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Curso de SUPERVISORES de instalaciones radiactivas (IR) MÓDULO BÁSICO
TEMA 4:
DETECCIÓN Y MEDIDA DE LA RADIACIÓN.
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INDICE:
1. INTRODUCCIÓN ............................................................................................................ 3
2. MODELO SIMPLIFICADO DE UN DETECTOR DE IONIZACIÓN ........................................ 3
2.1. Funcionamiento en modo de corriente ................................................................ 5
2.2. Funcionamiento en modo de impulso................................................................... 5
3. ANÁLISIS DE IMPULSOS ................................................................................................ 6
4. CALIBRACIÓN EN ENERGÍA ........................................................................................... 7
5. RESOLUCIÓN EN ENERGÍA ............................................................................................ 8
6. EFICIENCIA DE DETECCIÓN ........................................................................................... 9
7. RESOLUCIÓN EN TIEMPO. EL PROBLEMA DEL TIEMPO MUERTO .............................. 10
8. ACTIVIDAD DE UNA FUENTE RADIACTIVA .................................................................. 11
9. MÉTODOS ABSOLUTOS Y RELATIVOS DE MEDIDA DE LA ACTIVIDAD ........................ 12
10. LA CALIBRACIÓN EN EFICIENCIA DE UN DETECTOR ................................................. 13
11. BREVE DESCRIPCIÓN DE ALGUNOS TIPOS DE DETECTORES ..................................... 14
11.1. Detectores de ionización gaseosa ..................................................................... 14
11.2. Detectores de centelleo .................................................................................... 15
12. DISTORSIONES EN LAS MEDIDAS DE ACTIVIDAD...................................................... 17
12.1. Retrodispersión ................................................................................................. 17
12.2. Autoabsorción ................................................................................................... 19
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1. INTRODUCCIÓN
Cuando las partículas cargadas y las radiaciones electromagnéticas atraviesan un
determinado medio material, pueden disipar toda o parte de su energía al interaccionar
con él y los efectos que se producen permiten obtener información sobre las
características de la radiación incidente. Definiremos a un detector de radiación como
un dispositivo capaz de proporcionar una señal analizable cuando es alcanzado por la
radiación. Los detectores tienen numerosas aplicaciones, entre ellas la de protegernos
de la radiación, puesto que el cuerpo humano es un “mal detector” de la radiación
ionizante.
Aunque los mecanismos básicos de interacción entre la radiación y la materia son los
mismos para cualquier tipo de detector, los detectores difieren en la forma en la que
recogen la información que la interacción ha producido. Existen, por lo tanto, una gran
variedad de tipos. A modo de ejemplo, y sin ánimo de ser exhaustivos, podrían citarse
los siguientes:
La radiación, al atravesar un gas, lo ioniza. Los detectores de ionización gaseosa
utilizan la corriente iónica recogida en un volumen conocido de gas.
Un haz de partículas cargadas que pierde su energía en un volumen determinado de
materia comunica a ésta una cierta cantidad de calor, cuya medida proporciona
información precisa sobre la radiación incidente. Este tipo de detector se denomina
calorímetro.
Partículas ligeras, como el electrón, que atraviesan un medio material con una
velocidad mayor que la luz en él, emiten una radiación característica (radiación de
Cerenkov) que puede utilizarse para su detección.
Partículas cargadas pesadas, como las partículas α, al atravesar ciertos tipos de
materiales plásticos producen huellas o pistas que, una vez medidas permiten
obtener información sobre el número de partículas incidentes y la energía depositada
por ellas.
2. MODELO SIMPLIFICADO DE UN DETECTOR DE IONIZACIÓN
Aunque, como se acaba de ver, existe una gran variedad de detectores, el
funcionamiento de un gran porcentaje de ellos se basa en la recogida de las cargas
eléctricas creadas en la interacción de la radiación con el detector. Ésta se produce
fundamentalmente por medio de procesos de ionización y excitación atómica, y como
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consecuencia de los primeros se crea una carga neta Q en el detector, que puede ser
recogida mediante la aplicación de un campo eléctrico adecuado. El tiempo que dura la
interacción entre la radiación y el detector depende de ambos, siendo típico que oscilen
entre 10-9 y 10-12s
Un modelo simplificado del mecanismo de funcionamiento de este tipo de detectores
puede verse en la Figura 1. Se admite que en un tiempo dado se crea una carga Q y que
ésta es recogida dando lugar a una corriente de intensidad i(t) que cesa al cabo de un
determinado intervalo de tiempo que depende esencialmente del detector. Cuando
varias partículas o fotones interaccionan con el detector consecutivamente, el aspecto
ideal de la intensidad a la salida del detector se presenta en la forma indicada en la
misma figura, en la que se pueden ver por separado los diferentes sucesos
correspondientes a partículas que han interaccionado.
A diferencia de un detector ideal, en la práctica no basta con que la radiación alcance al
detector para obtener una señal de salida adecuada. Acostumbra a denominarse
volumen útil del detector aquella parte de él en la que, o bien por limitaciones
inherentes al detector o bien a causa de su diseño, se cumple esa condición.
Figura 1. Esquema de funcionamiento de un detector ideal de radiación
Los detectores de ionización constituyen uno de los grupos más numerosos utilizados en
la medida de la radiación y, atendiendo a su funcionamiento, se subdividen en dos
subgrupos: aquellos que funcionan en modo de corriente y los que lo hacen en modo de
impulso.
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Figura 2. Detector de radiación basado en la medida de corriente
2.1
Funcionamiento en modo de corriente
Un detector funciona en modo de corriente Figura 2 cuando la señal de salida o
intensidad de corriente producida por el detector es promediada durante un intervalo
de tiempo muy grande en comparación con la duración de un impulso individual.
Cuando se opera así, se obtiene un valor promedio de la intensidad de salida que viene
dado por: ecuación modificada
I
tc
Q
; donde Q = i(t) dt
tc
0
que representa un valor medio de la intensidad producida por un cierto número de
sucesos consecutivos durante el tiempo tc. Este tipo de funcionamiento es característico
de los detectores usados en protección radiológica y dosimetría. Las ventajas de este
modo de operación son su rapidez de funcionamiento y su sencillez, mientras que en el
lado negativo hay que destacar que no se obtiene una información individual sobre cada
uno de los sucesos que han originado la ionización.
2.2
Funcionamiento en modo de impulso
Cuando se necesita obtener información detallada acerca de cada suceso, el detector se
opera en modo de impulso. En este modo, que aparece idealmente representado en la
Figura 3, la corriente de salida es esencialmente instantánea y de ella se deriva un
impulso de voltaje que, idealmente, es proporcional a la intensidad de la corriente. En la
práctica, el impulso de salida V(t) depende de la constante RC del circuito equivalente
del detector, comportándose para RC << tc en la misma forma que la intensidad de
corriente i(t), mientras que en el caso R.C >> tc se obtiene un impulso, cuya amplitud V
es proporcional a la carga creada en el detector (V = Q/C).
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Las ventajas de este modo de operación residen fundamentalmente en su mayor
sensibilidad y en la información que, sobre cada suceso detectado, puede obtenerse en
forma individual. Este modo es el usado cuando se precisa saber el número de sucesos
individuales detectados o se requiere información detallada sobre la distribución
energética de la radiación incidente, es decir cuando se realizan medidas de carácter
espectrométrico.
Figura 3. Detector de radiación basado en el análisis de impulsos
3. ANÁLISIS DE IMPULSOS
La información que un detector funcionando en modo de impulso es capaz de
proporcionar, depende del cumplimiento, en mayor o menor grado, de una serie de
condiciones ideales que pueden resumirse en las siguientes:
Cada partícula (o fotón) debe producir un impulso eléctrico claramente
distinguible del fondo.
La duración del impulso debe de ser corta, para permitir una buena separación
entre sucesos cercanos entre sí en el tiempo.
El tamaño del impulso debe estar relacionado con la energía del suceso que lo
originó. A ser posible, la relación será lineal.
Sucesos idénticos deben proporcionar impulsos lo más parecidos posible aunque
sucedan en lugares diferentes del volumen útil del detector.
Cuando estas condiciones se cumplen, al menos parcialmente, es posible caracterizar a
la fuente radiactiva emisora mediante el estudio del espectro de energías o distribución
del número de partículas o fotones en función de su energía. Una curva ideal de este
tipo no es posible obtenerla, pues la resolución de nuestro sistema de medida es finita.
En su lugar, se obtiene un histograma de amplitud de impulsos como el que se presenta
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en la Figura 4, que contiene el número de sucesos registrados en función de un intervalo
de energía dado, también llamado canal. En la realidad, los canales corresponden a
tamaños de impulso. Este histograma, tratado adecuadamente, puede proporcionar
información sobre algunas características de la radiación cuyo espectro se mide, como
pueden ser la energía e intensidad de sus componentes. El histograma de amplitud de
impulsos es el resultado de muestrear el espectro de energía en unas condiciones
determinadas de medida.
800
Number of Counts
600
400
200
0
350
400
450
500
550
Channel Number
Figura 4. Histograma de amplitud de impulsos
4. CALIBRACIÓN EN ENERGÍA
Si, como se ha admitido inicialmente, existe una relación entre el tamaño del impulso
producido por una partícula o fotón y su energía, será posible en determinados casos
obtener la función que relaciona a los números de canal con las energías que se les
atribuyen, proceso que se denomina calibración en energía del sistema de medida. La
situación deseable es que esa función sea lineal, pues ello simplifica el análisis espectral
aunque no constituya un requisito imprescindible.
La obtención de la ecuación de calibración puede realizarse de diversas maneras, siendo
común a todas ellas la necesidad de disponer de varias parejas de datos (energía número de canal). Éstas pueden obtenerse a partir del propio espectro que se analiza,
siempre que se haya identificado sin ambigüedad algunos de sus componentes. Cuando
no es posible hacerlo así, se recurre a fuentes radiativas especialmente preparadas para
ese fin o a medios electrónicos que simulen el impulso producido por un suceso de
energía conocida.
Si se admite que la relación entre energía y número de canal es afín, podrá expresarse la
recta de calibración en la forma:
Energía = P1 * número de canal + P2
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ecuación en la que P1 representa la anchura del canal en términos de energía, esto es el
ancho del intervalo energético utilizado para agrupar los datos. Hay que hacer notar que
este factor no depende de la muestra radiactiva ni el detector utilizado, sino que viene
determinado por los dispositivos electrónicos de amplificación y clasificación de
impulsos.
5. RESOLUCIÓN EN ENERGÍA
Uno de las principales propiedades que
caracterizan a los detectores de radiación es su
capacidad para discriminar entre sucesos de
energías distintas. Para un detector ideal el
espectro de energía correspondiente a la
respuesta a un haz de radiación monoenergética
sería una línea vertical, o punto en el espectro de
energía, conteniendo a todos los sucesos
detectados.
En la realidad, como consecuencia de la
naturaleza estadística de la desintegración
radiactiva (anchura natural) y del fenómeno de
detección, esa línea se ensancha adoptando una
forma que depende de la naturaleza de la
radiación y del tipo de detector, así como de
otros factores, entre los que la disposición
Figura 5. Resolución en energías
geométrica de la medida juega un papel muy
importante. Generalmente, el espectro de tales
líneas recuerda a una gaussiana, más o menos deformada Figura 5 y la resolución de
un detector acostumbra a definirse como la anchura, a la mitad de su altura, de una
línea monoenergética, habitualmente expresada en la bibliografía con las siglas
FWHM, acrónimo de la expresión inglesa Full Width at Half Maximum.
Es inmediato observar que cuanto mejor sea la resolución de un sistema de medida (o,
lo que es lo mismo, menor el FWHM) tanto más capaz será el sistema de discriminar
entre sucesos de energías cercanas pudiendo, en muchos casos, variar la información
espectral enormemente, como puede observarse en la misma figura anterior, en la que
dos líneas son observadas por un sistema con baja resolución como una sola
distribución, mientras que el espectro de energías obtenido por el sistema de mejor
resolución resuelve a ambas líneas que se observan como entes individuales.
La resolución de un sistema de medida no depende solamente del detector, sino del
sistema electrónico de análisis de impulsos, de las características del haz de radiación
incidente, como por ejemplo el espesor de la fuente radiactiva que se mide, y de las
condiciones geométricas de la medida. Por consideraciones estadísticas puede deducirse
que un detector tendrá mejor resolución cuanto mayor sea el número de sucesos
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individuales, (portadores de carga en un detector de ionización, fotones en un
centelleador) a que dé lugar.
6. EFICIENCIA DE DETECCIÓN
Salvo en muy contados casos, sólo una fracción de los sucesos radiactivos originados en
la fuente que se mide son registrados por el detector. La eficiencia de detección es el
segundo parámetro importante para caracterizar a un detector y se define como Figura
6:
n º sucesos registrado s
n º sucesos originados en la fuente radiactiva
La eficiencia depende de la naturaleza de la radiación que se mide, del tipo de detector
que se utiliza y de la disposición geométrica del sistema fuente-detector. Teniendo en
cuenta ambos factores, puede escribirse en la forma:
ε = εg εd
correspondiendo εg a la llamada eficiencia geométrica y εd a la eficiencia intrínseca. La
primera tiene en cuenta la geometría de la medida y, salvo factores que no se detallarán
aquí, no es sino la relación entre el ángulo sólido subtendido por la fuente y detector (Ω)
y el máximo ángulo sólido posible en una medida, es decir 4π
Figura 6. Eficiencia de detección
Si la cantidad εg expresa la fracción de partículas o fotones que habiendo sido emitida
por la fuente ha alcanzado al detector, la eficiencia intrínseca εd indica cuántos de esos
sucesos que han llegado al detector producen una señal analizable
d
n º sucesos registrado s
n º sucesos llegados
Mientras que el primer factor εg no depende esencialmente de la naturaleza de la
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radiación, la eficiencia intrínseca varía con ésta, siendo distinta, para un detector
determinado, en función de las características de la radiación incidente (en especial de
su energía). En general, las partículas cargadas tienden a ser detectadas con una
eficiencia mayor que los fotones, pues debido a la mayor penetración de éstos, se
requerirían detectores de volumen muy grande para alcanzar eficiencias intrínsecas
cercanas a 1.
La ventaja de disponer de detectores con un alto grado de eficiencia es fácil de
comprender si se considera que el tiempo de recuento necesario para alcanzar un nivel
de número de impulsos predeterminado varía inversamente con la eficiencia del sistema
de detección. Sin embargo la dificultad de diseñar detectores que "envuelvan" a la
muestra radiactiva (condición necesaria para que εg 1) unido a otras consideraciones,
hacen que pocas veces se disponga de detectores cuya eficiencia total se acerque al 100
%.
7. RESOLUCIÓN EN TIEMPO. EL PROBLEMA DEL TIEMPO MUERTO
Para cualquier detector, con la correspondiente cadena electrónica asociada, existe un
intervalo de tiempo mínimo, τ, que debe separar a dos sucesos consecutivos si se quiere
que ambos sean registrados separadamente. Este intervalo acostumbra a denominarse
tiempo muerto y su existencia provoca que, cuando llegan al detector sucesos a un
ritmo muy rápido, se produzcan pérdidas de recuento que crecen con la tasa de llegada
de impulsos.
Atendiendo a su comportamiento, los sistemas de medida se clasifican según dos
grandes grupos: de tiempo muerto no extensible y de tiempo muerto extensible Figura
7. En el segundo, la llegada de un suceso antes de que haya transcurrido el intervalo de
tiempo τ provoca una nueva paralización del sistema durante otro intervalo τ. Por el
contrario, en los sistemas de tiempo muerto no extensible, la llegada de sucesos durante
el intervalo τ no aumenta éste. La existencia del tiempo muerto obliga a corregir las
tasas observadas de recuento de acuerdo con el valor de τ para obtener las tasas reales.
Las correcciones son más sencillas para los sistemas de tiempo muerto no extensible.
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Figura 7. Comportamiento de un detector con Tiempo muerto extensible(a) y no
extensible (b)
Si la tasa de llegada de sucesos al detector es N, puede demostrarse que, para sistemas
con tiempo muerto no extensible, se cumple la relación:
N=
R
1- R
siendo R el recuento observado en el detector caracterizado por un tiempo muerto τ.
Para el caso de los sistemas con tiempo muerto extensible, la relación entre estas
variables viene dada por la ecuación:
R = N e-N
que, en el caso general, debe resolverse por un procedimiento iterativo. Para pérdidas
de recuento inferiores al 10%, puede utilizarse la expresión aproximada:
N=
R
(R )2
1- R 2
cuya precisión es mejor que 0,1%.
8. ACTIVIDAD DE UNA FUENTE RADIACTIVA
Aunque para cualquier persona relacionada con la Física de Radiaciones el concepto de
actividad de una fuente radiactiva es casi intuitivo, una definición más rigurosa establece
que "La actividad de una cierta cantidad de un radionucleido en un estado de energía
dado y en un determinado instante es el valor esperado, en ese instante, de la tasa de
transiciones nucleares espontáneas desde ese estado de energía". Según esta definición,
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un núcleo estable tendrá actividad cero. De ella se deduce también que la medida de la
actividad requiere implícitamente la medida de un tiempo, por lo que la unidad en el
sistema internacional es la inversa del segundo, que, para este efecto, toma el nombre
especial de Bequerelio (Bq). Por tanto :
1 Bq = 1 s-1
Por evidentes razones históricas, se utiliza también el Curio (Ci), cuya
equivalencia viene dada por:
1 Ci = 3,7 x 1010 Bq
Los métodos que pueden emplearse para medir la actividad de una fuente son muy
variados, siendo también posible agruparlos en función de distintos criterios. Por lo
tanto, no es posible hacer aquí una enumeración exhaustiva. Algunas de las
clasificaciones posibles se hacen según los siguientes características:
El tipo de radiación que se mide.
Los principios físicos en que se basa la detección.
El carácter absoluto o relativo del método.
La geometría de la medida.
Aunque hay algunas excepciones (como las técnicas calorimétricas), en casi todos los
métodos se obtiene la actividad de la fuente a partir de la tasa de recuento obtenida en
uno o varios detectores.
9. MÉTODOS ABSOLUTOS Y RELATIVOS DE MEDIDA DE LA ACTIVIDAD
Un método de medida de la actividad se considera absoluto cuando el resultado se
obtiene sin necesidad de recurrir a ninguna medida de la actividad de otra fuente, sino
solamente a partir de la tasa de recuento, el tiempo de la medida, el ángulo sólido o, en
general, cualquier combinación de parámetros distintos de la actividad.
Por contraposición, un método se denomina relativo cuando se apoya en una medida
adicional con una fuente radiactiva cuya actividad se conoce de antemano. Un esquema
ideal de método relativo se presenta en la Figura 8. Una fuente radiactiva de actividad
conocida (A) se sitúa frente al detector, obteniéndose una tasa de recuento R. La fuente
problema se mide en idéntica posición que la anterior y se obtiene entonces una tasa de
recuento R'. Idealmente, la actividad de esta fuente vendrá dada por la expresión:
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A=A
R
R
Para que el método funcione en la forma ideal que se ha descrito, debe suponerse que la
eficiencia de recuento para ambas fuentes es la misma, lo que a su vez implica una serie
de condiciones previas como son: geometría de medida y espectros de energías
similares y tasas de recuento del mismo orden. En la medida en que estas condiciones se
cumplan, los resultados de un método relativo serán más o menos precisos.
Figura 8. Método relativo de medida de la actividad de una fuente
En muchas ocasiones, un mismo equipo puede realizar medidas de carácter absoluto o
relativo dependiendo de su empleo. Por otro lado, es preciso tener en cuenta que, a
menudo, un método relativo puede ocultar su naturaleza. Por ejemplo, es posible que la
geometría de un sistema de medida se haya calibrado previamente mediante el uso de
una fuente radiactiva de actividad conocida y éste dato se utilice posteriormente,
ignorándose su procedencia. En todo caso, es evidente que los métodos relativos
requieren la existencia de métodos absolutos, de los cuales se deriva finalmente la
referencia de actividad.
10. LA CALIBRACIÓN EN EFICIENCIA DE UN DETECTOR
Cuando un detector cualquiera se utiliza para medir la actividad de una fuente en forma
relativa, debe realizarse primero un proceso llamado de calibración en eficiencias. El
objetivo es obtener una relación, sea en forma analítica o numérica, que permita pasar
de la tasa de recuento de una muestra determinada a la actividad esperada. La forma de
la curva de calibración depende del detector, la fuente y la geometría empleados, por lo
que no es posible describir en términos generales su comportamiento.
El proceso de calibración se inicia midiendo una serie de muestras de actividad conocida
y determinando a continuación sus eficiencias de recuento. El detector queda calibrado
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así solamente para las energías correspondientes a las fuentes medidas. Para extender el
rango de la calibración a todo el espectro útil de energías, se ajusta una función analítica
a los datos obtenidos, lo que permite predecir valores de la eficiencia para aquellos
puntos en los que no se disponga de fuentes de referencia.
La forma analítica que se utiliza y el número de fuentes radiactivas necesarias para
realizar la calibración en energía dependen del intervalo de energías de que se trate y
del detector considerado. Como norma general, puede decirse que cuanto mayor sea la
variación de la eficiencia con la energía, más fuentes de calibración se necesitarán y más
complejas deberán ser las funciones analíticas utilizadas.
11. BREVE DESCRIPCIÓN DE ALGUNOS TIPOS DE DETECTORES
11.1 Detectores de ionización gaseosa
El fundamento básico de los detectores de ionización gaseosa es la recogida de las
cargas creadas al atravesar la radiación un volumen lleno de un gas determinado (aire,
xenón, argón,...). Este se elige teniendo en cuenta las características de la radiación
incidente y el modo de funcionamiento del detector. Cuando la radiación ionizante
atraviesa el gas, algunas moléculas de éste quedan en estado excitado y otras son
ionizadas. Los iones pueden ser creados directamente por la radiación o mediante el
proceso de ionización secundaria en el cual los electrones producidos en una ionización
previa adquieren energía suficiente para ionizar a su vez otras moléculas.
La energía media invertida para crear un par iónico es mayor que la de ionización, pues
corresponde a un promedio de varios procesos, algunos de los cuales no contribuyen a
la creación de pares, y es función del tipo de gas, de la radiación considerada y de su
energía. Un valor típico se encuentra alrededor de 30-35 eV por par iónico
En circunstancias normales, las moléculas del gas se encuentran sometidas a un
movimiento térmico. Si se aplica un campo eléctrico, el movimiento neto es el debido a
la suma del térmico y el debido al campo. La velocidad que adquieren los electrones en
estas condiciones es del orden de 103 veces mayor que la de los iones por lo que, cuando
es posible, se utilizan como gases de llenado aquellos en los que el proceso de formación
de iones negativos es despreciable (gases nobles, nitrógeno,..). La velocidad de los
portadores de carga no crece uniformente con el valor del campo aplicado, sino que
tiende a un valor de saturación. Valores del orden de 104 a 105 m/s para electrones son
típicos para los gases de llenado más corrientes.
Al fenómeno de recogida de carga por medio de la acción del campo se opone la
recombinación, por la cual los iones negativos y positivos, o estos últimos y los
electrones se combinan de nuevo para formar una molécula neutra. La intensidad de
corriente recogida en función del campo eléctrico aplicado al gas, crece inicialmente
hasta alcanzar un valor de saturación. En estas condiciones se dice que el detector
funciona en modo de cámara de ionización, pudiendo utilizarse en modo de corriente o
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impulso, según se describió en el apartado 2.
Cuando el potencial aplicado aumenta, algunos electrones adquieren energía suficiente
como para ionizar a su vez otras moléculas, produciéndose ionización secundaria. En ese
caso los impulsos eléctricos resultantes comienzan a aumentar de tamaño,
especialmente cuando los iones secundarios comienzan a su vez a producir nuevas
ionizaciones dando lugar al fenómeno conocido como avalancha de Townsed, que cesa
cuando se recogen todos los electrones producidos. Con un diseño cuidadoso, puede
hacerse que el número de iones totales creado en una interacción sea proporcional al de
iones primarios formados, denominándose por ello a este tipo de detectores como
contadores proporcionales.
El aumento del voltaje aplicado hace que comiencen a aparecer efectos no lineales,
limitando la proporcionalidad entre la energía del suceso que interacciona y el tamaño
del impulso producido. Si continúa aumentado el voltaje, los fotones de desexcitación de
las moléculas llegan a interaccionar significativamente con el gas y las paredes del
contador, generándose así nuevos electrones que dan origen a nuevas cascadas,
fenómeno conocido como descarga Geiger. Estas descargas se componen de una
multitud de avalanchas que se propagan a lo largo del electrodo colector y que cesan
cuando la concentración de iones positivos cerca del electrodo de recogida es tan
grande que hace disminuir drásticamente el campo eléctrico en esa zona. Como la
interrupción del impulso es función del valor del campo eléctrico en la vecindad del
electrodo colector y no de la ionización inicial producida por la radiación, el impulso
producido, que es de gran tamaño, es independiente del suceso que lo originó. Los
detectores que funcionan en este modo se conocen como Geiger- Mueller.
11.2 Detectores de centelleo
Los detectores de centelleo han constituido históricamente uno de los dispositivos más
ampliamente usados en la detección de radiación nuclear. Se basan en la propiedad que
tienen algunos materiales de emitir luz tras interaccionar con ellos la radiación ionizante.
Los materiales de interés son aquellos en los que la emisión de luz se produce en forma
inmediata por el proceso llamado de fluorescencia.
La casi totalidad de los detectores de radiación basados en el centelleo tiene una
configuración semejante. La luz emitida por el centelleador es enviada hacia un
dispositivo llamado tubo fotomultiplicador que se encuentra acoplado ópticamente a
aquel. El fotomultiplicador convierte la luz incidente en impulsos eléctricos. Los fotones
de centelleo inciden en el fotocátodo, en el que, en virtud del efecto fotoeléctrico,
desprenden electrones. Éstos son focalizados y enviados hacia el primero de una serie
de electrodos llamados dínodos, que se encuentran a potenciales sucesivamente
crecientes. Algunos electrones liberados por el fotocátodo inciden en el primer dínodo
generando electrones secundarios que son a su vez atraídos hacia el segundo dínodo y
así sucesivamente hasta que se obtiene, a la salida del dispositivo, un impulso eléctrico
de tamaño considerable.
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Los detectores de centelleo se caracterizan esencialmente por:
a) Una respuesta en tiempos muy rápida, lo que los hace muy útiles cuando se trata
de medir tasas de llegada de impulsos muy altas.
b) Buena linealidad en energías, dentro de un amplio intervalo. Como la luz
producida es función de la energía disipada por la radiación y el fotomultiplicador
es también un dispositivo lineal, la combinación de ambas da lugar a un detector
de respuesta lineal en energías.
c) Buena sensibilidad a la radiación, mucho mayor que en los detectores de
ionización gaseosa, debido a la mayor densidad de los materiales centelleadores.
d) Pobre resolución en energías. El rendimiento luminoso en los centelleadores es
bastante bajo, por lo que el número de fotones producidos, al cual se encuentra
ligado el poder de resolución en energías, es pequeño. Por su parte, el principio
de funcionamiento del fotomultiplicador, contribuye a esta falta de resolución.
e) Capacidad de discriminación por forma de impulso. Algunos materiales
centelleadores proporcionan impulsos de forma diferente en función del tipo de
radiación incidente.
Los centelleadores de tipo orgánico se caracterizan por tener tiempos de desexcitación
muy rápidos, del orden de unos pocos nanosegundos. Existen diversos tipos, aunque
aquí interesan casi exclusivamente los plásticos. Como en el resto de los centelleadores
orgánicos, los procesos de fluorescencia se deben a la estructura energética de niveles
de las moléculas y no dependen esencialmente del estado físico del material. En esa
estructura existen un conjunto de niveles de energía que se dividen en singletes (S) y
tripletes (T), denotándose como S0 el nivel fundamental y S*, S**, etc los estados
singlete excitados mientras que T0, T*, T**, etc corresponden a los estados triplete.
Cuando la radiación ionizante excita estados singlete, éstos decaen por medio de
transiciones no radiativas hacia los niveles excitados más bajos y de ellos hacia S0 por
emisión luminosa preferentemente. Otro proceso posible es la excitación de estados
triplete los cuales decaen al estado fundamental de este tipo T0 y, por interacción entre
estados de este tipo, a S0, con emisión luminosa que se emite con cierto retardo con
respecto a la primera descrita.
En los centelleadores de tipo inorgánico, la emisión de luz es mucho más lenta, del
orden de centenares de ns. De entre ellos cabe destacar, por su interés en el tema
tratado aquí, a los haluros alcalinos, como el NaI(Tl) y, de entre los restantes, al ZnS(Ag).
En estos materiales, la estructura cristalina juega un papel fundamental en el proceso
del centelleo. Los electrones pueden ocupar bandas como la de valencia (la de más baja
energía) o la de conducción, en la cual se mueven libremente por el cristal. Entre ambas
existe una banda de energía prohibida. El proceso de desexcitación del nivel superior a la
banda de valencia por emisión de un fotón es muy poco probable y además la longitud
de onda del fotón que podría resultar es, en muchos casos, poco conveniente. La
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introducción de una determinada impureza, que acostumbra a denominarse activador,
modifica este comportamiento, haciendo que se modifique la estructura de bandas del
cristal, con la aparición de nuevos niveles de energía en la banda antes prohibida. En
estas condiciones, y a través de una serie de procesos que implican el movimiento de
huecos hacia los nuevos niveles energéticos y la llegada posterior de electrones, se hace
posible la desexcitación rápida de los nuevos niveles por emisión luminosa en la zona
visible del espectro.
12. DISTORSIONES EN LAS MEDIDAS DE ACTIVIDAD
12.1 Retrodispersión
Salvo en algunos casos especiales, como las medidas por centelleo líquido, las fuentes
radiactivas tienen en general un soporte sólido sobre el cual se deposita el compuesto
químico que contiene al nucleido radiactivo. La emisión radiactiva es isótropa
espacialmente, por lo que existe una cierta probabilidad de que una partícula (o fotón)
emitida inicialmente (Figura 9) hacia abajo, en dirección al soporte, sufra una o varias
deflexiones angulares en éste, y, como consecuencia de ellas, abandone la fuente por la
superficie superior. Se dice entonces que la partícula (o fotón) ha sido retrodispersada y
la fracción de sucesos que ha experimentado ese efecto se denomina coeficiente de
retrodispersión. Este coeficiente depende fuertemente del tipo de radiación considerado
y de la naturaleza del soporte y debe tenerse en cuenta en cualquier método de medida
en el que se detecte radiación retrodispersada.
Figura 9. Retrodispersión en fuentes emisoras de partículas alfa
En el caso de las partículas alfa, el fenómeno fue estudiado teóricamente por Crawford.
Sus cálculos, que después se han visto refrendados experimentalmente, indican que hay
una fuerte dependencia angular en la distribución de las partículas retrodispersadas, de
manera que el ángulo de salida de éstas con respecto al plano definido por la fuente
radiactiva no supera los 30 grados.
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Algunos valores típicos de los coeficientes de retrodispersión se presentan en la Tabla
1. Para las partículas α la retrodispersión es tanto mayor cuanto menor es su energía
inicial y aumenta con el número A del soporte como A4/3.
Tabla 1
Algunos valores típicos de coeficientes de retrodispersión para partículas alfa
SOPORTE
Cuarzo
Acero Inoxidable
Plata
Platino
ENERGÍA (MEV)
5,1
5,1
5,5
5,5
COEFICIENTE B (%)
0,7
1,5
2,4
3,5
Debido a la forma de interacción de los electrones o partículas β con la materia, la
importancia y variación del fenómeno es mucho mayor en éstos que en las partículas
alfa. En primer lugar, su magnitud depende del propio espesor del soporte, aumentando
al aumentar éste hasta llegar a un valor máximo llamado de saturación. Como en el caso
que se describió anteriormente, el número de partículas retrodispersadas depende del
material del soporte, variando aquí como (Z (Z+1)A)1/2. Por otra parte, la dependencia
angular de los electrones retrodispersados no es tan marcada, existiendo una
contribución importante para casi todos los ángulos de salida. Algunos valores típicos de
coeficientes de retrodispersión se dan en la Tabla 2.
Tabla 2
Valores típicos de coeficientes de retrodispersión para electrones
(Valores de saturación)
NUCLEIDO
32
P
P
60
Co
60
Co
32
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SOPORTE
Al
Au
Al
Au
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COEFICIENTE B(%)
28
80
15
50
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La retrodispersión de los fotones se produce debido a dispersiones Compton con el
material del soporte. El espectro de fotones retrodispersados tiene un límite inferior
dado por la energía mínima que un fotón puede transportar tras una interacción de este
tipo, y que corresponde a un ángulo de salida fotónica con respecto a la dirección de
incidencia de 180 grados. Como en los dos casos anteriores, la probabilidad es función
de la energía y las características del material del soporte, creciendo con el número Z de
éste.
12.2 Autoabsorción
Las fuentes radiactivas no están constituidas, por lo general, como una capa
monoatómica sobre un soporte, sino que tienen un espesor considerable. Por lo tanto, la
radiación emitida en el interior de la fuente deberá atravesar una cierta distancia en su
interior antes de abandonarla. Cuando la distancia a recorrer es mayor que el alcance de
la radiación en el medio constituido por la fuente, no se produce emisión efectiva para
ese suceso, puesto que toda la energía ha sido cedida al medio y la radiación ha sido
absorbida íntegramente en la fuente. Este fenómeno se denomina autoabsorción.
Figura 10. Autoabsorción de la radiación en la fuente radiactiva
Es claro que una partícula o un fotón tendrá una probabilidad mayor de ser absorbidos
cuando se emitan, Figura 10, con un ángulo pequeño con respecto al plano de la fuente,
puesto que en este caso el camino a recorrer hasta la superficie será mayor. El
fenómeno de la autoabsorción es de mayor importancia cuanto más grande sea la masa
de la partícula emitida y menor su energía.
En el caso de las partículas alfa (ver figura 10), y si se supone que la superficie de
la fuente es uniforme, se encuentra que la tasa de recuento N0 en geometría 2п está
relacionada con la actividad (A) por medio de la expresión: ecuación modificada
A
=1-
N0
a
2 R0
siendo a el espesor de la fuente y Ro el alcance en el medio.
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En el caso de las partículas beta o electrones, las correcciones no son igualmente fiables,
debido al distinto comportamiento de los electrones en el medio, en el que no siguen
una trayectoria rectilínea, lo que dificulta su cálculo. Por ello, conviene hacer las medidas
sobre fuentes muy finas y, en caso necesario, preparar una serie de fuentes de actividad
conocida y espesores crecientes para construir una curva característica.
La estimación de este efecto para fotones es también complicada, salvo en el caso de
una geometría sencilla. Para una fuente de pequeñas dimensiones situada frente a un
detector lejano, es decir, cuando el ángulo sólido de medida es muy pequeño, suele
admitirse una atenuación exponencial del número de fotones de acuerdo con la sección
eficaz de interacción correspondiente.
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