Absorption radioaktiver Strahlung Versuchsvorbereitung

Absorption radioaktiver Strahlung Versuchsvorbereitung

Marco A. Harrendorf und Thomas Keck, Gruppe: Mo-3 Karlsruhe Institut f¨ur Technologie, Bachelor Physik

Versuchstag: 20.06.2011

Inhaltsverzeichnis

0.1 Der Alpha-Zerfall . . . 4

0.2 Der Beta-Zerfall . . . 5

0.3 Der Gamma-Zerfall . . . 5

0.3.1 Wechselwirkungsarten von Gammastrahlung mit Materie . . . 6

0.3.2 Der Photoeffekt . . . 6

0.3.3 Der Comptoneffekt . . . 7

0.3.4 Die Paarbildung . . . 8

0.4 Das Geiger-M¨uller-Z¨ahlrohr . . . 8

1 Versuch 1: Eigenschaften des Geiger-M ¨uller-Z ¨ahlrohrs 11 1.1 Versuch 1.1: Messung der Einsatzspannung und des Plateau-Anstiegs des Z¨ahlrohrs 11 1.1.1 Ziel des Versuchs . . . 11

1.1.2 Versuchsaufbau . . . 11

1.1.3 Versuchsdurchf¨uhrung . . . 11

1.1.4 Theoretischer Hintergrund: Plateaubereich beim Geiger-M¨uller-Z¨ahlrohr 11 1.2 Versuch 1.2: Bestimmung des Nulleffekts . . . 12

1.2.1 Ziel des Versuchs . . . 12

1.2.2 Versuchsaufbau . . . 12

1.2.3 Versuchsdurchf¨uhrung . . . 12

1.3 Versuch 1.3: Bestimmung der Totzeit des Z¨ahlrohres nach der Zwei-Pr¨aparate- Methode . . . 12

1.3.1 Ziel des Versuchs . . . 12

1.3.2 Versuchsaufbau und Versuchsdurchf¨uhrung . . . 12

1.3.3 Theoretischer Hintergrund: Bestimmung der Totzeit . . . 13

1.4 Versuch 1.4: ¨Uberpr¨ufung der G¨ultigkeit des Abstandgesetzes . . . 14

1.4.1 Ziel des Versuchs . . . 14

1.4.2 Versuchsaufbau . . . 14

1.4.3 Versuchsdurchf¨uhrung . . . 14

1.4.4 Theoretischer Hintergrund: Abstand(squadrat)gesetz . . . 14

2 Versuch 2: Messung der Absorption von Alpha-Strahlung 16 2.1 Ziel des Versuchs . . . 16

2.2 Versuchsaufbau und Versuchsdurchf¨uhrung . . . 16

2.3 Diskussion: Unscharfer Abfall der Z¨ahlrate . . . 16

2.4 Theoretischer Hintergrund: Korrektur um Gammastrahlung aus dem Pr¨aparat . 16 2.5 Theoretischer Hintergrund: Korrektur um den Raumwinkel . . . 17

3 Versuch 3: Messung der Absorption von Beta-Strahlung 18 3.1 Ziel des Versuchs . . . 18

3.2 Versuchsaufbau und Versuchsdurchf¨uhrung . . . 18

3.3 Beantwortung der Frage: Aktitivit¨atsverh¨altnis zwischen Mutternuklid und Toch- ternuklid . . . 18

3.4 Beantwortung der Frage: Form der Absorptionskurve f¨ur monoenergetische Be-

tastrahlung . . . 18

4 Versuch 4: Messung der Absorption von Gammastrahlung 20 4.1 Versuch 4.1: Bestimmung der Absorptionskurve der Gammastrahlung von Co- 60 und Cs-137 f¨ur das Material Blei . . . 20

4.1.1 Ziel des Versuchs . . . 20

4.1.2 Versuchsaufbau und Versuchsdurchf¨uhrung . . . 20

4.2 Messung des Absorptionsverm¨ogens verschiedener Materialien . . . 20

4.2.1 Ziel des Versuchs . . . 20

4.2.2 Versuchsaufbau und Versuchsdurchf¨uhrung . . . 20

Literatur 21

Theoretische Hintergr ¨ unde

0.1 Der Alpha-Zerfall

Beim Alpha-Zerfall zerf¨allt ein radioaktives Nuklid unter Aussendung eines zweifach ionisier- ten Helium-Kerns, dem sogenannten Alpha-Teilchen.

Ursache hierf¨ur ist, dass bei Kernen mit großer Nukleonenzahl die jeweilige Bindung der einzel- nen Nukleonen an den Kern selbst und untereinander nur noch metastabil ist. Zwar bewirkt die starke Wechselwirkung eine anziehende Kraft zwischen benachbarten Nukleonen, allerdings ist deren Reichweite nur beschr¨ankt, w¨ahrend die langreichweitige Coulombkraft eine abstoßende Kraft bewirkt. Im Bereich des Kerns ¨uberwiegt die starke Wechselwirkung, sodass das Poten- tial eine Art Barriere im Bereich des Kernradius – den sogenannten Coulombwall – darstellt.

Klassisch betrachtet, k¨onnen einzelne oder mehrere Nukleonen diese Potentialbarriere nicht

¨uberwinden. Allerdings kann diese Potentialbarriere mittels des quantenmechanischen Tunnel- effekts mit einer gewissen Wahrscheinlichkeit ¨uberwunden werden, woraus die jedem Nuklid eigene HalbwertszeitT_1/2f¨ur den Alphazerfall abgeleitet werden kann.

Beim Alpha-Zerfall erh¨alt das Alpha-Teilchen eine kinetische Energie EKin, die gerade der freiwerdenden Bindungsenergie des Alpha-Teilchens an den verbliebenen Restkern minus der R¨uckstoßenergie (in Folge der Impulserhaltung) entspricht. Aus diesem Grund besitzt jedes ra- dioaktive Nuklid ein diskretes Alpha-Spektrum, wobei die Energie der Alpha-TeilchenEα f¨ur gebr¨auchliche Strahlungsquellen im Bereich von 4 bis 6 MeV liegt. Dies ist damit zu begr¨unden, dass f¨ur EnergieE_α >6M eV die Tunnelwahrscheinlichkeit deutlich zunimmt und somit die Halbwertszeit T_1/2 der Strahlenquelle so gering ist, dass eine technische Nutzung erschwert wird.

Weiterhin befindet sich der Restkern nach dem Alpha-Zerfall auf Grund der Impulserhaltung in einem angeregten Zustand. Die Abregung des Restkerns erfolgt dann meist unter Aussendung von Gammastrahlung. Zudem besitzt der Restkern zun¨achst zwei ¨ubersch¨ussige Elektronen in seiner Elektronenh¨ulle, die der Kern durch Wechselwirkung mit der umgebenden Materie frei- setzt bzw. an andere Atome abgibt, sodass er sich letztendlich wieder in einem stabilen Zustand befindet und das Atom wieder neutral ist.

Die Reichweite von Alpha-Strahlung in Materie ist auf Grund der großen Masse der Alpha- Teilchen sehr begrenzt und der Energieverlust pro Wegstrecke ist sehr groß, weswegen Alpha- Strahlung zu den stark ionisierenden Strahlungsarten gez¨ahlt wird.

Eine ¨außere Exposition des menschlichen K¨orpers durch Alpha-Strahlung ist relativ ungef¨ahrlich, da die Alpha-Teilchen auf Grund ihrer geringen Reichweite in aller Regel nur in die obersten, bereits abgestorbenen Schichten der Epidermis gelangen k¨onnen und dort nur geringen Schaden anrichten k¨onnen.

Allerdings ist auf alle F¨alle eine Kontamination des K¨orpers(wegen der Inkorporationsgefahr) oder gar eine Inkorporation durch Alpha-Strahlung zu vermeiden bzw. soweit als m¨oglich zu verhindern. Durch die Aufnahme von Alpha-Teilchen in den K¨orper kann es n¨amlich in gerin- gem Abstand zum Ablagerungsort zu einem großen Energie¨ubertrag und somit zu einer hohen Strahlendosis in dem betreffenden Organs kommen.

0.2 Der Beta-Zerfall

Beim Beta-Zerfall ist unter anderem zwischen den folgenden zwei Zerf¨allen zu unterscheiden:

Der Beta-Minus-Zerfall Beim Beta-Minus-Zerfall zerf¨allt ein Neutron in ein Proton sowie ein Elektron und die Kernladungszahl des urspr¨unglichen Nuklids erh¨oht sich um eins, so- dass chemisch ein anderes Element vorliegt. Da die Leptonenzahl erhalten bleiben muss, wird zus¨atzlich ein Elektron-Antineutrino emittiert.

Das Elektron und Antineutrino unterliegen beide nicht der starken Wechselwirkung und ver- lassen daher mit der freiwerdenden Zerfallsenergie den Kern. Die kinetische Energie, die das Elektron bzw. das Antineutrino erh¨alt, ist jedoch nicht diskret, da sie von der Energieaufteilung zwischen den beiden Teilchen abh¨angt.

Die Reichweite der Beta-Minus-Strahlung bzw. der Elektronen in Materie ist gr¨oßer als die der Alpha-Strahlung. Allerdings l¨asst sich Beta-Minus-Strahlung immer noch relativ gut, beispiels- weise mit Plexiglas oder Stahl abschirmen. Zu beachten ist allerdings, dass das Abschirmmate- rial m¨oglichst nur leichte Atome beinhalten sollte, sodass die Elektronen ¨uber viele elastische St¨oße langsam ihre kinetische Energie abbauen k¨onnen. Werden n¨amlich Abschirmmaterialien mit schweren Atomen eingesetzt, so entsteht (deutlich mehr) R¨ontgenbremsstrahlung. Es emp- fiehlt sich daher, erst mit einem geeigneten Absorbermaterial die Elektronenstrahlung weitest- gehend zu absorbieren und anschließend mit einem geeigneten Abschirmmaterial (z.B. Blei) die Bremsstrahlung abzuschw¨achen.

Auch bei Beta-Minus-Strahlung ist eine Kontamination und vorallem eine Inkorporation zu ver- meiden, da es auch bei dieser Strahlungsart zu hohen Organdosen in Folge von Inkorporationen kommen kann.

Weiterhin k¨onnen große Dosen von Beta-Minus-Strahlung die ¨außeren Hautschichten soweit sch¨adigen, dass es zu Hautkrebs kommen kann, und auch zur Eintr¨ubung der Augenlinse f¨uhren.

Der Beta-Plus-Zerfall Beim Beta-Plus-Zerfall wandelt sich ein Proton in ein Neutron um, wobei ein Positron und ein Elektron-Neutrino emittiert werden. Bei dieser Zerfallsart reduziert sich die Kernladungszahl um Eins, sodass anschließend wieder ein anderes chemisches Element vorliegt.

Das Positron kann dann anschließend mit einem Elektron aus der umgebenden Materie Anni- hilationsstrahlung erzeugen. Hierbei entstehen in der Regel dann zwei Gammaquanten mit einer Energie von 511 keV, die sich in nahezu entgegengesetzer Richtung vom Ort der Erzeugung entfernen.

0.3 Der Gamma-Zerfall

Bei Gammastrahlen handelt es sich um elektromagnetische Wellen bzw. Photonen, die unter anderem beim Zerfall von radioaktiven Nukliden entstehen. Ein weiterer Prozess, bei dem Gam- mastrahlung – oder auch in diesem speziellen Fall als Annihilationstrahlung bezeichnet – ent- steht, ist die Annihilation eines Elementarteilches mit seinem Antiteilchen, z.B. eines Elektrons mit einem Positron.

Auf Grund seiner Eigenschaften z¨ahlt Gammastrahlung zur Klasse der indirekt-ionisierenden

und schwach-ionsierenden, allerdings langreichweitigen Strahlungsarten.

Gamma-Strahlung kann auf Grund seines Wellencharakters nicht vollst¨andig absorbiert werden, sondern nur geschw¨acht werden.

Beim Umgang mit Gamma-Strahlung sind folgende Grunds¨atze anzuwenden:

• Beschr¨ankung der Aufenthaltszeit im Strahlenfeld

• Gr¨oßtm¨oglichen Abstand zur Strahlenquelle einnehmen

• Verwendung von Abschirmung soweit als m¨oglich

0.3.1 Wechselwirkungsarten von Gammastrahlung mit Materie

Die f¨ur die nachfolgende Versuche wesentlichen Arten der Wechselwirkung von Gamma-Strahlung mit Materie sind

• der Photoeffekt,

• der Comptoneffekt,

• die Paarbildung.

Die Art der Wechselwirkung h¨angt im wesentlich von der Energie der Photonen Eγ und der KernladungszahlZ des Materials ab, in dem die Wechselwirkung stattfindet.

0.3.2 Der Photoeffekt

Beim Photoeffekt wechselwirkt das einfallende Gammaquant so mit einem H¨ullelektron eines Absorberatoms, dass das Photon seine Energie vollst¨andig an das zuvor gebundene Elektron und das Atom ¨ubertr¨agt und damit nach dem Wechselwirkungsprozess nicht mehr existiert.

Da die Wechselwirkung auf Grund der Impulserhaltung mit dem Atom als Ganzes stattfinden muss, tritt diese Wechselwirkung bei freien Elektronen nicht auf.

Verf¨ugt das Gammaquant ¨uber gen¨ugend Energie, so wird es am ehesten mit den am st¨arksten gebundenen Elektronen der K-Schale wechselwirken, kann seine Energie allerdings auch mit geringerer Wahrscheinlichkeit an die Elektronen der anderen Schalen ¨ubertragen.

Bei der Wechselwirkung wird das zuvor gebundene Elektron freigesetzt und erh¨alt folgende kinetische EnergieEe, die sich aus der Energie des GammaquantsEγund der Bindungsenergie des Elektrons an das AtomE_Bergibt:

Ee = Eγ − EB

Bei dieser Betrachtung wurde vernachl¨assigt, dass das Atom bzw. der Kern selbst einen Teil der Energie als R¨uckstoßenergie erh¨alt. Diese kann aber auf Grund der großen Massenunterschiede zwischen Elektron und Kern in der Regel vernachl¨assigt werden.

Nach der Freisetzung des Photoelektrons ist das Atom nicht mehr neutral und weist eine un- besetzte Stelle in einer seiner niedrigeren Schalen auf. Diese unbesetzte Stelle wird dann in k¨urzester Zeit durch ein Elektron aus einer h¨oheren Atomschale oder durch ein freies Elektron

besetzt, wobei eine oder mehrere sogenannte charakteristische Gammaquanten emittiert werden.

Der Photoeffekt ist die dominierende Wechselwirkungsart von Gammaquanten geringer Energie.

Sein Wirkungsquerschnittσist durch folgende ungef¨ahre Proportionalit¨at gegeben:

σ ∼ E_γ^3.5 · Zⁿ mitn ∼ 4...5

0.3.3 Der Comptoneffekt

Beim Comptoneffekt wechselwirkt das einfallende Gammaquant so mit einem Elektron, dass es nur einen Teil seiner kinetischen EnergieEγan das Elektron ¨ubertr¨agt, es allerdings um den Winkelθgestreut wird und nun eine geringere kinetische EnergieE_γ⁰ besitzt.

Abh¨angig vom Streuwinkelθergeben sich dann aus der Energie- und Impulserhaltung folgende Zusammenh¨ange f¨ur die kinetische Energie des gestreuten PhotonsE_γ⁰ sowie des ElektronsEe.

E_γ⁰ = E_γ 1 + ^E_E^γ

0 ·(1 − cosθ)

E_e = E_γ − E_γ⁰

= Eγ ·

Eγ

E0 ·(1 − cosθ) 1 + ^E_E^γ

0 ·(1 − cosθ)

Die Ruheenergie des ElektronsE₀ = 511keV wurde hierbei verwendet.

Betrachtet man die oben genannten Zusammenh¨ange, so kann man zwei Extremf¨alle daraus ableiten:

1. Wenn der Streuwinkelθsehr klein ist, entspricht die Energie des gestreuten Quanten na- hezu der Energie des einfallenden Quanten E_γ⁰ ∼ E_γ und das Elektron erh¨alt nahezu keine kinetische EnergieEe ∼ 0.

2. Wenn das Photon nahezu zur¨uckgestreut wird, d.h.θ ∼ π, bewegt sich das Elektron in die gleiche Richtung, wie das zuvor einfallende Photon. In diesem Fall hat das Elektron dann auch den gr¨oßtm¨oglichen Anteil an kinetischer Energie erhalten und man erh¨alt folgende Zusammenh¨ange:

E_γ⁰k_θ∼π = E_γ 1 + 2 · ^E_E^γ

0

E_ek_θ∼π = E_γ · 2 · ^E_E^γ

0

1 + 2 · ^E_E^γ

0

Im Normalfall k¨onnen bei Messung von Gammastrahlung mit Hilfe eines Detektors alle Streu- winkelθauftreten, weswegen sich eine kontinuierliche Energieverteilung f¨ur die Elektronen er- gibt, die dann in der Regel im Detektor wieder ihre Energie abgeben. Man bezeichnet die dabei

entstehende typische Kurvenform im Impulsh¨ohenspektrum eines Detektors als Comptonkonti- nuum.

Begrenzt wird das Comptonkontinuum durch die sogenannte Comptonkante mit der Energie EC. Diese ist durch die kinetische Energie des einfallenden PhotonsEγund die Energie der ge- streuten Elektronen mit der gr¨oßtm¨oglichen Energie, also den unter einem Streuwinkelθ = π freigesetzten Elektronen, gegeben:

E_C = Eγ − Eek_θ∼π

= Eγ · 1 − 1 1 + 2 · ^E_E^γ

0

!

Wenn die Energie des einfallenden Gammaquants Eγ deutlich gr¨oßer als die H¨alfte der Ru- heenergie des Elektrons (E_γ ^E₂⁰) ist, kann die Energie der Compton-Kante auch durch folgende N¨aherung erhalten werden

E_C ' E₀ 2

' 255.5keV

Der Wirkungsquerschnitt von Comptonstreuungσist abh¨angig von der Anzahl von Elektronen, an denen Streuung stattfinden kann, und nimmt deswegen linear mit der Kernladungszahl zu:

σ ∼ Z

0.3.4 Die Paarbildung

Paarbildung kann auftreten, wenn die Energie des Gammaquants mindestens genauso groß ist wie die zweifache Ruheenergie eines Elektrons (1022 keV).

Hierbei erzeugt das Photon im Coulombfeld eines Kerns ein Positron-Elektronenpaar, wobei es selber verschwindet. Die nicht f¨ur die Paarerzeugung aufgewandte Energie des zuvor vorhande- nen Photons wird als kinetische Energie auf das Positron und Elektron aufgeteilt, die sich auf Grund der Impulserhaltung in entgegengesetzte Richtungen vom Ort der Wechselwirkung ent- fernen.

Da das Positron in der Regel nach kurzer Zeit in Materie zusammen mit einem Elektron Anni- hilationsstrahlung erzeugt, entstehen als Sekund¨arteilchen zwei Gammaquanten mit einer Ener- gie von jeweils 511 keV.

Der Wirkungsquerschnitt f¨ur die Paarbildung σ ist n¨aherungsweise proportional zur Quadrat- wurzel aus der Kernladungszahl.

σ ∼ √ Z

0.4 Das Geiger-M ¨uller-Z ¨ahlrohr

Das Geiger-M¨uller-Z¨ahlrohr z¨ahlt zu den ¨altesten und am h¨aufigsten eingesetzten Strahlenmess- ger¨at, entwickelt wurde es 1928 von Geiger und M¨uller an der Universit¨at von Kiel.

Prinzipiell besteht ein Gasentladungsz¨ahlrohr aus einem Z¨ahlrohr, in welchem sich in der Mitte ein gegen¨uber der Z¨ahlrohrwand elektrisch-isolierter, d¨unner Z¨ahldraht befindet. Dieser Z¨ahldraht kann positiv elektrisch aufgeladen werden, sodass er als Anode fungiert, w¨ahrend die Z¨ahlrohrwand die Kathode darstellt. Weiterhin befindet sich im Detektor noch ein F¨ullgas bzw. L¨oschgas.

Soll mit dem Gasentladungsz¨ahlrohr Alphastrahlung und Betastrahlung detektiert werden, so ist es erforderlich auf der Eintrittsseite ein Z¨ahlrohrfenster mit m¨oglichst geringem Massen- querschnitt einzusetzen. Hierbei ist allerdings ein Kompromiss einzugehen: Zum einen sollen m¨oglichst wenig Strahlungsteilchen im Eintrittsfenster absorbiert werden und zum anderen muss das Eintrittsfenster dicht genug sein, sodass die Gasverluste begrenzt bleiben. Je nach Einsatz- zweck behilft man sich hierbei in der Praxis zum Beispiel durch die Verwendung von permanent gesp¨ulten Z¨ahlrohren mit d¨unnem Eintrittsfenster.

Die Funktionsweise eines Gasentladungsz¨ahlrohres l¨asst sich grob wie folgt beschreiben: Durch den Eintritt von Strahlung (Prim¨arteilchen) in den Detektor entstehen im Detektor durch Wech- selwirkungsprozesse Sekund¨arelektronen und positiv ionisierte Gasatome. Auf Grund der zwi- schen Anode und Kathode herrschenden elektrischen Potentialdifferenz werden die Sekund¨arel- ektronen zur Anode hin beschleunigt und k¨onnen dabei mit weiteren Gasatomen wechselwirken.

Je nach Gr¨oße der Potentialdifferenz zwischen Anode und Kathode unterscheidet man nun fol- gende vier Arbeitsbereiche eines Gasentladungsrohres, wovon drei davon technisch genutzt wer- den (k¨onnen):

• Rekombinationsbereich: Wenn die Potentialdifferenz zwischen Anode und Kathode nur gering ist, werden zwar Sekund¨arelektronen zur Anode hin beschleunigt. Allerdings re- kombiniert ein großer Teil der Elektronen auf dem Weg zur Anode hin wieder mit den Atomen des F¨ullgases, sodass das vom Detektor ausgegebene Messsignal keine Aussage

¨uber die Energie oder genaue Anzahl der detektierten Prim¨arteilchen erlaubt.

Dieser Arbeitsbereich ist also technisch nicht relevant.

• Ionisationskammerbereich: Bei einer Erh¨ohung der Potentialdifferenz zwischen Anode und Kathode ¨uber den Rekombinationsbereich hinaus, gelangt man in den Arbeitsbereich der Ionisationskammer. In diesem Bereich ist die Potentialdifferenz ausreichend groß ge- nug, sodass alle Sekund¨arelektronen und positiven Sekund¨arionen nach endlicher Zeit auch die Elektroden erreichen. Durch den Einfall eines prim¨aren Strahlungsteilchen ent- steht hierbei ein messbarer Ladungsimpuls, woraus sich bei einer Vielzahl von einfallen- den Prim¨arteilchen ein messbarer Strom ergibt. Allerdings ist die Gr¨oße des messbaren Stroms ¨außerst gering, da es zu keiner bzw. nur einer geringen Verst¨arkung des Stromes durch das F¨ullgas – sogenannte Gasverst¨arkung – kommt. Deshalb m¨ussen bei Ionisations- kammer Schaltungen mit hohen elektrischen Verst¨arkungen dem Detektor nachgeschalten werden.

• Proportionalbereich: Erh¨oht man die Potentialdifferenz im Z¨ahlrohr weiter, so tragen zur Strahlungsmessung nicht mehr nur die in den Detektor einfallenden Prim¨arteilchen oder die in diesem erzeugten Sekund¨arteilchen bei, sondern es kommt zur sogenannten Gas- verst¨arkung, die auf einer Vervielfachung der Ladungsanzahl im Gasraum beruht: Die im Detektor erzeugten Sekund¨arelektronen werden hierbei durch die Potentialdifferenz so stark beschleunigt, dass sie durch Wechselwirkung mit den Gasatomen des F¨ullgases

weitere Elektronen (Terti¨arelektronen) und positive Gasionen erzeugen k¨onnen, die eben- falls zu den Elektroden beschleunigt werden. Da die Elektronen sich deutlich schneller als die positiven Gasionen bewegen und daher nur diese durch Wechselwirkungen weitere Ladungen erzeugen k¨onnen, entstehen Elektronenlawinen, wobei man hierbei nach ihrem Entdecker auch von Townsend-Lawinen spricht. Die Gr¨oße der Gasverst¨arkung auf Grund der Townsend-Lawinen liegt im Proportionalbereich ¨ublicherweise zwischen 10²und 10⁴. Die vom Proportionalz¨ahlrohr ausgegebenen Ladungsimpulse sind trotz der Verst¨arkung allerdings noch immer proportional zur prim¨aren Ionisation und damit zur Energie der einfallenden Strahlung.

• Geiger-M¨uller-Bereich: Ab einer gewissen Gr¨oße der Potentialdifferenz bewirkt jedes ein- fallende Strahlungsteilchen eine Gasverst¨arkung durch die Bildung von einer oder mehre- rer Townsend-Lawinen, die Gasverst¨arkung durch das einzelne einfallende Prim¨arteilchen nimmt dabei solange zu, bis das Z¨ahlrohr ges¨attigt ist. Die S¨attigung des Z¨ahlrohres tritt dadurch auf, dass durch die Entstehung von positiv ionisierten Gasatomen, vor allem in der N¨ahe des Z¨ahldrahtes, die Potentialdifferenz zwischen Z¨ahlrohrwand und Z¨ahldraht allm¨ahlich soweit abnimmt, bis die Beschleunigung der Elektronen nicht mehr groß genug ist, um weitere Elektronen-Ionen-Paare zu bilden.

Da die Gasverst¨arkung im (vollst¨andig erholten) Z¨ahlrohr aber immer einen gleich großen Wert erreicht, ist der als Messsignal des Detektors ausgegebene Ladungsimpuls nicht mehr abh¨angig von der Energie des Prim¨arteilchens, sodass der Z¨ahlrohrstrom als Maß f¨ur die Anzahl an einfallenden Prim¨arteilchen in Geiger-M¨uller-Z¨ahlrohren technisch ge- nutzt werden kann.

Die Gasverst¨arkung in Geiger-M¨uller-Z¨ahlrohren liegt gebr¨auchlicherweise im Bereich von 10⁶bis 10⁸.

Eine weitere Erh¨ohung der Potentialdifferenz f¨uhrt zu einer dauerhaften Gasentladung im Z¨ahlrohr, die unweigerlich zur Zerst¨orung des Z¨ahlrohres f¨uhrt.

Die Anzahl der im Detektor vorhandenen Elektronen-Ionen-Paare in Abh¨angigkeit von der Z¨ahlrohrspannung ist in Abbildung 1 f¨ur die verschiedenen Arbeitsbereiche dargestellt.

Abbildung 1: Schematische Darstellung der Anzahl der im Detektor vorhandenen Elektronen- Ionen-Paare in Abh¨angigkeit von der Z¨ahlrohrspannung

Versuche

1 Versuch 1: Eigenschaften des Geiger-M ¨ uller-Z ¨ahlrohrs

1.1 Versuch 1.1: Messung der Einsatzspannung und des Plateau-Anstiegs des Z ¨ahlrohrs

1.1.1 Ziel des Versuchs

In diesem Versuch soll die Einsatzspannung und der Plateau-Anstieg des Z¨ahlrohrs gemessen werden.

Anschließend soll aus den Messungen eine geeignete Z¨ahlrohrspannungU0 bestimmt werden, die in den weiteren Versuchen eingestellt wird.

1.1.2 Versuchsaufbau

Die Sr-90/Y-90 Strahlenquelle wird auf dem Probenhalter befestigt und in einem Abstand von ca. 3 Zentimeter zum Z¨ahlrohr positioniert.

1.1.3 Versuchsdurchf ¨uhrung

Die am Z¨ahlrohr eingestellte Z¨ahlrohrspannungU wird ¨uber einen weiten Bereich variiert und zugleich die zur jeweiligen Z¨ahlrohrspannung geh¨orende Z¨ahlrateRmittels des Cassy-Datener- fassungssystems bestimmt.

Sobald durch die Erh¨ohung der Z¨ahlrohrspannungU der Plateau-Bereich erreicht wurde, wird die Z¨ahlrohrspannung in kleineren Teilschritten weiter erh¨oht, um das Plateau zu vermessen.

Anschließend wird f¨ur den Plateau-Bereich die gemessene Z¨ahlrateR¨uber der jeweiligen Z¨ahl- rohrspannungU grafisch dargestellt und die Steigung des Plateaus bestimmt.

1.1.4 Theoretischer Hintergrund: Plateaubereich beim Geiger-M ¨uller-Z ¨ahlrohr Eine f¨ur den Betrieb eines Geiger-M¨uller-Z¨ahlrohres geeignete Z¨ahlrohrspannungU₀wird durch die Aufnahme der sogenannten Z¨ahlrohrcharakteristik ermittelt. Diese stellt die Abh¨angigkeit der Z¨ahlrateRvon der eingestellten Z¨ahlrohrspannungU dar.

Bei jedem Geiger-M¨uller-Z¨ahlrohr weist die Z¨ahlrohrcharakteristik einen Bereich mit nur gerin- gem Anstieg der Z¨ahlrateR– den sogenannten Plateau-Bereich – auf.

Nach [Vogt] zeichnen sich gute Geiger-M¨uller-Z¨ahlrohre dadurch aus, dass die L¨ange deren Pla- teaus mehr als 100 Volt und die Steigung pro 100 Volt Spannungsdifferenz nur wenige Prozent betr¨agt. Allerdings f¨uhrt eine Alterung des Z¨ahlrohrs, beispielsweise in Folge der zunehmenden Sch¨adigung des F¨ullgases durch die Entladungen, zu einer Verk¨urzung der Plateaul¨ange und ei- ne Zunahme der Plateausteigung.

Jedenfalls ist die Z¨ahlrohrspannung am Geiger-M¨uller-Z¨ahlrohr so zu w¨ahlen, dass der Arbeits- punkt des Z¨ahlrohrs im Plateau-Bereich liegt und auch bei zuf¨alligen Spannungsschwankungen ein Unterschreiten der Einsatzspannungs des Plateaus nicht zu bef¨urchten ist. Nach [Vogt] ist die Wahl eines Arbeitspunktes, der ca. 50 Volt ¨uber der Einsatzspannung liegt, hierf¨ur ausreichend.

Die Wahl eines deutlich h¨oherliegenden Arbeitspunktes ist auf Grund der Zunahme der Z¨ahlrate in Folge von St¨oreffekten nicht zu empfehlen. Weiterhin ist die Erh¨ohung der Z¨ahlrohrspannung U dadurch begrenzt, dass es ab einer gewissen Z¨ahlrohrspannung zu einer Dauergasentladung im Z¨ahlrohr kommt, die unweigerlich zur Zerst¨orung desselben f¨uhrt.

1.2 Versuch 1.2: Bestimmung des Nulleffekts 1.2.1 Ziel des Versuchs

In diesem Versuch soll der NulleffektR_N durch Messungen bestimmt werden.

1.2.2 Versuchsaufbau

Alle Strahlenquellen befinden sich zur Abschirmung in der Bleiburg. Das Z¨ahlrohr befindet sich in der ¨ublichen Messposition und am Z¨ahlrohr liegt eine zuvor festgelegte Z¨ahlrohrspannungU₀ an.

1.2.3 Versuchsdurchf ¨uhrung

Mit einer Messzeit von jeweils 5 Sekunden wird 160 Mal die Z¨ahlrate des UntergrundsR_N – der sogenannte Nulleffekt – gemessen.

Anschließend wird aus einer H¨aufigkeitsverteilung der 160 Messungen der MittelwertRN und die Standardabweichung∆R_N des Nulleffekts bestimmt.

1.3 Versuch 1.3: Bestimmung der Totzeit des Z ¨ahlrohres nach der Zwei-Pr ¨aparate-Methode

1.3.1 Ziel des Versuchs

In diesem Versuch soll die Totzeitt_totdes Z¨ahlrohres unter Verwendung von zwei Strahlenquel- len und unter Anwendung der Zwei-Pr¨aparate-Methode bestimmt werden.

1.3.2 Versuchsaufbau und Versuchsdurchf ¨uhrung

Zu beachten in diesem Versuch ist, dass der Abstand zwischen den Quellen und dem Z¨ahlrohrd nicht ver¨andert werden darf, da ansonsten die Totzeitttot nicht exakt bestimmt werden kann.

Eine geeignete Vorgehensweise zur Bestimmung der Totzeitt_tot ist wie folgt: Es wird ein Pro- benhalter f¨ur zwei Quellen verwendet. Bei der ersten Messung befindet sich im Quellenhalter die Quelle Nr. 1 sowie eine Dummy-Quelle, die zur Ber¨ucksichtigung der R¨uckstreuung ver- wendet wird. Vor Beginn der zweiten Messung wird die Dummy-Quelle durch die Quelle Nr. 2 ausgetauscht, sodass nun beide Quellen gleichzeitig gemessen werden. Vor Beginn der dritten Messung wird die Quelle Nr. 1 durch die Dummy-Quelle ersetzt, sodass nun nur die Quelle Nr.

2 unter Ber¨ucksichtigung der R¨uckstreuung gemessen wird.

Der Abstand zwischen der Quellenhalterung und dem Z¨ahlrohr d soll in diesem Versuch so gew¨ahlt werden, dass die Z¨ahlrate R12 bei der Messung beider Quellen gleichzeitig ungef¨ahr R₁ ≈ 300 ¹_s betr¨agt. Weiterhin soll die Messzeit pro Messung 2 Minuten betragen.

1.3.3 Theoretischer Hintergrund: Bestimmung der Totzeit

Beim Einfall eines Strahlungsteilchen in das Geiger-M¨uller-Z¨ahlrohr entstehen eines oder meh- rere Sekund¨arelektronen, die durch die Potentialdifferenz zwischen Z¨ahldraht und Z¨ahlrohrwand beschleunigt werden und durch Wechselwirkung mit den F¨ullgasatomen mehrere Elektronenla- wine – die sogenannte Townsend-Lawinen – erzeugen. Dies geschieht dadurch, dass die ange- regten F¨ullgasatome in k¨urzester Zeit (wenige Nanosekunden) durch Emission von Photonen, deren Wellenl¨ange in der Regel im sichtbaren oder ultravioletten Bereich liegt, wieder in den Grundzustand ¨ubergehen; die Photonen allerdings durch den Photoelektrischen Effekt im Gas weitere Elektronen erzeugen, die ebenfalls zum Z¨ahldraht beschleunigt werden.

Durch die Freisetzung der Elektronen bleiben vor allem in der N¨ahe des Z¨ahldrahtes positiv geladene Gasionen zur¨uck, die die elektrische Potentialdifferenz im Bereich des Z¨ahldrahts so weit verringern, dass die Townsend-Lawinen zusammenbrechen.

Die Ansammlung von positiven Gasionen bewirkt aber nicht nur ein Zusammenbrechen der Townsend-Lawinen, sondern bewirkt, dass eine gewisse Zeit vergehen muss, bevor wieder eine Gasentladung stattfinden kann. Die Zeitdauer ist dadurch bedingt, dass die Gasionen im elektri- schen Feld weit genug vom Z¨ahldraht (Anode) weg hin zur Z¨ahlrohrwand (Kathode) gewandert sein m¨ussen, dass die elektrische Potentialdifferenz um den Z¨ahldraht wieder groß genug ist, sodass Townsend-Lawinen entstehen k¨onnen.

Die Zeitdauer, die vergehen muss, bis nach dem Verl¨oschen einer Gasentladung wieder erneut eine Gasentladung stattfinden kann, nennt man Totzeitttot. Nach [Knoll] liegt die Totzeit f¨ur die meisten Geiger-M¨uller-Z¨ahlrohre im Bereich zwischen 50 und 100 Mikrosekunden.

In der Praxis ist die sogenannte Aufl¨osungszeitt_reseines Systems aber meist von gr¨oßerer Be- deutung, da sie die Zeitdauer beschreibt, die vergehen muss, bis nach dem Verl¨oschen einer Gasentladung die nachfolgende Gasentladung wieder eine gen¨ugend große Impulsh¨ohe im De- tektorsystems erzeugt, sodass dieses Signal detektiert werden kann.

Die Totzeitt_tot kann unter Verwendung der Zwei-Pr¨aparate-Methode f¨ur das Geiger-Z¨ahlrohr bestimmt werden, da dort die Z¨ahlverluste bei einer Erh¨ohung der Strahlungsintensit¨atInicht li- near sind. Dies bedeutet, dass die gemessene Z¨ahlrateR₁₂f¨ur beide Quellen gleichzeitig kleiner ist als die Summe der einzelnen Z¨ahlratenR₁undR₂.

R₁₂ < R₁ + R₂

Nach [Knoll] kann die Totzeit ttot ¨uber die nachfolgende Formel berechnet werden, wobei zus¨atzlich zur Angabe in [Aufgabenstellung] auch der NulleffektR_N ber¨ucksichtigt wird. Ei- ne Vernachl¨assigung des NulleffektsRN – wie in der Formel aus [Aufgabenstellung] – ist laut [Knoll] nicht empfehlenswert, da sich ansonsten signifikante Fehler unter typischen Messbedin-

gungen einschleichen k¨onnen.

ttot = X · 1 − √

1 − Z Y

mit

X = R1 · R2 − RN · R12

Y = R1 · R2 · (R12 + RN) − RN · R12 · (R1 + R2)

Z = Y · (R₁ + R₂ − R₁₂ − R_N) X²

F¨ur die Berechnung der um die Totzeitt_tot und den NulleffektR_N korrigierten Z¨ahlrateR_korr gilt dann folgende Formel:

R_korr = R 1 − R · ttot

− R_N

1.4 Versuch 1.4: ¨Uberpr ¨ufung der G ¨ultigkeit des Abstandgesetzes 1.4.1 Ziel des Versuchs

In diesem Versuch soll die G¨ultigkeit des Abstandgesetzes durch Messungen best¨atigt werden.

1.4.2 Versuchsaufbau

Das Z¨ahlrohr befindet sich in der ¨ublichen Messposition und am Z¨ahlrohr liegt eine zuvor fest- gelegte Z¨ahlrohrspannungU0an.

In einem variabel einstellbaren Abstanddvom Z¨ahlrohr befindet sich eine Gammastrahlenquel- le.

1.4.3 Versuchsdurchf ¨uhrung

Mit einer Messzeit von 2 Sekunden wird jeweils 100 Mal die Z¨ahlrateR(d)der Gammastrah- lenquelle f¨ur verschiedene Abst¨andedzwischen Quelle und Z¨ahlrohr gemessen.

Aus den jeweils 100 Messwerten pro Abstanddwird ¨uber eine H¨aufigkeitsverteilung jeweils der MittelwertR(d)und die Standardabweichung∆R(d)f¨ur den jeweiligen Abstanddbestimmt.

Anschließend werden die bestimmten MittelwerteR(d) ¨uber dem Abstanddin einem doppelt- logarithmischen Graphen aufgetragen.

1.4.4 Theoretischer Hintergrund: Abstand(squadrat)gesetz

Das Abstandsgesetz besagt, dass die Strahlungsintensit¨atIin der Umgebung einer Strahlenquel- le mit wachsendem Abstanddabnimmt.

Wenn die Strahlenquelle durch eine Punktquelle beschrieben oder angen¨ahert werden kann, d.h.

wenn der Radius der Queller deutlich kleiner als der Abstand zwischen Quelle und Detektor

dist, ist die Abnahme der Strahlungsintensit¨atI bei Vergr¨oßerung des Abstandesdbesonders groß und ist umgekehrt proportional zum Quadrat des Abstandesd.

IP unktquelle ∝ 1 d²

Die von einem Strahlenb¨undel durchsetzte Kugeloberfl¨acheO, die um den Quellpunkt gelegt ist, betr¨agt n¨amlich gerade

O = 4 · π · d² .

Entsprechend folgt f¨ur die Flussdichteϕ, die gleich dem Verh¨altnis aus Quellst¨arkeQund der Kugeloberfl¨acheOist, die quadratische Abnahme bei einer Vergr¨oßerung des Abstandesd.

ϕ = Q O

= Q

4 · π · d²

Zu beachten ist allerdings, dass das Abstandsgesetz f¨ur Linienquellen nur eine Abnahme der Strahlungsintensit¨atI proportional zum Abstanddvoraussagt

ILinienquelle ∝ 1 d

und dass f¨ur andere Geometrie wie z.B. Fl¨achenquellen oder Kegelstumpfquellen andere Abh¨angigkeiten der Strahlungsintensit¨atI vom Abstanddgelten.

2 Versuch 2: Messung der Absorption von Alpha-Strahlung

2.1 Ziel des Versuchs

In diesem Versuch soll die Absorptionskurve einer Alphastrahlenquelle (Am-241 oder Ra-226) aufgenommen werden und deren Reichweite bestimmt werden.

2.2 Versuchsaufbau und Versuchsdurchf ¨uhrung

Die Alphastrahlenquelle wird zun¨achst m¨oglich dicht an das Z¨ahlrohr gebracht. Anschließend wird einmal die Z¨ahlrateRαγ(d)gemessen, die sowohl die Anteile der Alphastrahlung als auch der Gammastrahlung der Strahlenquelle beinhaltet, als auch durch Abdecken der Quelle mit einem geeigneten Absorber die Z¨ahlrateR_γ(d)gemessen, die nur die Anteile der Gammastrah- lung der Strahlenquelle beinhaltet. Anschließend wird der Abstanddin 1 Millimeter-Schritten sukzessive erh¨oht, wobei jeweils beide Z¨ahlratenRαγ(d)undRγ(d)gemessen werden. Ab ei- nem Abstandd = 2cmkann dann der Abstanddin gr¨oßeren Schritten erh¨oht werden.

Nach Korrektur der Z¨ahlrateR(d)um NulleffektRN, Gammastrahlung aus der QuelleRγ(d),Tot- zeit des Z¨ahlersttot und sich ¨andernden RaumwinkelΩsoll die Z¨ahlrateR(d) grafisch darge- stellt werden und aus der grafischen Darstellung die maximale Reichweited_maxder Alphastrah- lung bestimmt werden.

Zu ber¨ucksichtigen ist noch, dass sich die eigentliche Quelle bei der Am-241 Quelle d0 ≈ 7mmund bei der Ra-226d₀ ≈ 2mmhinter der Quelleneinfassung befindet und die Eintritts- fensterdicke des Z¨ahlrohrs etwa einem Luftweg vondLuf t ≈ 1mmentspricht.

2.3 Diskussion: Unscharfer Abfall der Z ¨ahlrate

Auf Grund dessen dass Alphastrahlung emittierende Nuklide ein diskretes Alphaspektrum auf- weisen, w¨are eigentlich zu erwarten, dass die Absorptionskurve der Alphastrahlung beim Errei- chen der maximalen Reichweited_maxscharf abf¨allt.

Allerdings wird im Praktikumsversuch keine kollimierte Strahlenquelle eingesetzt, weswegen auch Alphastrahlen, die in Luft gestreut werden und unter schr¨agem Winkel einfallen, den De- tektor erreichen k¨onnen. Allerdings legen diese Alphastrahlen einen l¨angeren Laufweg zum De- tektor zur¨uck und erreichen fr¨uher ihre maximale Reichweitedmax. Es kommt also zu einem fr¨uheren und unscharfen Abfall der Z¨ahlrateR.

2.4 Theoretischer Hintergrund: Korrektur um Gammastrahlung aus dem Pr ¨aparat

Zur Korrektur um die aus dem Pr¨aparat emittierende Gammastrahlung werden f¨ur alle Mess- abst¨andedjeweils zwei Z¨ahlraten gemessen:

• Die Z¨ahlrateR_αγ(d), die sowohl die Anteile der Alphastrahlung als auch der Gamma- strahlung der Strahlenquelle beinhaltet.

• Die Z¨ahlrateR_γ(d)gemessen, die nur die Anteile der Gammastrahlung der Strahlenquelle beinhaltet.

Durch Differenzenbildung kann hieraus dann die Z¨ahlrateRα(d)ermittelt werden, die nur noch die Anteile der Alphastrahlung der Strahlenquelle beinhaltet.

Rα(d) = Rαγ(d) − Rγ(d)

2.5 Theoretischer Hintergrund: Korrektur um den Raumwinkel

Bei der Aufnahme der Absorptionskurve f¨ur Alphastrahlung ist zu ber¨ucksichtigen, dass sich der vom Z¨ahlrohrfenster erfasste RaumwinkelΩund damit die Strahlungsintensit¨atIin Abh¨angigkeit vom Abstandd¨andert.

Aus diesem Grund muss die Z¨ahlrateRα(d)um den Raumwinkel korrigiert werden.

Unter der Annahme, dass die Strahlenquelle punktf¨ormig ist (was f¨ur kleine Abst¨ande eigentlich falsch ist, aber in [Aufgabenstellung] vorgegeben wird!), ergibt sich der RaumwinkelΩ¨uber den Radius des Z¨ahlrohrfenstersrund den Abstand zwischen Quelle und Z¨ahlrohrdwie folgt:

Ω = πr² d²

Die um den RaumwinkelΩkorrigierte Z¨ahlrateR_Ωkorr,α(d)berechnet sich dann ¨uber folgende Formel:

R_Ωkorr,α(d) = R_α(d) · 4π Ω

3 Versuch 3: Messung der Absorption von Beta-Strahlung

3.1 Ziel des Versuchs

In diesem Versuch soll die Absorptionskurve der Betastrahlung von Sr-90/Y-90 f¨ur das Material Aluminium aufgenommen werden.

Weiterhin sind die maximalen Reichweitend_max, die Massenabsorptionskoeffizientenkund die GrenzenergienW f¨ur beide Zerf¨alle zu bestimmen.

3.2 Versuchsaufbau und Versuchsdurchf ¨uhrung

Der Abstandd_{f est} zwischen Strahlenquelle und Z¨ahlrohr wird so geschickt fest gew¨ahlt, dass auch bei großen Absorberschichtdicken ausreichende Z¨ahlratenR(d)erreicht werden.

Anschließend werden von der Strahlenquelle ausgehend verschiedene Schichtdickenddes Ab- sorbermaterials Aluminium in den Strahlengang eingebracht, wobei sich zus¨atzlich noch eine Blende im Strahlengang befindet, und die Z¨ahlrateR(d)gemessen.

Die Messzeit soll dabei jeweils nicht mehr als 400 Sekunden betragen, allerdings so groß gew¨ahlt sein, dass mindestensN = 10000Z¨ahlimpulse erfasst werden.

Anschließend sollen die gemessenen Z¨ahlraten R(d) um den Nulleffekt R_N, die Totzeit des Z¨ahlrohrsttot, Luftabsorption und Absorption des Z¨ahlrohrfensters korrigiert werden. Die Ab- sorption in der Pr¨aparatschutzfolie, im Z¨ahlrohrfenster und beim Luftweg entspricht hierbei un- gef¨ahr einer Absorberschichtdicke Aluminium vond₀ = 12µm.

3.3 Beantwortung der Frage: Aktitivit ¨atsverh ¨altnis zwischen Mutternuklid und Tochternuklid

Das Aktivit¨atsverh¨altnis zwischen Mutternuklid (Sr-90) und Tochternuklid (Y-90) betr¨agt Eins.

Zwischen den beiden Nukliden herrscht ein sogenanntes station¨ares Gleichgewicht, da die Halb- wertszeit der Mutter (Sr-90) mit 28.78 Jahren deutlich gr¨oßer als die der Tochter (Y-90) mit 64.10 Stunden ist.

Dies ist darin begr¨undet, dass wegen dem Zerfall des Mutternuklids in das Tochternuklid die Anzahl der Atome des Tochternuklids zun¨achst solange ansteigt, bis die Zunahme an Tochter- nukliden gerade durch den Zerfall von Tochternukliden kompensiert wird. Die Aktivit¨at beider Nuklide ist dann gleich groß.

3.4 Beantwortung der Frage: Form der Absorptionskurve f ¨ur monoenergetische Betastrahlung

Die Abbildung 2 zeigt die erwartete Form der Absorptionskurve f¨ur monoenergetische Beta- strahlung.

Im Gegensatz zu stark ionisierender Strahlung wie Alphastrahlung tritt bei monoenergetischer Betastrahlung kein steiler Abfall in der Absorptionskurve auf, sondern die gemessene Strah- lungsintensit¨atI nimmt zwar stetig, aber nur allm¨ahlich ab.

Zwar f¨uhren bereits geringe Schichtdicken eines Absorbermaterials zu einer Abnahme der Strah- lungsintensit¨atI gegen¨uber der urspr¨unglich emittierten Intensit¨atI0, aber ein Teil der Elektron

ver¨andert auch beim Durchdringen einer großen Schichtdicke von Absorbermaterial seine Flug- bahn nur so wenig, dass dieser Teil immer noch den Detektor erreicht. Hinzu kommt noch, dass die mittlere freie Wegl¨ange f¨ur Elektronen deutlich gr¨oßer als f¨ur beispielsweise Alphateilchen ist.

In der Praxis behilft man sich damit, dass man eine Extrapolation des linearen Abfalls der Strah- lungsintensit¨at vornimmt und damit die erwartete ReichweiteR_eim Absorbermaterial bestimmt.

Bei dieser ReichweiteR_egeht man dann davon aus, dass nahezu kein Elektron mehr den Absor- ber durchdringen kann.

Abbildung 2: Erwartete Form der Absorptionskurve f¨ur monoenergetische Betastrahlung: Ent- nommen aus [Knoll]

4 Versuch 4: Messung der Absorption von Gammastrahlung

4.1 Versuch 4.1: Bestimmung der Absorptionskurve der

Gammastrahlung von Co-60 und Cs-137 f ¨ur das Material Blei 4.1.1 Ziel des Versuchs

In diesem Versuch soll die Absorptionskurve der Gammastrahlung von Co-60 und Cs-137 f¨ur das Material Blei aufgenommen werden und der zugeh¨orige Massenabsorptionskoeffizient k sowie die zugeh¨orige Halbwertsschichtdicked_1/2bestimmt werden.

4.1.2 Versuchsaufbau und Versuchsdurchf ¨uhrung

Der Abstandd_{f est} zwischen Strahlenquelle und Z¨ahlrohr wird so geschickt fest gew¨ahlt, dass auch bei großen Absorberschichtdicken ausreichende Z¨ahlratenR(d)erreicht werden.

Anschließend werden von der Strahlenquelle ausgehend verschiedene Schichtdickenddes Ab- sorbermaterials Blei in den Strahlengang eingebracht, wobei sich zus¨atzlich noch eine Blende im Strahlengang befindet, und die Z¨ahlrateR(d)gemessen.

Die Messzeit soll dabei jeweils so groß gew¨ahlt sein, dass mindestensN = 1000Z¨ahlimpulse erfasst werden.

Anschließend sollen die gemessenen Z¨ahlratenR(d)um den NulleffektRN und die Totzeit des Z¨ahlrohrsttotkorrigiert werden.

Die korrigierten Z¨ahlraten R_korr(d) sollen anschließend ¨uber der Schichtdicked aufgetragen werden und aus den Kurven jeweils der Massenabsorptionskoeffizientksowie die Halbwerts- schichtdicked_1/2berechnet werden.

4.2 Messung des Absorptionsverm ¨ogens verschiedener Materialien 4.2.1 Ziel des Versuchs

In diesem Versuch soll durch Vergleich verschiedener Absorbermaterialien gleicher Dicke deren relatives Absorptionsverm¨ogen f¨ur Gammastrahlung bestimmt werden.

4.2.2 Versuchsaufbau und Versuchsdurchf ¨uhrung

Der Abstanddzwischen Strahlenquelle und Z¨ahlrohr wird so gew¨ahlt, dass die Absorbermate- rialien gleicher Dicke jeweils einzeln in den Strahlengang passen, wobei sich zus¨atzlich noch eine Blende im Strahlengang befindet.

Anschließend wird f¨ur die verschiedenen Absorbermaterialien die Z¨ahlrateRbestimmt und nach Korrektur der einzelnen Z¨ahlrateRum den NulleffektRN und die Totzeitttot werden die ein- zelnen korrigierten Z¨ahlratenR_korruntereinander verglichen.

Literatur

[Aufgabenstellung] Aufgabenstellung zu den Versuchen P2-80,82,84 [Vorbereitungshilfe] Vorbereitungshilfe zu den Versuchen P2-80,82,84 [Knoll] G.F. Knoll: Radiation Detection and Measurement

[Vogt] H.-G. Vogt: Grundz¨uge des praktischen Strahlenschutzes