Hilfe von speziellen Konvertern lassen sich geladene Teilchen durch thermische und<br />
intermediäre Neutronen erzeugen (exotherme Reaktionen ®Li(n,a), "'B(n,a), '''N(n,p),<br />
Spaltreaktionen). Das Ansprechvermögen hängt stark vom Ätzverfahren ab. Ätzspurdetektoren<br />
sind unempfindlich <strong>für</strong> y-<strong>Strahlung</strong> mit Energien unterhalb 6 MeV.<br />
Blasen-Detektoren (e.: bubble detectors). Diese Detektoren enthalten eine große Zahl<br />
von winzigen, überhitzten Flüssigkeitströpfchen, die in einer anderen „trägen" Substanz<br />
(z. B. einem Gel oder einem Polymer) über einen größeren Zeitraum im metastabilen<br />
Zustand gehalten werden. Wird bei einer Neutronenbestrahlung durch erzeugte Ionen<br />
zusätzliche Energie auf diese Flüssigkeitströpfchen übertragen, so werden diese zu<br />
sichtbaren Dampfbläschen „aufgeblasen". Jedes Tröpfchen ist quasi eine strahlungsempfindliche<br />
„Miniatur-Blasenkammer" (s. 7.7.1.4). Blasenbildung in einem Tröpfchen<br />
beeinflußt den Zustand der anderen Tröpfchen nicht. Es hängt von der Temperatur des<br />
Detektors und vom Massenbremsvermögen (s. 7.1.3.3) <strong>für</strong> die erzeugten Ionen ab, ob<br />
eine Dampfblase eine kritische Größe erreicht und optisch oder akustisch nachgewiesen<br />
werden kann oder kollabiert. Blasen-Detektoren befinden sich noch im Entwicklungszustand,<br />
sie sind <strong>für</strong> y-<strong>Strahlung</strong> mit Energien kleiner als 6 MeV unempfindlich. Das<br />
Ansprechvermögen <strong>für</strong> thermische und intermediäre Neutronen über (n,p)-Reaktionen<br />
im Detektor ist bisher etwa 2 Größenordnungen kleiner als im MeV-Bereich, in dem sie<br />
zu den empfindlichsten Detektoren zählen (Apfel u. a. (1985), Lo (1988), Ing (1986)).<br />
Thermolumineszenz-Detektoren (TLDs). Bei diesem in <strong>7.4</strong>.3.2 beschriebenen Effekt<br />
werden in Kristallen durch <strong>ionisierende</strong> <strong>Strahlung</strong> metastabile Zustände erzeugt, die<br />
über große Zeiten beständig sein können (Fading: s. <strong>7.4</strong>.3.2) und bei Erhitzen Licht<br />
aussenden. Für Neutronen haben TLDs aus "^LiF in der Personendosimetrie (s. 7.8.<strong>7.4</strong>)<br />
Bedeutung. Über die ^Li(n, a)-Reaktionen werden dabei hauptsächlich thermische<br />
Neutronen nachgewiesen. Schnelle Neutronen können über die Rückstoßteilchen<br />
Energie an TLDs abgeben. Alle TLDs sind auch <strong>für</strong> y-<strong>Strahlung</strong> empfindlich.<br />
Radiophotolumineszenz (RPL). Zum Neutronennachweis mit Phosphat-Gläsern<br />
(s. <strong>7.4</strong>.3.3) können Fluoreszenzzentren sowohl durch direkte Kernprozesse während der<br />
Bestrahlung als auch nachträglich durch erzeugte radioaktive Kerne gebildet werden.<br />
Beimischungen von spaltbarem Material (U, Th, Np) im Detektor oder in Konvertern<br />
werden zusätzlich zum Neutronennachweis benutzt.<br />
Andere Methoden Die in <strong>7.4</strong>.6.1 beschriebenen <strong>Nachweismethoden</strong> mit Halbleitern <strong>für</strong> <strong>ionisierende</strong><br />
<strong>Strahlung</strong> sind auch zum Neutronennachweis über erzeugte Sekundärteilchen (Rückstoßkerle,<br />
Protonen, Tritonen und a-Teilchen) geeignet. Die Sekundärteilchen werden meist in einer<br />
Radiatorfolie erzeugt. Halbleiterdetektoren werden auch in Neutronen-Spektrometern benutzt<br />
(s. 7.6.6.5), die lonisationsausbeute ist wesentlich größer als bei Ionisationskammern (s. <strong>7.4</strong>.6.1).<br />
^on Nachteil ist die y-Empfindlichkeit. In der Neutronendosimetrie finden auch Elektrete,<br />
(geladene Isolatoren, die durch <strong>Strahlung</strong> entladen werden) und Pin-Dioden Anwendung<br />
(s. <strong>7.4</strong>.6.1). Die Einsatzfähigkeit <strong>für</strong> Neutronenflußdichtemessungen in Reaktionen ist <strong>für</strong> alle<br />
Halbleiterdetektoren wegen der geringen Strahlenbelastbarkeit beschränkt (s. <strong>7.4</strong>.6.1). Als Störeffekte<br />
müssen Nebenreaktionen durch geladene Teilchen im Detektor, y- und Licht-Empfindlichkeit,<br />
Rauschen und von außen eingestreute Rückstoßprotonen berücksichtigt werden.
460 <strong>7.4</strong> <strong>Nachweismethoden</strong> <strong>für</strong> <strong>ionisierende</strong> <strong>Strahlung</strong><br />
In Reaktoren werden Stromdetektoren unterschiedlicher Bauweise zur kontinuierlichen Registrierung<br />
hoher Neutronenflußdichten eingesetzt. Dazu gehören Ionisationskammern im Strombetrieb,<br />
ß/y-Emissions-Neutronendetektoren und Kalorimeter (Schneider (1973)).<br />
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