- Project Runeberg -  Teknisk Tidskrift / Årgång 85. 1955 /
171

(1871-1962)
Table of Contents / Innehåll | << Previous | Next >>
  Project Runeberg | Like | Catalog | Recent Changes | Donate | Comments? |   

Full resolution (JPEG) - On this page / på denna sida - Sidor ...

scanned image

<< prev. page << föreg. sida <<     >> nästa sida >> next page >>


Below is the raw OCR text from the above scanned image. Do you see an error? Proofread the page now!
Här nedan syns maskintolkade texten från faksimilbilden ovan. Ser du något fel? Korrekturläs sidan nu!

This page has never been proofread. / Denna sida har aldrig korrekturlästs.

15 mars 1955

171

Fig. 3. Elektroduppställning
för fokuserande
fotomultipli-kator (typ RCA); A galler, B
infallande ljus, C skärm, O
fotokatod, 1—9 dynoder, 10
anod.

inom scintillatorn varigenom den kan påvisas
och mätas.

Joniserande strålning kan absorberas fullständigt så
snart scintillatorns tjocklek överstiger partiklarnas
räckvidd. Oladdad strålning absorberas däremot enligt
ekvationen

/ = i -e~’ld

där / anger den absorberade bråkdelen av strålningen, [x
absorptionskoefficienten och d scintillatorns tjocklek.

Överföringen av energi från elektromagnetisk strålning till
elektroner i scintillatorn äger rum på tre principiellt olika
sätt: genom fotoelektrisk absorption (fotoabsorption),
Compton-spridning och parbildning.
Absorptionskoefficienten fi sammansätts additivt av absorptionskoefficienterna
för dessa processer:

[i = [tf + /uc + ftp

där [Af är koefficienten för fotoabsorption, [ic för
Compton-spridning och [ip för parbildning.

Vid låg energi hos den infallande strålningen dominerar
fif men avtar snabbt med ökande energi (fig. 2). Vid
måttliga energier är /xc dominerande. Vid 1,02 MeV inträder
parbildningseffekten, och /up växer sedan med ökande
energi, medan (xc avtar.

Vid fotoabsorption överförs det infallande kvantats
totala energi till en elektron och dess åtföljande foton, vilken
i allmänhet också absorberas. Compton-spridning är i
princip en stöt mellan ett y-kvantum och en elektron.
Elektronerna får en kontinuerlig energifördelning från noll till
energin Emax.

Emax = E/( 1 + m0c2/2 E)

där E är infallande kvantats energi och m0c~ (0,51 Me V) är
elektronens viloenergi. Parbildning inträder vid energier
över 2 m0c2, dvs. vid 1,02 MeV. Vid den bildas ett
elektron-positronpar. överskottsenergin E — 2 m0c2 övergår till
rörelseenergi för de båda partiklarna.

Snabba neutroner ger i organiska scintillatorer
rekylprotoner, vilka joniserar och kan påvisas.
Termiska neutroner påvisas i en scintillator
innehållande t.ex. litium, varvid man utnyttjar
reaktionen 6Li (n, a)3H för erhållande av joniserande
partiklar.

Fig. k. Elektroduppställning för icke-fokuserande
fotomulti-plikator (typ EM1); A fotokatod, B kontakt för denna, C
kollektor, Dl—Dll dynoder.

Fotomultiplikatorer

Fotomultiplikatorns uppgift är som nämnts att
omvandla ljusimpulserna i scintillatorn till
elektriska impulser och att förstärka dessa. Den
första delen av uppgiften ombesörjes av fotokatoden
och den senare delen av elektrodsystemet.

Fotokatoden utgörs av ett tunt skikt av ett
foto-känsligt ämne, som förenar hög fotoemission med
låg termisk elektronemission. Ett lämpligt ämne
är cesiumantimonid Cs3Sb som används i
flertalet kommersiella fotomultiplikatorer.
Verkningsgraden för omvandling av ljuskvanta till
fotoelektroner är över 10 % vid
känslighetsmaximum.

I moderna fotomultiplikatorer förångas
katodmaterial direkt på insidan av rörets glasvägg,
varigenom man undviker de ljusförluster som
uppstår vid totalreflexion mot ett mellanskikt
med lågt brytningsindex (vakuum). De vanligen
använda rören har en katoddiameter av ca 4 cm.
För speciella ändamål har man framställt rör
med katodytor mer än 10 cm i diameter. Detta
är av väsentlig betydelse vid utnyttjandet av
stora scintillatorer.

Genom variation av fotokatodmaterialets
sammansättning och fotomultiplikatorglasets
transmissionsegenskaper kan fotokatoder med olika
spektral känslighetsfördelning erhållas. Man kan
alltså inom vissa gränser anpassa känsligheten
till scintillatorns emissionsspektrum genom rätt
val av fotomultiplikator. I allmänhet ligger
känslighetsmaximum i närheten av 4 000 Å.
Fotomultiplikatorns förstärkning varierar starkt
med spänningen över röret. Vid arbete, där
im-pulshöjdsmätningar är av intresse, fordras alltså
ett väl stabiliserat spänningsaggregat för
dynod-spänningarna.

Dynoderna är belagda med ett ämne med hög
sekundär-emissionsförmåga. Om antalet dynoder betecknas med m
och var och en av dessa har sekundäremissionsfaktorn R,
blir rörets totala förstärkning

G = K- Rm

där K är dynodsystemets uppsamlingseffektivitet för
fotoelektroner från katoden. För ett modernt rör (EMI 6260)
är t.ex. K — l, R = 4 (vid spänningen 160 V mellan
dynoderna) och m = 11, varvid G = 107.

Beroende på dynodernas konfiguration och därmed det
elektriska fältets egenskaper är fotomultiplikatorer
fokuserande eller icke-fokuserande. I de förra (fig. 3), som
tillverkas huvudsakligen av Radio Corporation of America
(RCA), genomlöper elektronerna ett fokuserande fält,
varigenom förlusterna under vägen blir små. I de senare (fig.
4), som framställs av Electrical & Musical Industries (EMI)
i Storbritannien utgörs elektrodsystemet av en serie
parallella dynoder, var och en uppbyggd av ett antal snedställda
aktiverade remsor.

I RCA-rören uppstår mindre förluster än i EMI-rören.
Detta kompenseras av att de senare kan arbeta med högre
spänning mellan dynoderna. Dessutom kan man vid denna
typ upppnå större förstärkning genom att tillfoga
ytterligare dynoder utan omkonstruktion av dynodsystemet i
dess helhet.

EMI-rören har sämre linearitet vid förstärkning av impul-

<< prev. page << föreg. sida <<     >> nästa sida >> next page >>


Project Runeberg, Tue Nov 12 16:25:26 2019 (aronsson) (download) << Previous Next >>
http://runeberg.org/tektid/1955/0191.html

Valid HTML 4.0! All our files are DRM-free